Tipos de radiação radioativa, os principais processos de interação de gama quanta com a matéria. Interação da radiação gama com a matéria Interação dos raios gama com a matéria efeito fotoelétrico
Doze tipos de interação de y-quanta com a matéria são conhecidos. Destes, na faixa de energia de 0,05–5–1,5 MeV, característica das fontes isotópicas usadas em geofísica, três são significativas: o efeito fotoelétrico, o efeito Compton e a formação de pares.
A seção transversal microscópica total da interação dos quanta com a matéria é igual à soma das seções transversais dos processos listados:
Efeito fotoelétrico (absorção fotoelétrica) chamou tal interação de um quantum com um átomo, em que o quantum é absorvido, e sua energia é parcialmente gasta na separação de um elétron, e parcialmente transferida para este último na forma de energia cinética.
Um átomo que perdeu um elétron como resultado do efeito fotoelétrico está em um estado instável. Quase instantaneamente, a camada liberada é preenchida por um elétron de um nível mais remoto. Um excesso de energia igual à diferença entre as energias desses níveis é liberado na forma de quanta de característica - tendo uma certa energia para um dado elemento - radiação de raios X.
Efeito Compton chamado espalhamento elástico de y ~ quanta nos elétrons dos átomos. Como resultado, os quanta mudam de direção e transferem parte da energia para os elétrons. Para Eg>Ei, os elétrons atômicos podem ser considerados livres e em repouso. Sua ligação com o átomo praticamente não tem efeito sobre as leis de espalhamento.
(Por exemplo, é a energia de gama quanta, Ei é a energia do elétron total, Z é o número ordinal do elemento).
Efeito de emparelhamento consiste na formação de um elétron e de um pósitron por um quantum de energia igual à soma das energias de repouso dessas partículas = 1,02 MeV.
Um pósitron aniquila quase instantaneamente como resultado de uma colisão com um elétron livre da matéria. Neste caso, dois g-quanta com uma energia de 0,51 MeV são formados.
Fontes de quanta gama e nêutrons são os elementos mais importantes do equipamento de perfilagem radioativa de fundo de poço. Se a mudança na densidade de fluxo das partículas em estudo no tempo estiver associada apenas a flutuações estatísticas, a fonte é chamada de estacionária. Se a mudança for causada não apenas por flutuações estatísticas, a fonte é chamada de não estacionária. Normalmente, as fontes não estacionárias funcionam
em modo de impulso.
Flutuação- Desvio aleatório de uma grandeza física do seu valor médio; flutuações cíclicas, instabilidade.
As fontes de g-quanta são ampolas metálicas contendo, via de regra, (fármacos b-ativos. Como resultado do decaimento b, ocorre radiação g. A radiação das partículas b é extinta no corpo da ampola ou usando filtros
trov. O tipo de droga que determina a atividade de -g, energia de radiação e outros parâmetros da fonte depende do tipo de problema a ser resolvido (Tabela 3). As fontes de ampolas são estacionárias.
Detectores de radiação subdivididos em preenchidos com gás, cintilantes e semicondutores. O princípio de seu funcionamento baseia-se no registro de elétrons e íons ou fótons de luz resultantes da interação da radiação com a matéria.
Detectores de gás são um tubo de vidro ou metal preenchido com um gás inerte e com dois eletrodos. Na ausência de radiação ionizante, nenhuma corrente flui entre os eletrodos. Os quanta gama são absorvidos em um gás com a formação de elétrons, nêutrons - com a formação de partículas a e prótons. Partículas carregadas ionizam o gás, resultando em pulsos de corrente elétrica.
Contadores de cintilação são feitos de substâncias opticamente ativas - cintiladores. Quando a radiação ionizante interage com uma substância opticamente ativa, átomos e moléculas são excitados, de onde são liberados, emitindo fótons. Ao registrar quanta, cristais simples de iodeto de sódio NaJ ou iodeto de césio CsJ, ativados para aumentar a saída de luz pelo tálio T1, são usados como cintiladores. Para registro de nêutrons térmicos
são usados cristais de iodeto de lítio ativados com európio, enriquecidos com o isótopo 6Li, ou cristais à base de sulfeto de zinco ativados com prata.
Os detectores semicondutores são baseados na geração de portadores de carga livre em um sólido sob a influência de radiação ionizante. A faixa de partículas em um sólido é aproximadamente 103 vezes menor do que em um gás, e a probabilidade de ionização
muito mais alto.
Detector de semicondutor (SPD)é um cristal de um material semicondutor de silício ou germânio com pequenas regiões p e n, caracterizadas por uma alta concentração de impurezas e uma região extensa L livre de impurezas localizada entre elas. A largura da região i pode ser trazida para 8- 12 mm compensando as impurezas com íons de lítio. Portanto, os PPDs existentes são geralmente silício-lítio ou germânio-lítio. Ao ionizar a região i,
há um pulso de corrente, cuja força é proporcional à energia
partícula ionizante.
O SPD é usado principalmente para registro de quanta. Um volume de trabalho relativamente pequeno leva ao fato de que a eficiência do SPD é baixa - a maioria dos quanta passa por ele, evitando a absorção.
Pergunta
fundamentos físicos da jfm - veja acima (começo 31). Além disso!
Detectores- ver acima (31).
O espalhamento elástico de nêutrons é uma reação nuclear na qual a energia interna do núcleo não muda e a soma da energia cinética do sistema antes e depois da colisão é conservada.
A desaceleração continua até o equilíbrio térmico dos nêutrons com o meio, ou seja, até que sua energia se torne, em média, proporcional à energia do movimento térmico de átomos e moléculas. É por isso que esses nêutrons são chamados de térmicos.
Pergunta
Densidade GGC
A perfilagem gama-gama de densidade (GGK-P) é usada para determinar a densidade das rochas e avaliar a qualidade do revestimento do poço. Assim, existem medidores de densidade gama-gama e medidores de cimento gama-gama.
Fundamentos físicos do GGK-P pode ser esclarecido analisando os fenômenos que surgem quando uma substância é irradiada com y-quanta duros. Com a geometria implementada em condições de poço, as fontes e detectores estão do mesmo lado do objeto em estudo (Fig. 94). Portanto, apenas os dispersos
quanta. Portanto, o tipo de interação dos quanta gama com a matéria é regulado pelo efeito Camton.
Efeito Compton chamado espalhamento elástico de y ~ quanta nos elétrons dos átomos.
A razão do valor Z, o número de prótons para A-
a taxa de diminuição do número de núcleos idênticos no tempo = 0,5.
Por sua vez, em Z / A = 0,5, de acordo com a razão mk é proporcional à densidade aparente da substância d. Abaixo segue uma explicação..
ações e é denotado por mk
Para o efeito campton:
O cumprimento da condição Z/L = 0,5 significa que a densidade aparente do meio é igual à sua densidade eletrônica 6e. A densidade da fase sólida do BTW da maioria das rochas, em particular arenitos e carbonatos, é praticamente igual à sua densidade eletrônica.
notícia seja tv. Ao mesmo tempo, para a fase líquida (água, óleo e alguns outros fluidos do reservatório) Z/A=0,5 devido ao efeito do hidrogênio. Portanto, para a fase líquida, a densidade dw e a densidade eletrônica dev diferem significativamente. Por exemplo, para a água:
Para rochas porosas saturadas de água, pode-se escrever:
Se subtrairmos um do outro e usarmos a equação 1, obtemos:
Assim, o erro devido ao efeito do teor de hidrogênio é pequeno, aproximadamente constante, e pode ser levado em consideração durante a interpretação.
Sondas
Existem medidores de densidade de sonda única (uma fonte - um detector) e de duas sondas (uma fonte - dois detectores). O comprimento total da sonda Lz (sonda) é a distância entre os pontos médios da fonte e o detector, o comprimento da sonda L é a distância
ao longo da geratriz externa da sonda entre as bordas próximas dos orifícios de colimação. O comprimento máximo da sonda é limitado pela atividade da fonte permitida do ponto de vista da segurança, o comprimento mínimo é limitado pelo tamanho da tela. Para a maioria dos dispositivos de duas sondas, a sonda pequena tem Lz = 15-25 cm (L = 10-18 cm), a sonda grande tem Lz = 35-45 cm (L = 30-35 cm).
HGMs têm uma profundidade rasa e, portanto, suas leituras mostram uma grande
bolo de barro e cavernas têm uma influência. Pela mesma razão, eles não podem ser usados para determinar os parâmetros de rochas em poços revestidos.
Tarefas resolvidas com a ajuda da medição de densidade gama-gama:
seleção de rochas com diferentes densidades nas seções dos poços; identificação e quantificação do teor de minerais, cuja densidade difere da densidade das rochas hospedeiras; determinação do coeficiente de porosidade.
Vamos nos debruçar brevemente sobre cada um deles. A medição de densidade gama-gama permite separar rochas cuja densidade difere em mais de 0,03-0,05 g/cm3. Distingue inequivocamente sais de rocha, anidritas, em seções terrígenas e carbonáticas - reservatórios de petróleo e gás, caracterizados por uma densidade reduzida.
Com a ajuda de medições de densidade gama-gama, é possível determinar a profundidade, espessura e estrutura das camadas de carvão (d=1,2-1,8 g/cm3). Também é usado para isolar minerais, cuja densidade difere da densidade das rochas hospedeiras. Em primeiro lugar, trata-se de minérios de manganês e cromita d= 3,7-4,5 g/cm3). A presença de uma dependência de correlação entre o teor de cinzas de carvões e sua densidade, a densidade de quartzitos ferruginosos e seu teor de ferro torna possível usar GGK-P para
contagem de inventário.
O coeficiente de porosidade é determinado pela fórmula:
Derivado da fórmula 2) (acima).
Pergunta
REGISTRO DE NÊUTRONS
O método de perfilagem de poço baseado na irradiação de rochas com um fluxo constante de nêutrons rápidos e o registro de nêutrons térmicos, nêutrons epitermais ou captura de radiação g-quanta é chamado de perfilagem de nêutrons (NC).
Modificações NK
Há perfilagem de nêutrons epitérmicos (NNK-NT), perfilagem de nêutrons térmicos (NNK-T), perfilagem de raios gama de nêutrons integral (NGK) e perfilagem de raios gama de nêutrons espectrométricos (SNGK).
ferramentas de fundo de poço métodos de nêutrons são aproximadamente semelhantes (Fig.).
No caso geral, eles contêm: uma haste / com uma ampola fonte de nêutrons rápidos 2 (durante o transporte e armazenamento, a haste com a fonte é colocada em um recipiente protetor); excluindo a irradiação direta do moderador de tela detector 3 de material contendo hidrogênio e o absorvente de tela 4 de chumbo; detector de 5 nêutrons ou 7 quanta; detector 6 y-quanta de radiação natural; circuito eletrônico 7. Assim, os dispositivos são projetados para END e GK simultâneos.
O comprimento dos detectores e a presença de telas na ferramenta de fundo de poço levam a
o fato de que o detector 4 está localizado atrás do ponto de inversão. Portanto, ambientes com grande
concentração de moderadores, por exemplo, formações petrolíferas porosas, diferem por
diagramas de métodos de nêutrons com indicadores reduzidos, e as camadas são densas, baixas
poroso - elevado. Sondas de métodos de nêutrons, detectores nos quais
colocado atrás do ponto de inversão, chamado além da inversão.
A modificação do NC depende principalmente do tipo de detector e dos filtros que o cercam. Os dispositivos de medição NNK-T usam hélio, menos frequentemente cintilação
contadores de ração. A taxa de contagem registrada é principalmente devido ao fluxo de nêutrons térmicos. Nas configurações de medição NNK-NT, os contadores são cercados por filtros de cádmio que absorvem nêutrons térmicos. O equipamento NGK usa detectores de cintilação, menos frequentemente preenchidos com gás.
y-quanta, no equipamento espectrométrico do SNGK - detectores de cintilação proporcional de alta qualidade. Em alguns casos, são usados detectores de semicondutores (SPDs), que fornecem uma resolução de energia muito maior. No entanto, os SPDs exigem resfriamento, o que complica significativamente o design dos instrumentos e a tecnologia de medição.
Um parâmetro importante do equipamento de END é o comprimento da sonda Lz - a distância do meio da fonte até o meio do detector (para instrumentos multiprobe - até o início do detector).
Fundações físicas
As indicações dos métodos de nêutrons dependem das propriedades moderadoras, absorventes e emissoras da rocha. Vamos considerar os parâmetros que determinam essas propriedades.
Comprimento de moderação de nêutrons Ls. Pode-se observar que o comprimento da desaceleração é determinado pelo coeficiente de porosidade das rochas, ou seja, está relacionado ao seu teor de hidrogênio; a influência da litologia é muito menor. Por
Para a maioria dos minerais formadores de rochas que não contêm água de cristalização, as diferenças nos valores de Ls são insignificantes. Ao mesmo tempo, eles se devem não apenas às diferentes propriedades retardadoras dos elementos incluídos nos minerais, mas também à diferença de densidades.
NO pedras, cujos poros estão saturados com água, óleo e gás, o teor total de hidrogênio é estimado pelo índice de hidrogênio (VI), que é igual à razão entre a concentração volumétrica de hidrogênio em um determinado meio e sua concentração em meio fresco.
água em condições normais. Este parâmetro também é chamado
umidade equivalente w. Para equivalente de água doce
umidade ww=1. Para óleos wн ~ wв=1.
Para rochas limpas e sem água saturadas com água e óleo com água:
ou seja, VI de tais rochas é igual à sua porosidade. Para gás wg Tempo de vida médio de nêutrons térmicos t. Com um aumento no conteúdo de elementos com alta seção de choque de absorção, t diminui. Valores anormalmente baixos t são típicos para cloretos, baixos - para minerais de ferro, sulfatos, feldspatos de potássio, potássio e minerais de argila contendo ferro. Coeficiente de difusão de nêutrons térmicos D depende principalmente de Comprimento de difusão de nêutrons térmicos- Lda. Sendo uma função de D e t, o valor de Ld depende das propriedades moderadoras e absorventes do meio. Com o aumento do teor de hidrogênio e o número de elementos com alta seção de choque de absorção, o valor de Ld diminui. Emissividade de rochas né o número médio de g-quanta produzidos durante a captura radiativa de um nêutron. Opções de migração- comprimento total de migração de nêutrons térmicos Ln no processo de sua moderação e difusão e o comprimento total de migração de nêutrons e radiação gama de captura radiativa Lnv são determinados pelas relações: o raio de pesquisa para HHM-NT é menor que para HHM-T, e para HHM-T - que para NGM. Os métodos de nêutrons permitem resolver os seguintes problemas: divisão litológica da seção; determinação da porosidade da rocha; determinar a posição do contato gás-líquido. Os métodos NNM-T e NGM permitem determinar a localização do contato água-óleo com uma salinidade significativa das águas de formação e uma pequena área penetração, bem como em poços revestidos com base em observações de zona de penetração. Os métodos HHM-NT e HHM-T são usados em pesquisas camadas de carvão (o carvão contém até 12% de hidrogênio) e para separar rochas com alto teor de boro. Pergunta Com métodos de nêutrons pulsados, a rocha é irradiada por um curto período de tempo fluxos de nêutrons rápidos (duração Δτ = 1–200 μs) seguindo em intervalos de tempo τ. Registro da densidade de nêutrons térmicos ou gama os quanta de captura de radiação são realizados após um certo período de tempo sem atraso τz. Existem o método gama de nêutrons pulsados (PNGM) e im- método nêutron-nêutron pulsado (PNM). Tornou-se mais difundido modo de radiação pulsada é alcançado usando poços de pequeno porte aceleradores, nos quais os íons são acelerados a altas velocidades em um campo de grande tensão. Bombardeando um alvo especial, eles nocauteiam nêutrons rápidos com uma energia de 14,1 MeV. Essa alta energia fornece profundidade de pesquisa de até 60-70 cm, que é mais do que ao usar estacionário fontes. Além disso, quando a energia está desligada, a fonte pulsada Nick não irradia e, portanto, é seguro. Os benefícios não param por aí métodos de impulso. Com OSI, os processos de desaceleração e difusão ocorrem como se sequencialmente no tempo e pode ser examinado separadamente dependendo do tempo de atraso cadastro. A intensidade da radiação registrada durante a desaceleração (até 10 2 µs) caracteriza o teor de hidrogênio das rochas durante a difusão (10(2) 10(4) µs) é a concentração de absorvedores. É essencial que o tempo de vida dos nêutrons térmicos em um poço seja menor que em rocha, e em reservatórios saturados com água mineralizada seja menor que em reservatórios saturados de óleo. Isso permite, aplicando as medidas apropriadas atrasos existentes (mais de 800 µs), obter informações que não dependem da influência fluido do poço e caracterizando o tipo de enchimento. Definição do piso A redução do contato óleo-água por métodos de nêutrons pulsados é possível com concentrações de sal superiores a 30 g/l, enquanto em métodos estacionários este valor não inferior a 100 g/l. Em princípio, OSI resolve os mesmos problemas que métodos estacionários, no entanto, a eficiência da solução é maior. As desvantagens do OSI incluem a complexidade equipamentos e baixa velocidade de corte. Look 35 37. Perfilagem magnética nuclear no campo natural da Terra (NML). Bases físicas. Propriedades magnéticas das rochas. Vetor de magnetização nuclear. Relaxamento longitudinal e transversal. BASES FÍSICAS A perfilagem magnética nuclear (NML) é baseada no estudo das propriedades magnéticas nucleares de fluidos de hidrogênio que preenchem os poros da rocha. Os núcleos dos átomos de hidrogênio, assim como outros elementos (flúor, alumínio, carbono-13, etc.), possuem momento mecânico P (spin) e momento magnético μ próprios, cujos eixos coincidem. Spin (spinning) caracteriza seu próprio momento mecânico do número de movimentos, que as partículas elementares possuem. Só pode receber valores inteiros ou semi-inteiros (0; 0,5; 1; 1,5) expressos em unidades de h/2π, onde h é a constante de Planck (6,6261 10-34 J Hz-1). Os spins do elétron, pósitron, próton e nêutron são 0,5. Isso significa que eles assumem o valor de 0,5 h/2π. Quando tais núcleos são colocados em um campo magnético externo constante H, seus momentos magnéticos μ tendem a se orientar na direção do vetor de campo dado, o que leva ao aparecimento da magnetização nuclear. Ao remover a parte externa campo magnético há uma destruição da magnetização nuclear adquirida devido ao movimento térmico aleatório de átomos e moléculas da matéria. Como isso acontece no campo magnético da Terra, os núcleos se orientam ao longo desse campo, precessando (realizando rotações amortecidas) em torno dele como um topo em um campo de gravidade com a chamada frequência de Larmor onde Hz é a intensidade do campo magnético da Terra (Hz≈40 A/m); γgyr \u003d μ / P - razão giromagnética (a razão entre o momento magnético μ dos núcleos de precessão e seu momento mecânico P). O valor mais alto de γgir é característico do hidrogênio. Esta é a razão para a expressão mais forte do efeito do magnetismo nuclear no hidrogênio. Em todos os outros elementos formadores de rocha, este efeito é muito pequeno para ser medido no fundo do poço. A principal tarefa da RMN é detectar os efeitos da precessão livre de prótons de núcleos de hidrogênio no campo magnético da Terra. Para este fim, uma ferramenta de fundo de poço é abaixada no poço, incluindo uma bobina retangular alongada, um interruptor que conecta alternadamente os cabos da bobina a uma fonte DC com potência de 2-3 A ou à saída do amplificador. Quando a bobina é conectada a uma fonte de corrente, um campo magnético constante de polarização é criado no ambiente. Quando a bobina é conectada a um amplificador, a EMF nela induzida sob a ação da precessão dos núcleos de hidrogênio é amplificada e transmitida via cabo para o equipamento superfície-terra, onde é registrada (Fig. 79). Quando a corrente de polarização Ip é passada através da bobina de polarização por um tempo tp (Fig. 80, II, a), um campo magnético constante de força Hp é formado no meio em estudo. O vetor desse campo faz um certo ângulo com o vetor de força de campo da Terra Hz e significativamente (em cerca de duas ordens de magnitude) o excede em magnitude. O vetor de magnetização nuclear M que surge durante este tempo t é orientado de acordo com o vetor resultante Hcp, que é a soma de dois vetores de intensidade Hp e Hz (Fig. 80, I, b). onde M0 é o vetor de magnetização nuclear em tп→∞; praticamente tp é tomado igual a (3-5)T1 Após desligar a corrente de polarização (diminuir gradualmente até o valor da corrente residual Ires e desligar completamente após um tempo tres), apenas o campo magnético da Terra atua no meio, e o vetor de magnetização nuclear se processa em torno do vetor Hz com um movimento circular freqüência ω (VI.1), retornando gradativamente ao seu tamanho original (Fig. 80, I, c). O vetor de magnetização nuclear M em relação a Hc pode ser decomposto em duas componentes: longitudinal Mll, coincidindo com a direção do vetor Hc, e transversal M⊥, perpendicular a Hc. Sob a ação do vetor M⊥, um sinal elétrico senoidal (EMF variável) é induzido na bobina - um sinal de precessão livre (FSP), correspondente à amplitude Et do FSP (em V) no tempo t (em s) que decorreu desde o início da precessão, que decai exponencialmente com a constante de tempo de relaxação transversal T2 (Fig. 80, II, c): O tempo de relaxação transversal T2 caracteriza a taxa de decaimento do sinal (T2 é geralmente considerado como o tempo durante o qual a amplitude inicial E0 diminui aproximadamente por um fator de 2,7, E0 é a amplitude inicial SSP proporcional ao vetor de magnetização nuclear M). Para evitar a influência de transientes causados pelo desligamento da corrente residual, o momento de conectar a bobina ao amplificador é deslocado pela quantidade de tempo morto τ (ver Fig. 80, II, d). A EMF induzida na bobina da sonda é amplificada e transmitida via cabo para a superfície da luz do dia, onde o dispositivo de registro registra a amplitude da EMF Ut no tempo t. A amplitude Ut é a envoltória do sinal de precessão livre: Ut = U0exp(-t/T2), onde U0 é a amplitude inicial do sinal de precessão livre. Como o sinal de precessão livre diminui exponencialmente, basta ter dois valores de sua amplitude U1 e U2 ou U1 e U3, separados por alguns intervalos de tempo t1, t2 e t3 (35, 50 e 70 ms) após o início do a precessão, de modo que, por extrapolação, restaure a amplitude do sinal U0, que é usada para determinar o índice de fluido livre: O equipamento de RMN possibilita o registro automático simultâneo de dois ou três Perfilagem magnética nuclear no campo natural da Terra (NML). Sonda, método para determinação do índice de fluido livre (FFI), fatores que afetam as leituras do método, profundidade e escopo de NML. Interpretação de diagramas NML A interpretação dos diagramas NML consiste em determinar os valores do sinal de precessão livre e o tempo de relaxação longitudinal T1. O tempo de relaxação transversal T2, sendo distorcido pela não homogeneidade do campo da Terra, não é utilizado para estudar seções de poços. A partir da interpretação dos diagramas NML, é possível resolver os principais problemas: identificação de reservatórios e avaliação de suas propriedades; avaliação da natureza da saturação do reservatório e as perspectivas de obtenção de óleo, gás ou água do reservatório. Isolamento de coletores O estudo das propriedades de reservatório das rochas é realizado de acordo com U0. O valor do sinal medido de precessão livre é afetado apenas pelos núcleos de hidrogênio que fazem parte das moléculas que podem se mover no espaço poroso do coletor. Estudos mostraram que água ligada e hidrocarbonetos sólidos (betume, kir, asfaltenos) contendo prótons de baixa mobilidade não são marcados por um sinal de precessão livre nos diagramas de RMN. Isso se deve ao fato de que, devido à presença do tempo morto τ (ver Fig. 80), apenas os SSPs caracterizados por tempo T2 > 30 ms são registrados no NMC. O valor de U0 é calibrado em unidades denominadas índice de fluido livre (FFI) e caracterizando o volume de poros (em %) ocupado pelo líquido envolvido na formação do FSF. O índice de fluido livre é condicionalmente considerado como correspondendo ao coeficiente de porosidade efetiva onde kw é o coeficiente de saturação de água residual. O índice de fluido livre é definido como a razão entre a amplitude inicial de SSP registrada em uma amostra de rocha cujos poros são preenchidos com água doce e a amplitude inicial de SSP medida em água destilada ocupando o mesmo volume que a amostra de rocha. Assim, o ISF varia de 0 a 100%. Para estabelecer a escala das curvas NML em unidades ISF, o equipamento é calibrado. A natureza da dependência do ISF no conteúdo de água livre não é afetada por características litológicas, estruturais e outras da rocha. Consequentemente, em formações que são uma alternância de intercamadas de reservatório e não reservatório, apenas as intercamadas de reservatório contribuem para o valor de ISF, e as diferenças restantes que não contêm fluido livre não criam um sinal de precessão livre. Portanto, a porosidade efetiva kp.ef, determinada para um reservatório ou reservatório heterogêneo, permite determinar a capacidade total do objeto considerado. Assim, o produto de kp.eff pela espessura do objeto H dá a capacidade efetiva total de todas as camadas de reservatório contidas nele. Em reservatórios com porosidade fraturada, que fazem parte do sistema de poros comum, a transição de ISF para kp.ef é realizada da mesma forma que para reservatórios granulares. Para reservatórios caracterizados pela presença de cavernas isoladas não associadas a sistema comum Desde então, a comparação de kp.ef e ISF é injustificada, uma vez que o volume total de cavidades isoladas não está incluído na porosidade efetiva, mas sim no ISF. Neste caso, é necessário excluir o volume de cavernas isoladas que são consideradas de acordo com a curva ISF, mas não afetam kp.eff. As formações homogêneas portadoras de hidrogênio, cujas espessuras são iguais ou superiores ao comprimento da sonda, são marcadas nas curvas NML por máximos simétricos localizados na parte média da formação; os limites das camadas são desenhados ao longo do meio das linhas inclinadas (Fig. 82). Se a espessura do reservatório for menor que o comprimento da sonda, há uma diminuição do ISF em relação aos valores verdadeiros e uma expansão do máximo; a determinação dos limites de camadas finas de curvas NML é difícil. Como quantidades essenciais (características) (ISF)k, seus valores médios são tomados. Determinando a natureza da saturação da rocha Esta determinação é feita a partir do tempo de relaxação longitudinal T1. Para medir T1, o instrumento é ajustado em uma determinada profundidade em intervalos caracterizados pela curva ISF como reservatórios contendo fluido livre. O tempo de relaxação longitudinal T1 pode ser determinado usando Utp sem levar em conta vários fatores que afetam a amplitude do SSP, - o diâmetro do poço, a espessura da torta de argila e a orientação espacial do poço. A medição de T1 é realizada na profundidade da formação estudada de duas formas: em campo forte - T1s. ne em um campo fraco - T1sl.p. Para determinar T1s. n é realizada uma série de medições das amplitudes Utp (em V) para vários tempos tp (em s) e do campo magnético polarizador Hp (em A/m). Uma das medições é realizada com um tempo tp→∞ suficientemente longo, que garante o estado de equilíbrio do vetor de magnetização nuclear M∞s.p (em A/m) (ver Fig. 81, II, aeb). Este vetor corresponde à amplitude U∞s.p e T1s. p pode ser calculado: Tempo de relaxamento longitudinal em um campo fraco T1c. n é determinado pela duração do campo polarizador residual HOST. Para fazer isso, meça as amplitudes SSP em um tempo de polarização fixo tp, mas com um tempo de ação tres sucessivamente variável e, consequentemente, a corrente residual Ires (ver Fig. 80, II, c, d). Na prática, para determinar T1 a partir dos resultados da medição, as dependências diretas das amplitudes Utp e Utres dos tempos tp e tres não são usadas. Os valores de T1 são encontrados graficamente. Para fazer isso, os valores das chamadas funções de relaxamento longitudinal Fc são calculados a partir dos resultados da medição. p(tp) e Fcl.p(tres), que em um campo forte e fraco, respectivamente, têm a forma: onde U(tp) é a amplitude do SSP no tempo de polarização tp; onde U(tres) é a amplitude do SSP no momento da corrente residual; U(tres→∞) - amplitude SSP em tres→∞, não medida diretamente, mas calculada pela fórmula U(tres→∞)=U0 (Ires/Ip). Os valores calculados da função Fc. p(tp) ou Fcl.p(tres) correspondem a medições reais de tp e tost e são utilizados para a determinação gráfica de Т1. Para isso, as funções calculadas são plotadas em um formulário com escala semi-logarítmica (Fig. 83). Em um meio homogêneo saturado de água, cujos poros têm o mesmo tamanho, a função de relaxação longitudinal, mesmo na presença de água ligada, é de um componente. Em uma escala semi-logarítmica, tal dependência tem a forma de uma linha reta com T1 constante e valores de função de cerca de 0,37 (Fig. 83, a). Na presença de uma mistura de fluidos com diferentes T1, a dependência é representada como uma curva, que pode ser decomposta em várias linhas retas. Essas linhas são usadas para encontrar T1 de cada componente (Fig. 83, b). A tangente do ângulo das linhas obtidas é igual ao tempo T1. Como pode ser visto no exemplo mostrado na Fig. 83, linhas retas representando as funções de Fc. p(tp) ou Fcl.p(tres), são transferidos paralelamente a si mesmos de modo que interceptam o eixo y em um ponto igual a um. O tempo T1, correspondente à ordenada 0,37, é contado (em ms) no eixo x. Para uma estimativa aproximada de T1, é suficiente fazer medições em dois valores do tempo de polarização. Com determinações precisas, são feitas até 15 medições para os valores de tp ou tres. Em formações altamente permeáveis, os maiores tempos de relaxação (mais de 1 s) são observados em formações saturadas de água ou de óleo contendo óleo leve. No entanto, a dispersão desses valores é grande: além da natureza da saturação do reservatório, o valor T1 também é afetado por fatores como a área de superfície específica do reservatório, sua hidrofilicidade ou hidrofobicidade, tipo de porosidade, argila conteúdo e viscosidade do fluido. Com uma diferença na saturação de óleo e água da formação, leva-se em consideração que os componentes de alta viscosidade (resinosos) do óleo em Baixas temperaturas são caracterizados por sinais de precessão livre que decaem rapidamente e são marcados por leituras baixas nos diagramas de RMN. De acordo com a experiência de estudo de horizontes produtivos com água doce injetada, o tempo T1 da zona de penetração em aquíferos fica entre 200-600 ms e em reservatórios de petróleo e gás - 700-1000 ms. Além disso, as formações portadoras de óleo e gás, devido à presença de óleo ou gás residual na zona de invasão, são caracterizadas por dois componentes na característica de relaxação longitudinal. A perfilagem magnética nuclear é projetada para identificar formações contendo fluido móvel, determinar sua porosidade e natureza de saturação. A combinação dos resultados de NML com dados de outros levantamentos de perfilagem de poços permite expandir e refinar as possibilidades de avaliação quantitativa da porosidade do reservatório, sua espessura efetiva, saturação e teor de óleo comercial. O método NML também é usado para separar rochas petrolíferas e betuminosas. As limitações do método de RMN estão associadas à impossibilidade de medir SSP em um meio (em lama, rocha) com suscetibilidade magnética aumentada, em rochas com baixa porosidade efetiva (1,5–2%), inclusive em reservatórios fraturados, se parte do fraturas é preenchido com lama. Este método não é aplicável para óleos muito viscosos - mais de 600 mPa·s, na presença de um fluido livre no líquido de lavagem - água ou óleo, o que cria um SSP adicional. As desvantagens do método são: a duração das medições (a velocidade de movimento do dispositivo de RMN é limitada pelo tempo de polarização tp>3T1 e não deve ultrapassar 250 m/h); a pouca profundidade do estudo (cerca de 0,2 m), pelo que a influência da zona de penetração nas leituras de RMN é grande. A perfilagem magnética nuclear é aplicável no estudo de seções de poços abertos. Informações semelhantes. Interaçãog
36 pergunta
Uma representação esquemática dos processos que ocorrem em estudos de RMN e os vetores de magnetização nuclear que surgem neste caso é mostrado nas Figs. 80. Na ausência de um campo magnético artificial externo, os momentos magnéticos dos núcleos de hidrogênio μ são orientados na direção do campo magnético da Terra Hz, precessando em torno dele (Fig. 80, I, a).
O vetor de magnetização nuclear M não é estabelecido imediatamente após a corrente Ip ser ligada, mas durante o tempo T1 de relaxação longitudinal (estabelecimento do equilíbrio), que caracteriza a taxa de aumento da magnetização nuclear na direção do campo de polarização aplicado (Fig. . 80, II, b):
curvas de registro de mudanças com profundidade de amplitudes de sinal de precessão livre U1, U2 e U3 em tempos fixos t1, t2 e t3 e valores constantes de tp e tres. Com base nesses dados, estima-se (ou registra-se diretamente por meio de um dispositivo de cálculo o valor de U0 reduzido até o momento em que a corrente de polarização residual é desligada). As curvas U1, U2, U3, U0 registradas em função da profundidade são chamadas de curvas NML (Fig. 81).
Para obter os valores verdadeiros (FIF) e de acordo com (FIS)k, são introduzidas correções para a influência do poço, torta de lama, orientação espacial do poço, etc. Para isso, são construídas as paletas e nomogramas correspondentes .
Os principais processos de interação g- quanta com matéria são o efeito fotoelétrico, espalhamento Compton e formação de pares. Probabilidade desta ou daquela interação g- quanta com matéria é caracterizado pela seção de choque de interação para o processo dado. Normalmente, a seção transversal de interação g- quanta é expresso em celeiros por átomo ( s) ou em unidades Thomson por elétron s m, cuja relação tem a forma:
Onde Z- o número ordinal do elemento.
efeito fotoelétrico. No efeito fotoelétrico, a energia g- um quantum é transferido para um dos elétrons ligados do átomo, que sai do átomo com uma energia cinética igual à diferença de energia do incidente g- energia quântica e de ionização da camada do átomo em que o elétron estava localizado. O efeito fotoelétrico é o processo de absorção completa g- quânticos. Seção transversal do efeito fotoelétrico s f cresce com o aumento do número atômico à medida que Zn
(4
Efeito Compton. Se a energia g- um quantum é muito maior do que a energia de ligação de um elétron em um átomo, um elétron no processo de interação com g- quantum pode ser considerado livre. O efeito Compton é um processo de dispersão g- quanta em elétrons livres, como resultado de que tanto a direção do movimento quanto a energia do incidente g- quânticos. O espalhamento Compton ocorre em elétrons livres; como resultado, as principais características do fenômeno podem ser determinadas para um único elétron, e a seção de choque de um átomo será obtida como resultado de um aumento na seção de choque de um único elétron em Z uma vez. Seção transversal total da interação Compton sc proporcional ao número atômico do elemento e diminui relativamente lentamente com o aumento da energia g- quânticos. Muitas vezes, a perda de energia relativa média do fóton no processo de espalhamento Compton é levada em consideração: q cp =((E -E ')/E ) cp, Onde Eé a energia do fóton incidente; E'é a energia do fóton espalhado. Usando este valor, a seção transversal é determinada
que é chamada de seção de choque de absorção de energia ou seção de choque de absorção verdadeira g- quantum no efeito Compton. Em unidades Thomson, esta seção transversal pode ser calculada usando a fórmula:
Onde E expressa em unidades de energia de um elétron em repouso.
Para valores de energia g- quantum Eg = 0,5 MeV, seção Compton sc inversamente Por exemplo, ou seja a probabilidade de espalhamento Compton diminui mais lentamente do que a probabilidade do efeito fotoelétrico. Portanto, o efeito Compton é o processo de interação predominante em uma ampla faixa de energia. Mesmo para elementos pesados como chumbo, a seção transversal do efeito Compton compõe a maior parte da seção transversal de absorção total na faixa de 0,5 a 5 MeV. Portanto, na prática, muitas vezes a interação g- quanta com matéria pode ser considerado como espalhamento Compton.
Emparelhamento. No campo elétrico de núcleos em energia g- um quantum que excede duas vezes a energia de repouso do elétron ( 2m e c 2 = 1,0022 MeV, Onde Eué a massa de repouso do elétron; Comé a velocidade da luz no vácuo), pode ocorrer o processo de formação de um par elétron-pósitron, no qual toda a energia do incidente g- o quantum é transferido para as partículas formadas e o núcleo, em cujo campo ocorreu a formação de um par. O processo leva à absorção completa g- quântico. Seu limite de energia é de 1,022 MeV, após o qual a seção de choque de produção de pares aumenta lentamente. Em energias g- quanta superior a 4 MeV, a seção transversal do processo torna-se aproximadamente proporcional a lnE g. Também é proporcional ao número ordinal do elemento. O processo de formação de cada par é acompanhado por uma g- radiação na forma de dois fótons com a mesma energia igual a E g \u003d m e c 2 \u003d 0,511 MeV devido à aniquilação do pósitron e do elétron desacelerados. A radiação de aniquilação é absorvida no local de sua geração.
Assim, a interação total g- os quanta com matéria são caracterizados por uma seção transversal total, que é a soma das seções transversais do efeito fotoelétrico, espalhamento Compton e formação de pares s n:
(5.13),
e absorção de energia é a seção transversal total de absorção de energia:
Fig.5.1 Dependência da seção de choque total da interação e seus componentes individuais da energia dos g-quanta para oxigênio (a) e chumbo (b): 1 - Espalhamento Compton; 2 - efeito fotoelétrico; 3 - seção completa; 4 - formação de pares.
A Figura 5.1 mostra as dependências da seção transversal total e seus componentes individuais da energia para oxigênio e chumbo. Ao calcular a interação g- os quanta com matéria costumam usar características macroscópicas de interação g- radiação na forma do produto da seção transversal microscópica e a concentração de átomos: o coeficiente de interação de massa, que inclui a concentração de átomos por grama de uma substância, e o coeficiente de interação linear, que inclui a concentração de átomos por unidade volume da substância (1 cm 3). Coeficiente de atenuação de massa g- radiação, cm2/g:
Onde M- massa atômica; s- seção, celeiro. Porque Z/M aproximadamente igual a 0,5 para todos os elementos, exceto hidrogênio, coeficiente de atenuação de massa g- a radiação tem aproximadamente o mesmo valor para todos os elementos na região de energia onde o processo predominante é o efeito Compton.
Fator de atenuação linear g- radiação, 1/cm:
Onde r- densidade média, g/cm3.
Os coeficientes de absorção de energia são determinados de forma semelhanteg- radiação Wa e m a. Valores de coeficientes de interação linear e de massag- quanta com materiais diferentes são dados em .A interação dos raios gama com a matéria pode ser acompanhada pelo efeito fotoelétrico, espalhamento Compton e a formação de pares elétron-pósitron. O tipo de efeito depende da energia do gama-quântico: = һυ- , onde һ é a constante de Planck; υ - frequência de radiação; E é a energia de ionização da camada atômica correspondente (a energia de ligação de um elétron ejetado de um átomo).
O efeito fotoelétrico ocorre em energias relativamente baixas e ocorre nos elétrons internos do átomo, principalmente nos elétrons da camada K. Nesse caso, toda a energia do gama-quântico é transferida para o elétron orbital e ele é expulso da órbita.
O elétron ejetado é chamado de fotoelétron. É ele quem pode causar a ionização de outros átomos. Como resultado de seu destacamento, um nível livre aparece no átomo, que é preenchido por um dos elétrons mais externos. Nesse caso, ou a radiação característica suave secundária (radiação fluorescente) é emitida ou a energia é transferida para um dos elétrons que deixa o átomo. A radiação fluorescente é observada em materiais com um grande número atômico. A probabilidade do efeito fotoelétrico aumenta com o aumento do número atômico do material e diminui com o aumento da energia do fóton.
O espalhamento Compton é o processo de interação da radiação do fóton com a matéria, no qual o fóton, como resultado de uma colisão elástica com um elétron orbital, perde parte de sua energia e muda a direção de seu movimento inicial, e um elétron de recuo (Compton e) é eliminado do átomo. Neste caso, a frequência e, consequentemente, a energia do raio gama espalhado será menor.
A energia de um elétron Compton é igual a: Е = һυ- һ
onde һυ é a energia do fóton primário; h é a energia do fóton espalhado.
Tal processo é mais característico dos fótons, cuja energia é muito maior do que a energia de ligação dos elétrons em um átomo, de modo que o espalhamento ocorre apenas nos elétrons externos (de valência).
Interação da radiação beta com a matéria
A passagem de partículas beta através da matéria é acompanhada por colisões elásticas e inelásticas com núcleos e elétrons do meio em desaceleração.
A dispersão elástica de partículas beta nos núcleos é mais provável e ocorre em energias eletrônicas relativamente baixas. A dispersão elástica de partículas beta nos elétrons é Z vezes (Z é o valor da carga nuclear) menos provável do que nos núcleos. Teoricamente, o deslocamento dos núcleos dos átomos da rede cristalina também é possível.
Quando a energia das partículas beta é maior que a energia de ligação de um elétron com um núcleo (até -1 MeV), o principal mecanismo de perda de energia é o espalhamento inelástico por elétrons ligados, o que leva à ionização e excitação dos átomos.
Em altas energias eletrônicas, o principal mecanismo de perda de energia é a frenagem radiativa, durante a qual ocorre bremsstrahlung.
Assim, os processos de interação das partículas beta com o meio são caracterizados por desaceleração radiativa e uma perda de energia relativamente grande ou uma mudança significativa na direção de seu movimento em um ato elementar. Como resultado dessa interação, a intensidade do feixe de partículas beta diminui quase exponencialmente com o aumento da espessura da camada absorvente x.
O caminho das partículas beta na matéria é geralmente uma linha quebrada, e o caminho das partículas beta da mesma energia tem uma dispersão significativa. Isso se deve ao fato de que a massa das partículas beta é extremamente pequena, de modo que a probabilidade de espalhamento elástico pelos núcleos é maior que a das partículas pesadas. Assim, as partículas beta não possuem uma profundidade de penetração exata, pois possuem um espectro de energia contínuo. Fórmulas aproximadas são usadas para uma estimativa aproximada da faixa de partículas beta. Um deles: Rav/Rair=ρair/ρav
onde Rav é o comprimento do caminho no meio; Rair - duração da corrida no ar; ρar e ρav são a densidade do ar e do meio, respectivamente; E é a energia das partículas beta.
A radiação gama caracteriza intensidade, que é entendido como o produto da energiaγ -quanta por seu número, caindo a cada segundo por unidade de superfície normal ao fluxo de gama-quanta.
Como para qualquer tipo de radiação eletromagnética, a intensidade da radiação γ de uma fonte pontual diminui em proporção inversa ao quadrado da distância da fonte de radiação (se não houver absorção adicional no meio). Isso é determinado pelas propriedades puramente geométricas do fluxo de radiação, ou seja, sua divergência com a distância de uma fonte pontual de radiação. Na realidade, tal enfraquecimento será observado em um vácuo absoluto.
A radiação gama é uma radiação altamente penetrante. Mas ao passar por qualquer substância, ela será absorvida por essa substância. Essa absorção pode ocorrer devido à interação da radiação γ com átomos, elétrons e núcleos da matéria, que se manifesta na forma dos seguintes efeitos:
· efeito fotoelétrico- consistindo em nocautear elétrons das camadas eletrônicas internas dos átomos por um γ-quântico (na maioria das vezes de Para-shell), o que leva à sua ionização e ao aparecimento de um elétron livre. Este efeito prevalece em energias de γ-quanta abaixo de 0,5 MeV;
· efeito compton, que consiste no fato de um γ-quantum excitar um elétron na camada externa de um átomo, transferindo para ele parte de sua energia, pelo que sua energia diminui e sua direção muda (espalhamento Compton);
· formação de pares - se um quantum γ voa diretamente perto do núcleo e sua energia excede 1,022 MeV, então um par elétron-pósitron pode ser formado;
· reações fotonucleares, em que os quanta gama, sendo absorvidos pelo núcleo, o excitam, transferindo sua energia para ele, e se essa energia for maior que a energia de ligação de um nêutron, próton ou partícula alfa, então essas partículas podem deixar o núcleo. Em núcleos físseis (235 U, 239 Pu, etc.), se a energia do gama-quântico for maior que o limiar de fissão nuclear, sua fissão ocorrerá.
Devido a todas essas interações, quando a radiação gama passa pelo absorvedor, sua intensidade diminui de acordo com a lei:
Onde eu 0, eué a intensidade da radiação γ antes e depois de passar pelo absorvedor;
μ é o coeficiente de atenuação linear;
dé a espessura do absorvente.
Na fig. A Figura 3.1 mostra um projeto simples do experimento de atenuação. Quando a radiação gama com intensidade EU 0 cai na espessura do absorvedor d, intensidade EU a radiação que passou pelo absorvedor é descrita pela expressão exponencial (3.1).
Arroz. 3.1. Lei Básica da Atenuação de Radiação Gama
Intensidade da radiação transmitida EUé uma função da energia da radiação gama, da composição e espessura do absorvedor. Atitude eu/eu 0 é chamado de transmitância da radiação gama. A Figura 3.2 mostra a atenuação exponencial para três energias diferentes de raios gama. Pode-se ver na figura que a transmitância aumenta com o aumento da energia da radiação gama e diminui com o aumento da espessura do absorvedor. O fator μ na equação (3.1) é chamado de fator de atenuação linear.
Fator de atenuação linearμ depende da energia dos raios γ e das propriedades do material absorvente. Tem a dimensão m -1 e é numericamente igual à fração de quanta gama monoenergética que deixa o feixe paralelo por unidade do caminho de radiação na substância. O coeficiente de atenuação linear depende da densidade e do número de série da substância, bem como da energia dos raios gama. Por exemplo, o chumbo tem alta densidade e alto número atômico e transmite uma fração muito menor da radiação gama incidente do que o alumínio ou o aço da mesma espessura.
Arroz. 3.2. Dependência da transmitância dos raios gama na espessura do absorvedor de chumbo
Os valores do coeficiente de atenuação linear da radiação gama de uma fonte de 60 Co para vários materiais são apresentados na Tabela 3.1 e sua dependência da energia de γ-quanta - na Tabela 3.2.
A espessura da camada absorvedora necessária para reduzir a intensidade de radiação pela metade é chamada de meia espessura d 1/2.
Segue da lei de absorção (3.1) que a meia espessura é igual a
Tabela 3.1
Coeficiente de atenuação linear μ de materiais de radiação γ Co-60
Tabela 3.2
Dependência do coeficiente de atenuação linear μ dos materiais
na energia de γ-quanta
| E, MeV | µ, cm-1 | |||||
| Conduzir | Água | Alumínio | Ferro | Grafite | Ar | |
| 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 |
O coeficiente de atenuação linear é o coeficiente de atenuação mais simples que pode ser medido experimentalmente, mas geralmente não é fornecido em tabelas de consulta devido à dependência da densidade do material absorvente. Por exemplo, água, gelo e vapor têm diferentes coeficientes de atenuação linear para a mesma energia, embora sejam compostos da mesma substância.
Os raios gama interagem principalmente com elétrons atômicos, portanto, o coeficiente de atenuação deve ser proporcional à densidade eletrônica P, que é proporcional à densidade aparente do material absorvente. Para qualquer substância em particular, a razão entre a densidade eletrônica e a densidade aparente dessa substância é uma constante Z/A independente da densidade aparente. A razão Z/A é quase constante para todos, exceto os elementos mais pesados e o hidrogênio:
P=Zρ / UMA, (3.3)
Onde P- densidade eletrônica;
Z- número atômico;
ρ - densidade de massa;
UMA- Número de massa.
Se dividirmos o coeficiente de atenuação linear pela densidade da substância ρ, obtemos fator de atenuação de massa, que não depende da densidade da substância:
O coeficiente de atenuação de massa é medido em cm 2 /g (no sistema SI - m 2 /kg) e depende apenas do número de série da substância e da energia dos raios gama. A julgar pela unidade de medida deste coeficiente, pode ser considerado como a seção de choque efetiva para a interação de elétrons por unidade de massa do absorvedor. O coeficiente de atenuação de massa pode ser escrito em termos da seção transversal da reação σ (cm2):
Onde N 0 - Número de Avogadro (6,02 10 23);
MAS- número de massa do elemento absorvente.
Seção transversal de interação σ eu são semelhantes em definição às secções transversais da reacção, i.e. determina a probabilidade de um vazamento eu processo durante a interação de um quantum gama com um átomo. Está relacionado com os coeficientes de atenuação linear μ eu Fórmula
Onde N- o número de átomos de uma substância em 1 cm 3;
eu- uma designação abreviada do efeito fotoelétrico (f), do efeito Compton (c) e do efeito da formação de pares elétron-pósitron (p).
As seções transversais são expressas em celeiros por átomo.
Usando o coeficiente de atenuação de massa, a equação (3.1) pode ser representada da seguinte forma:
, (3.7) onde x = ρ d.
O coeficiente de atenuação de massa não depende da densidade, mas depende da energia do fóton e do número atômico do absorvedor. As Figuras 3.3 e 3.4 mostram a dependência da energia do fóton na faixa de 0,01 a 100 MeV para grupos de elementos de carbono a chumbo. Este fator é mais comumente tabulado do que o fator de atenuação linear porque quantifica a probabilidade de raios gama interagirem com um determinado elemento.
Arroz. 3.3. Dependência do coeficiente de absorção de massa total da energia do fóton para vários materiais (faixa de energia de 0,01 a 1 MeV)
O livro de referência contém tabelas de dependências dos coeficientes de atenuação linear e de massa e o caminho livre médio dos raios gama em sua energia na faixa de 0,01 a 10 MeV para várias substâncias.
A interação da radiação gama com uma substância complexa é caracterizada por ordinal efetivo Z efeito desta substância. É igual ao número ordinal de tal substância simples condicional, cujo coeficiente de atenuação de massa em qualquer energia dos raios gama coincide com o coeficiente de atenuação de massa dessa substância complexa. É calculado a partir da razão:
Onde Р 1 , Р 2 , …, Р n- percentagem em peso de substâncias constituintes de uma substância complexa;
μ 1 /ρ 1 , μ 2 /ρ 2 , …, μ n/ρ n são os coeficientes de atenuação de massa das substâncias constituintes de uma substância complexa.
Levando em conta os três principais efeitos acima da interação da radiação gama com a matéria, o coeficiente de atenuação linear total consistirá em três componentes determinados pelo efeito fotoelétrico, o efeito Compton e o efeito de geração de pares:
Cada um deles de uma maneira diferente depende do número de série da substância e da energia dos raios gama.
No efeito fotoelétrico um quantum gama é absorvido por um átomo e um elétron escapa do átomo (Figura 3.5).
Arroz. 3.5. Esquema do processo de absorção fotoelétrica
Uma parte da energia quântica dos raios gama, igual à energia de ligação ε e, é gasta no destacamento de um elétron de um átomo, e o restante é convertido em energia cinética desse elétron. Sua:
A primeira característica do efeito fotoelétrico é que ele ocorre apenas quando a energia do gama-quântico é maior que a energia de ligação do elétron na camada correspondente do átomo. Se a energia de um raio gama é menor que a energia de ligação de um elétron em Para-shell, mas mais do que em eu-shell, então o efeito fotoelétrico pode ocorrer em todas as camadas do átomo, exceto Para- conchas, etc
A segunda característica é um aumento na absorção fotoelétrica de raios gama com um aumento na energia de ligação dos elétrons em um átomo. Em elétrons fracamente ligados, o efeito fotoelétrico praticamente não é observado e os elétrons livres não absorvem raios gama. O coeficiente de atenuação linear do efeito fotoelétrico é proporcional à razão Z4/E γ 3 .
Esta proporcionalidade é apenas aproximada, pois o expoente Z varia na faixa de 4,0 a 4,8. À medida que a energia do quantum gama diminui, a probabilidade de absorção fotoelétrica aumenta rapidamente (veja a Fig. 3.6). A absorção fotoelétrica é o processo de interação predominante para raios gama de baixa energia, raios X e bremsstrahlung.
O efeito fotoelétrico é observado principalmente em K- e eu-conchas de átomos pesados em energias de raios gama até 10 MeV. O coeficiente μ f diminui drasticamente com o aumento da energia dos raios gama e se aproxima de zero em uma energia de cerca de 10 MeV, ou seja, fotoelétrons não são produzidos. Na fig. 3.6 mostra o coeficiente de extinção de massa fotovoltaica para o chumbo. A probabilidade de interação aumenta rapidamente com a diminuição da energia, mas depois diminui acentuadamente na energia do fóton de raios gama logo abaixo da energia de ligação do elétron K. Esse salto é chamado K-borda. Abaixo dessa energia, o raio gama não tem energia suficiente para nocautear K-elétron. Abaixo de K-probabilidade de interação de borda aumenta novamente enquanto a energia fica abaixo das energias de ligação eu-elétrons. Esses saltos são chamados eu EU - , eu II-, eu III - - arestas.
Arroz. 3.6. Coeficiente de extinção de massa fotovoltaica para chumbo
Em elétrons fracamente ligados de átomos, γ-quanta são espalhados, chamados Efeito Compton . Com tal interação, ocorrem, por assim dizer, colisões elásticas de γ-quanta com uma massa equivalente m γ = E/c 2 com massa de elétrons Eu. Esquematicamente, tal colisão é mostrada na Figura 3.7. Em cada colisão, o quantum γ transfere parte de sua energia para o elétron, dando-lhe energia cinética. Portanto, esses elétrons são chamados de elétrons de recuo. A energia cinética do elétron de recuo será igual a
Onde v e são a frequência do γ-quântico antes e depois da colisão;
hé a constante de Planck.
Arroz. 3.7. Esquema da interação de um quantum gama com a matéria
com o efeito Compton
Após a colisão, o elétron de recuo e o γ-quantum se espalham nos ângulos θ e φ em relação à direção inicial do γ-quantum. Levando em conta as leis de conservação de energia e momento (momento), haverá uma mudança no comprimento de onda do γ-quântico:
Em colisões tangenciais, o γ-quantum é desviado por pequenos ângulos (φ ~ 0) e seu comprimento de onda muda insignificantemente. Será máximo em colisões frontais (φ ~ 180 0), atingindo o valor
Energia de um gama-quântico espalhado e um elétron de recuo e e estão relacionados com a energia inicial do quantum gama, com os ângulos φ e θ pelas relações:
Como a interação de um γ-quântico com qualquer elétron é independente, o valor de μ para proporcional à densidade eletrônica N e, que, por sua vez, é proporcional ao número ordinal Z substâncias. Dependência de μ na energia do γ-quântico h v e Z, obtido pelos físicos Klein, Nishina e Tamm, tem a forma:
Onde N- o número de átomos em 1 cm 3 de uma substância.
O efeito Compton ocorre principalmente em elétrons fracamente ligados nas camadas externas dos átomos. À medida que a energia aumenta, a fração de γ-quanta dispersos diminui. Mas a diminuição do coeficiente de espalhamento linear μ para ocorre mais lentamente do que μf. Portanto, na região de energia Eγ > 0,5 MeV o efeito Compton prevalece sobre o efeito fotoelétrico.
Na espectrometria de raios gama, a quantidade dμ para /dE e chamado coeficiente de espalhamento Compton diferencialγ -quanta. Seu significado físico é que determina o número de elétrons de recuo por unidade de volume de matéria, formado pelo fluxo de raios gama Ф com energia Eγ , cuja energia está na faixa de zero ao valor máximo Sua Máx. A teoria de Klein-Nishina-Tamm permite obter uma expressão analítica para a quantidade dμ para / dE e = Nd, Onde Né o número de átomos por unidade de volume de uma substância. Para ilustrar essa dependência, apresentamos distribuições gráficas de elétrons de recuo para três energias fixas de raios gama (Fig. 3.8). No caso de altas energias de raios γ (mais de 2 MeV), a distribuição de energia dos elétrons de recuo é quase constante. O desvio de um valor constante (um aumento na densidade de distribuição dos elétrons de recuo) começa quando sua energia se aproxima da energia de um γ-quantum, formando o chamado Pico Compton. Neste caso, a energia dos elétrons de recuo no pico de Compton é um pouco menor do que a energia dos quanta gama que os geraram (como pode ser visto na figura).
Arroz. 3.8. Distribuição de energia dos elétrons de recuo
para γ-quanta de várias energias
Uma vez que a energia dos elétrons de recuo não pode ser maior que a energia inicial dos γ-quanta, após o pico de Compton a distribuição abruptamente se rompe para zero. Com uma diminuição na energia de γ-quanta (menos de 1,5 MeV), a uniformidade de distribuição abaixo do pico de Compton também é violada. A Figura 3.9 mostra a dependência da energia da borda Compton da energia dos raios gama. Segue-se disso que, à medida que a energia dos raios gama aumenta, a diferença nas energias do fotopico e da borda Compton primeiro cresce rapidamente, mas, a partir de energias de 100-200 keV, essa diferença tende a um valor constante.
Efeito de emparelhamento ocorre durante a passagem de um γ-quântico próximo ao núcleo, se sua energia exceder o valor limite de 1,022 MeV. Fora do campo do núcleo, um quântico γ não pode formar um par elétron-pósitron, porque neste caso, a lei da conservação da quantidade de movimento será violada. Embora a energia de 1,022 MeV seja suficiente para gerar um par, mas então o momento das partículas geradas deve ser igual a zero, enquanto o γ-quântico tem um momento diferente de zero e igual a E γ /c. No entanto, no campo do núcleo, esse efeito se torna possível, pois nesse caso a energia e o momento do γ-quantum são distribuídos entre o elétron, pósitron e núcleo sem violar as leis de conservação. Ao mesmo tempo, como a massa do núcleo é milhares de vezes maior que a massa do elétron e do pósitron, ele recebe uma parte insignificante da energia do quantum γ, que é quase completamente distribuída entre o elétron e o pósitron. . Esquematicamente, o efeito do nascimento de um par elétron-pósitron é mostrado na Figura 3.10.
Arroz. 3.9. Dependência da energia da borda Compton da energia do raio gama
Arroz. 3.11. Dependência dos coeficientes de atenuação linear da radiação gama na energia de γ-quanta para chumbo
Todos os três processos de interação descritos acima contribuem para o coeficiente total de extinção em massa. A contribuição relativa dos três processos de interação depende da energia do gama-quântico e do número atômico do absorvedor. Na fig. 3.12 mostra um conjunto de curvas de atenuação de massa cobrindo uma ampla faixa de energias e números atômicos. O coeficiente de atenuação para todos os elementos, com exceção do hidrogênio, tem um aumento acentuado na região de baixa energia, o que indica que a absorção fotoelétrica é o processo de interação predominante nesta região. A localização deste aumento depende fortemente do número atômico. Acima do aumento na região de baixa energia, o valor do coeficiente de atenuação de massa diminui gradualmente, definindo uma região na qual a interação dominante é o espalhamento Compton.
Arroz. 3.12. Coeficientes de atenuação de massa de alguns elementos
(são mostradas as energias dos quanta gama, que geralmente são usadas em
identificação de isótopos de urânio e plutônio por radiação gama)
Os coeficientes de atenuação de massa para todos os elementos com número atômico menor que 25 (ferro) são quase idênticos na faixa de energia de 200 a 2000 keV. Na faixa de 1 a 2 MeV, as curvas de atenuação convergem para todos os elementos. A forma da curva de atenuação da massa de hidrogênio mostra que a interação dos raios gama com energias acima de 10 keV ocorre quase que exclusivamente por espalhamento Compton. Em energias acima de 2 MeV para elementos com alto número atômico Z o processo de interação com a formação de pares se torna importante e o coeficiente de atenuação de massa começa a aumentar novamente.
Existem três processos principais de interação de -quanta e matéria. São eles: o fenômeno do efeito fotoelétrico, o efeito Compton e o processo de formação de pares elétron-pósitron.
Efeito fotoelétrico.
O fenômeno reside no fato de que o -quântico, interagindo com a matéria, transfere toda a sua energia para o elétron, que por sua vez pode participar de outros processos. O balanço de energia do efeito fotoelétrico é descrito pela fórmula de Einstein
h \u003d A + E k,
onde A é a função trabalho do átomo e E k é a energia cinética do elétron.
Efeito Compton.
O efeito se manifesta na dispersão de um -quântico por um elétron. Nesse caso, o quantum espalhado tem um comprimento de onda maior que o -quântico primário. A mudança no comprimento de onda da radiação durante este processo é determinada pela relação
Onde 
.
O valor 0 é chamado Comprimento de onda Compton de um elétron. O ângulo é o ângulo de espalhamento. A diferença entre as energias dos -quanta incidentes e dispersos é convertida na energia cinética do elétron de recuo. Assim, no fenômeno Compton, a energia dos -quanta é parcialmente gasta no nocaute de elétrons (elétrons de recuo) e no aparecimento de quanta de luz, que por sua vez levam ao efeito fotoelétrico e ao efeito Compton. O número de elétrons de matéria envolvidos no espalhamento Compton diminui com o aumento da energia de γ-quanta (Fig. 2).
Formação de pares.
O processo de formação de pares elétron-pósitron começa com energias de -quanta 1,0210 6 eV (Fig. 2). Esta quantidade é o dobro da energia de repouso de um elétron ou pósitron. A interação ocorre em um ponto próximo ao núcleo ou elétron, mas não no vácuo, o que está associado à necessidade de cumprir simultaneamente as leis de conservação de energia e momento.
Para a radiação resultante do decaimento radioativo, o terceiro mecanismo considerado é ineficaz, uma vez que a energia dos -quanta durante o decaimento radioativo não excede 3 MeV.
De tudo o que foi dito, segue-se que a absorção completa de gama quanta em uma substância, levando à liberação de elétrons, depende de sua energia e do número atômico da substância.
Arroz. 2. Espectro de absorção do chumbo, decomposto em três partes:
1 - efeito fotoelétrico, 2 - efeito Compton, 3 - produção de pares
Absorção de raios gama.
A experiência mostrou que quanto maior a densidade dos corpos, mais eles atenuam a radiação γ. Um dos metais menos permeáveis à radiação γ é o chumbo, o metal mais permeável (mais do que o vidro) é o alumínio (Fig. 3).
A absorção dos raios γ, como a de qualquer outra radiação eletromagnética, depende da espessura da camada da substância que os absorve. Para cada tipo de radiação, dependendo da energia do fóton, a natureza da absorção muda, como é o caso dos quanta gama de altas energias, que são absorvidos com a formação de pares elétron-pósitron. Dados experimentais mostraram que a intensidade de um feixe paralelo de raios gama que passaram por uma camada de matéria com espessura x é adequadamente descrita pela lei de Bouguer-Lambert
, (6)
onde - coeficiente de absorção raios gama, dependendo do comprimento de onda e do tipo de substância.
Levando em conta todos os três tipos de interação dos quanta gama com a matéria, dos quais falamos, o coeficiente de absorção pode ser representado como
,
Onde 
- coeficientes de absorção para o efeito fotoelétrico, o efeito Compton e o processo de criação de um par elétron-pósitron, respectivamente (Fig. 3).
tabela 1
a) coeficiente de atenuação da radiação para o alumínio.
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onde os coeficientes 
são dadas a uma espessura de camada de 1 cm.
b) coeficiente de atenuação da radiação para chumbo.
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Valores dos coeficientes de absorção ,
assim como os coeficientes 
para diferentes substâncias, dependendo da energia do quantum de radiação incidente, geralmente são dadas na forma de tabelas e gráficos na literatura de referência,
Na fig. 3 mostra as dependências dos coeficientes 
da energia dos quanta, quando a radiação incide sobre o chumbo e o alumínio. Mais precisamente, essas dependências na forma de números são apresentadas na Tabela 1.
Arroz. 3. Dependência dos coeficientes de absorção na energia de -quanta:
a - para chumbo; b - para alumínio.
A lei de Bouguer-Lambert (6) permite determinar experimentalmente os coeficientes de absorção μ. Como segue de (6) para as espessuras da camada absorvida x 1 e x 2
.
(7)
Subtraindo a equação um da segunda equação em (7), obtemos
,
(8)
.
(9)
Assim, se traçarmos a dependência de lnI da espessura da camada absorvente a partir dos dados experimentais, então a inclinação deste gráfico linear será numericamente igual ao coeficiente de absorção - .
Arroz. 4. Diagrama de blocos da configuração experimental