Oddziaływanie kwantów gamma z materią
Oddziaływanie kwantów gamma z materią zasadniczo różni się od oddziaływania naładowanych cząstek.
Po pierwsze, koncepcja spowolnienia nie ma zastosowania do promieni gamma. Ich prędkość nie zależy od energii i wynosi około 300 000 km/s. Ponadto nie mają ładunku i dlatego nie doświadczają moderującej interakcji Coulomba.
Jednak w przypadku kwantów g efektywna interakcja może objawiać się już w odległości dziesiątych części angstrema (1A = 10 -8 cm). Ta interakcja zachodzi podczas bezpośredniego zderzenia kwantu g z elektronem lub jądrem atomowym. Kwant gamma ze swoim polem elektromagnetycznym może oddziaływać z ładunki elektryczne te cząstki i przekazują im całkowicie lub częściowo swoją energię.
Ryż. 5.2.
Jonizacja właściwa wytwarzana przez promienie gamma jest około 5,10 4 razy mniejsza niż jonizacja właściwa cząstek alfa i 50 razy mniejsza niż jonizacja właściwa cząstek beta. W związku z tym siła penetracji promieniowania gamma jest większa. Oddziaływania fotonów z materią można sklasyfikować według dwóch głównych cech:
1) według rodzaju cząstki, z którą oddziałuje foton (atom, elektron, jądro atomowe),
2) ze względu na charakter interakcji (absorpcja, rozpraszanie, tworzenie par).
W zakresie energii od 0,5 do setek MeV główną rolę Na utratę energii g - kwantów, powodując osłabienie natężenia promieniowania g, mają wpływ 4 procesy: rozpraszanie spójne, efekt fotoelektryczny, rozpraszanie Comptona i powstawanie par elektron-pozyton (ryc. 5.2).
Zatrzymajmy się bardziej szczegółowo nad rozważeniem głównych procesów towarzyszących przejściu promieniowania gamma przez materię.
FOTOEFEKT (ABSORPCJA FOTOELEKTRYCZNA)
Tak nazywa się proces całkowitego przekazania całej energii jednemu z elektronów znajdujących się na wewnętrznych orbitach nadchodzącego atomu.
E mi = E g - E sv.e, gdzie
E St.e - (energia wiązania elektronu w atomie), E g - energia fotonu. Zasadniczo fotoelektron można wybić z dowolnej powłoki atomu (K, L, M itp.), Której energia wiązania jest mniejsza niż energia fotonu.
Podczas efektu fotoelektrycznego elektrony emitowane są głównie pod kątem 90°, jednak wraz ze wzrostem energii padającego fotonu fotoelektrony emitowane są głównie „do przodu” w kierunku ruchu.
Efekt fotoelektryczny obserwuje się głównie podczas oddziaływania z materią g - kwantów o niskich energiach do 1 MeV. Wraz ze wzrostem liczby atomowej absorbera prawdopodobieństwo wystąpienia efektu fotoelektrycznego wzrasta proporcjonalnie do Z 4 .
Wraz ze wzrostem energii kwantów g prawdopodobieństwo absorpcji fotoelektrycznej gwałtownie maleje.
Po emisji fotoelektronu na jednej z wewnętrznych powłok atomu (z której został wyrzucony elektron) pozostaje wakat - atom znajduje się w stanie wzbudzonym. To wzbudzenie jest usuwane, gdy elektron atomowy przemieszcza się z wyższej powłoki. W tym przypadku emitowany jest albo charakterystyczny kwant Promieniowanie rentgenowskie (promieniowanie fluorescencyjne) lub elektron Augera(kiedy energia wzbudzenia nie jest uwalniana w postaci promieni rentgenowskich, ale jest przenoszona na jeden lub więcej elektronów orbitalnych). W przeciwieństwie do cząstek β, mają one zawsze dyskretne wartości energii (patrz rozpad β – wychwyt K). Prawdopodobieństwo emisji elektronów Augera jest wysokie w przypadku stosunkowo lekkich materiałów (Z<33), для тяжелых материалов (атомов) возбуждение снимается испусканием характеристического рентгеновского излучения.
Znanych jest 12 rodzajów interakcji kwantów y z materią. Spośród nich, w obszarze energii 0,05-5-1,5 MeV, charakterystycznym dla źródeł izotopowych stosowanych w geofizyce, istotne są trzy: efekt fotoelektryczny, efekt Comptona i tworzenie par.
Całkowity przekrój mikroskopowy oddziaływania kwantów z materią jest równy sumie przekrojów wymienionych procesów:
Efekt fotoelektryczny (absorpcja fotoelektryczna) to oddziaływanie kwantu z atomem, w którym kwant jest absorbowany, a jego energia jest częściowo zużywana na oddzielenie elektronu, a częściowo przekazywana temu drugiemu w postaci energii kinetycznej.
Atom, który w wyniku efektu fotoelektrycznego utracił elektron, znajduje się w stanie niestabilnym. Niemal natychmiast pusta powłoka zostaje wypełniona elektronem z bardziej odległego poziomu. Nadmiar energii, równy różnicy energii tych poziomów, uwalniany jest w postaci kwantów charakterystycznego promieniowania rentgenowskiego, które ma określoną energię dla danego pierwiastka.
Efekt Comptona zwane elastycznym rozpraszaniem kwantów y na elektronach atomów. W rezultacie kwanty zmieniają kierunek i przekazują część energii elektronom. Gdy Eg>Ei, elektrony atomowe można uznać za swobodne i będące w spoczynku. Ich połączenie z atomem praktycznie nie ma wpływu na wzorce rozpraszania.
(Np. to energia promieni gamma, Ei to energia całkowitego elektronu, Z to liczba atomowa pierwiastka).
Efekt parowania polega na utworzeniu elektronu i pozytonu przez kwant o energii równej sumie energii spoczynkowych tych cząstek = 1,02 MeV.
Pozyton anihiluje niemal natychmiastowo w wyniku zderzenia ze swobodnym elektronem substancji. W tym przypadku powstają dwa kwanty g o energii 0,51 MeV.
Źródła promieni gamma i neutronów są najważniejszymi elementami odwiertowego sprzętu do pozyskiwania promieniotwórczych substancji promieniotwórczych. Jeżeli zmiana gęstości strumienia badanych cząstek w czasie wiąże się jedynie z fluktuacjami statystycznymi, źródło nazywa się stacjonarnym. Jeśli zmiana jest spowodowana nie tylko fluktuacjami statystycznymi, źródło nazywa się niestacjonarnym. Zwykle działają źródła niestacjonarne
w trybie pulsacyjnym.
Fluktuacja- Losowe odchylenie wielkość fizyczna od jego średniej wartości; wahania cykliczne, niestabilność.
Źródłami kwantów g są ampułki metalowe zawierające z reguły (b-aktywne leki. W wyniku rozpadu b powstaje promieniowanie g. Promieniowanie cząstek b jest gaszone w korpusie ampułki lub za pomocą specjalnych filtrów
trow. Rodzaj leku, który określa aktywność -g, energię promieniowania i inne parametry źródła, zależy od rodzaju rozwiązywanego problemu (tab. 3). Źródła ampułek są stacjonarne.
Detektory promieniowania dzielą się na wypełnione gazem, scyntylacyjne i półprzewodnikowe. Zasada ich działania opiera się na rejestracji elektronów i jonów lub fotonów świetlnych powstałych w wyniku oddziaływania promieniowania z materią.
Detektory wypełnione gazem Są to szklana lub metalowa rurka wypełniona gazem obojętnym i posiadająca dwie elektrody. W przypadku braku promieniowania jonizującego pomiędzy elektrodami nie przepływa prąd. Promienie gamma są absorbowane w gazie, tworząc elektrony, neutrony, tworząc cząstki alfa i protony. Naładowane cząstki jonizują gaz, powodując powstawanie impulsów prądu elektrycznego.
Liczniki scyntylacyjne wykonane z substancji optycznie czynnych - scyntylatorów. Podczas interakcji promieniowanie jonizujące z optyką substancja czynna następuje wzbudzenie atomów i cząsteczek, z których są one uwalniane, emitując fotony. Podczas rejestracji kwantów jako scyntylatory stosuje się monokryształy jodku sodu NaJ lub jodku cezu CsJ, aktywowane talem T1 w celu zwiększenia strumienia świetlnego. Aby zarejestrować neutrony termiczne
Stosuje się kryształy jodku litu aktywowane europem, wzbogacone izotopem 6Li lub kryształy na bazie siarczku cynku aktywowane srebrem.
Detektory półprzewodnikowe opierają się na wytwarzaniu wolnych nośników ładunku w ciele stałym pod wpływem promieniowania jonizującego. Zasięg cząstek w ciele stałym jest około 103 razy mniejszy niż w gazie, a prawdopodobieństwo jonizacji
znacznie wyżej.
Detektor półprzewodnikowy (SCD) jest kryształem półprzewodnikowego materiału krzemowego lub germanowego z małymi obszarami p i n, charakteryzującymi się wysokim stężeniem zanieczyszczeń i znajdującym się pomiędzy nimi rozległym, wolnym od zanieczyszczeń obszarem L. Szerokość obszaru i można zwiększyć do 8-12 mm poprzez kompensację zanieczyszczeń jonami litu. Dlatego istniejące SPD są zwykle wykonane z krzemu i litu lub germanu. Podczas jonizacji regionu i,
występuje impuls prądowy, którego siła jest proporcjonalna do energii
cząsteczka jonizująca.
SPD służy głównie do rejestracji kwantów. Stosunkowo mała objętość robocza powoduje, że wydajność SPD jest niska – większość kwantów przechodzi przez niego bez absorpcji.
Pytanie
fizyczne podstawy jafm - patrz wyżej (początek 31). Poza tym!
Detektory- patrz wyżej (31).
Elastyczne rozpraszanie neutronów jest reakcją jądrową, w której energia wewnętrzna jądra nie zmienia się, a suma energii kinetycznej układu przed i po zderzeniu zostaje zachowana.
Spowolnienie trwa do momentu, gdy neutrony znajdą się w równowadze termicznej z ośrodkiem, to znaczy do czasu, gdy ich energia stanie się średnio porównywalna z energią ruchu termicznego atomów i cząsteczek. Dlatego takie neutrony nazywane są termicznymi.
Pytanie
Gęstość GGC
Rejestracja promieni gamma gęstości (GD-G) służy do określenia gęstości skał i oceny jakości obudowy odwiertu. Odpowiednio istnieją mierniki gęstości gamma-gamma i mierniki cementu gamma-gamma.
Podstawy fizyczne GGK-P można zrozumieć analizując zjawiska zachodzące podczas napromieniania substancji twardymi kwantami y. Przy geometrii realizowanej w warunkach odwiertowych źródła i detektory znajdują się po jednej stronie badanego obiektu (ryc. 94). Dlatego tylko rozproszone, rozproszone cząstki dostają się do detektora przez specjalne otwory kolimacyjne w ekranie wykonanym z metalu przez duże Z (ołów, wolfram).
kwanty. W konsekwencji rodzaj oddziaływania kwantów gamma z materią regulowany jest efektem Camtona.
Efekt Comptona zwane elastycznym rozpraszaniem kwantów y na elektronach atomów.
Stosunek wartości Z, liczby protonów do A-
tempo zmniejszania się liczby identycznych jąder w czasie = 0,5.
Z kolei przy Z/A=0,5 zgodnie z zależnością mk jest proporcjonalne do gęstości nasypowej substancji d. Poniżej znajdują się wyjaśnienia..
akcji i jest oznaczony jako mk
Dla efektu Camptona:
Spełnienie warunku Z/A = 0,5 oznacza, że gęstość objętościowa ośrodka jest równa jego gęstości elektronowej 6e. Gęstość fazy stałej bsp większości skał, zwłaszcza piaskowców i węglanów, jest prawie równa jej gęstości elektronowej
wiadomością będzie telewizja. Jednocześnie dla fazy ciekłej (woda, olej i niektóre inne płyny złożowe) Z/A=0,5 pod wpływem wodoru. Dlatego dla fazy ciekłej gęstość dв i gęstość elektronów deв znacznie się różnią. Na przykład dla wody:
Dla skał porowatych nasyconych wodą możemy napisać:
Jeśli odejmiemy jedno od drugiego i zastosujemy równość 1, otrzymamy:
Zatem błąd wynikający z wpływu zawartości wodoru jest niewielki, w przybliżeniu stały i można go uwzględnić w interpretacji.
Sondy
Wyróżnia się gęstościomierze jednosondowe (jedno źródło - jeden detektor) i dwusondowe (jedno źródło - dwa detektory). Całkowita długość sondy Lз (sonda) to odległość między środkami źródła a detektorem, długość sondy L to odległość
wzdłuż zewnętrznej tworzącej sondy pomiędzy najbliższymi krawędziami otworów kolimacyjnych. Maksymalna długość sondy ograniczona jest dopuszczalną ze względów bezpieczeństwa aktywnością źródła, minimalna wymiarami ekranu. W przypadku większości urządzeń z dwiema sondami mała sonda ma Lз = 15-25 cm (L = 10-18 cm), duża sonda ma Lз = 35-45 cm (L = 30-35 cm).
HGM mają płytką głębokość, dlatego ich odczyty są duże
wpływ wywierają gliniane placki i jaskinie. Z tego samego powodu nie można ich używać do określania parametrów skał w studniach osłonowych.
Problemy rozwiązywane za pomocą gęstościomierza gamma-gamma:
identyfikacja skał o różnej gęstości w przekrojach studni; izolacja i oznaczenie ilościowe zawartości minerałów, których gęstość różni się od gęstości skał macierzystych; wyznaczanie współczynnika porowatości.
Przyjrzyjmy się pokrótce każdemu z nich. Gęstość gamma-gamma umożliwia separację skał, których gęstość różni się o więcej niż 0,03-0,05 g/cm3. Wyraźnie identyfikuje sole kamienne, anhydryty, a w przekrojach terygenicznych i węglanowych złoża ropy i gazu charakteryzujące się małą gęstością.
Za pomocą gęstościomierza gamma-gamma możliwe jest określenie głębokości, grubości i struktury pokładów węgla d = 1,2-1,8 g/cm3). Służy również do izolowania minerałów, których gęstość różni się od gęstości skał macierzystych. Przede wszystkim dotyczy to rud manganu i chromitu d = 3,7-4,5 g/cm3). Obecność zależności pomiędzy zawartością popiołów węgli a ich gęstością, gęstością kwarcytów żelazistych i zawartością w nich żelaza pozwala na zastosowanie GGK-P do
liczenie zapasów.
Współczynnik porowatości określa się ze wzoru:
Pochodzi ze wzoru 2) (powyżej).
Pytanie
REJESTRACJA NEUTRONÓW
Metoda GIS, polegająca na napromienianiu skał stacjonarnym strumieniem szybkich neutronów i rejestracji neutronów termicznych, neutronów supratermicznych czy g-kwantów wychwytu promieniowania, nazywana jest rejestracją neutronów (NK).
Modyfikacje NK
Istnieje supratermiczna rejestracja neutronów i neutronów (NNK-NT), termiczna rejestracja neutronów i neutronów (NNK-T), zintegrowana rejestracja neutronów gamma (ING) i spektrometryczna rejestracja neutronów gamma (SNGL).
Instrumenty głębinowe Metody neutronowe są w przybliżeniu podobne (ryc.).
Generalnie zawierają: trzonek / z ampułkowym źródłem prędkich neutronów 2 (w czasie transportu i przechowywania trzon ze źródłem umieszcza się w pojemniku ochronnym); z wyłączeniem bezpośredniego napromieniania detektora, ekran moderatora 3 wykonany z materiału zawierającego wodór i ekran absorbera 4 wykonany z ołowiu; detektor 5 neutronów lub 7 kwantów; detektor 6-kwant y promieniowania naturalnego; obwód elektroniczny 7. Dlatego urządzenia są przeznaczone do równoczesnych badań NDT i GK.
Do tego prowadzi długość detektorów oraz obecność ekranów w narzędziu wiertniczym
ze względu na to, że detektor 4 znajduje się za punktem inwersji. Dlatego środowiska o dużych
Stężenia moderatorów, takich jak porowate formacje olejowe, różnią się
schematy metod neutronowych ze wskaźnikami zredukowanymi, a warstwy są gęste, nisko-
gąbczasty - zwiększony. Sondy metod neutronowych, w których znajdują się detektory
umieszczone za punktem inwersji, nazywane są poza inwersją.
Modyfikacja NK zależy głównie od rodzaju detektora i otaczających go filtrów. W instalacjach pomiarowych NNK-T wykorzystuje się hel i rzadziej scyntyl.
liczniki. Zarejestrowana szybkość zliczania zależy głównie od strumienia neutronów termicznych. W instalacjach pomiarowych NNK-NT liczniki otoczone są filtrami kadmowymi pochłaniającymi neutrony termiczne. W sprzęcie NGC stosowane są detektory scyntylacyjne i rzadziej detektory wypełnione gazem.
y-quanta, w wyposażeniu spektrometrycznym SNGK – wysokiej jakości proporcjonalne detektory scyntylacyjne. W niektórych przypadkach stosuje się detektory półprzewodnikowe (SSD), które zapewniają znacznie wyższą rozdzielczość energii. PPD wymagają jednak chłodzenia, co znacznie komplikuje konstrukcję urządzeń i technologię pomiarową.
Ważnym parametrem sprzętu NK jest długość sondy Lз – odległość od środka źródła do środka detektora (w przypadku urządzeń wielosondowych – do początku detektora).
Podstawy fizyczne
Odczyty metod neutronowych zależą od właściwości moderujących, pochłaniających i promieniujących skały. Rozważmy parametry określające te właściwości.
Długość moderacji neutronów Ls. Można zauważyć, że długość opóźnienia zależy od współczynnika porowatości skał, czyli jest powiązana z zawartością w nich wodoru; wpływ litologii jest znacznie mniejszy. Dla
W przypadku większości minerałów skałotwórczych, które nie zawierają wody krystalizacyjnej, różnice w wartościach Ls są nieistotne. Co więcej, są one spowodowane nie tylko różnymi właściwościami opóźniającymi pierwiastków wchodzących w skład minerałów, ale także różnicami w gęstościach.
W skały, których pory są nasycone wodą, ropą i gazem, całkowitą zawartość wodoru szacuje się za pomocą wskaźnika wodorowego (HI), który jest równy stosunkowi objętościowego stężenia wodoru w danym środowisku do jego stężenia w wodzie słodkiej
woda o godz normalne warunki. ten parametr jest również nazywany
wilgotność równoważna w. Dla wody słodkiej odpowiednik
wilgotność w=1. Dla olejów wн ~ wв=1.
Czysto, bez chemii związana woda skały nasycone wodą i olej wodą:
tj. VI takich skał jest równy ich porowatości. Dla gazu wg Średni czas życia neutronów termicznych t. Wraz ze wzrostem zawartości pierwiastków o dużym przekroju absorpcyjnym t maleje. Rażąco niskie wartości są charakterystyczne dla chlorków, niskie dla minerałów żelaza, siarczanów, skaleni potasowych, minerałów ilastych zawierających potas i żelazo. Współczynnik dyfuzji neutronów termicznych D zależy przede wszystkim Długość dyfuzji neutronów termicznych- Ld. Będąc funkcją D i t, wartość Ld zależy zarówno od właściwości opóźniających, jak i pochłaniających ośrodka. Wraz ze wzrostem zawartości wodoru i liczby pierwiastków o dużym przekroju absorpcyjnym wartość Ld maleje. Emisyjność skał n reprezentuje średnią liczbę kwantów g wytworzonych podczas wychwytu radiacyjnego jednego neutronu. Opcje migracji-całkowitą długość migracji neutronów termicznych Ln w procesie ich spowalniania i dyfuzji oraz całkowitą długość migracji neutronów i promieniowania gamma wychwytu radiacyjnego Lnv wyznaczają zależności: Promień badawczy NNM-NT jest mniejszy niż NNM-T, a NNM-T jest mniejszy niż GPS. Metody neutronowe pozwalają na rozwiązanie następujących problemów: podział litologiczny przekroju; oznaczanie porowatości skał; określenie położenia kontaktu gaz-ciecz. Metody NNM-T i GPS umożliwiają określenie miejsca kontaktu ropy z wodą przy znacznym zasoleniu wód złożowych i niewielkim obszarze penetracji, a także w studniach osłonowych na podstawie obserwacji odkształceń poruszanie się po strefie penetracji. Podczas wyszukiwania wykorzystywane są metody NNM-NT i NNM-T pokładów węgla (węgiel zawiera do 12% wodoru) oraz do izolacji skał o dużej zawartości boru. Pytanie W przypadku metod pulsacyjnych neutronów skała jest napromieniana przez krótki czas. duże (czas trwania Δτ = 1-200 μs) strumienie szybkich neutronów, następujące w odstępach czasu τ. Rejestracja gęstości neutronów termicznych lub gamma kwanty wychwytu promieniowania przeprowadzane są po pewnym czasie bez opóźnienia τz. Istnieje metoda pulsacyjnego neutronu gamma (PNGM) i im- metoda pulsacyjna neutron-neutron (PNNM). Bardziej rozpowszechnione tryb promieniowania pulsacyjnego osiąga się poprzez zastosowanie małych studni akceleratory gazu, w których jony przyspieszane są do dużych prędkości w polu magnetycznym pole o dużym natężeniu. Bombardując specjalny cel, powalają silne neutrony o energii 14,1 MeV. Tak wysoką energię zapewnia głębokość badania wynosi do 60-70 cm, czyli jest większa niż przy stosowaniu stacjonarnym Źródła Narni. Dodatkowo, gdy zasilanie jest wyłączone, źródło impulsowe nick nie emituje i dlatego jest bezpieczny. Na tym nie kończą się korzyści metody impulsowe. W INM procesy spowalniania i dyfuzji zachodzą jakby sekwencyjnie w czasie i można je badać oddzielnie w zależności od czasu opóźnienia rejestracja. Natężenie zarejestrowanego promieniowania podczas zwalniania (do 10 2μs) charakteryzuje zawartość wodoru w skałach podczas dyfuzji (10(2) 10(4) µs) - stężenie absorberów. Znamienne jest, że czas życia neutronów termicznych w odwiercie jest krótszy niż w skale, a w utworach nasyconych wodą mineralizowaną jest krótszy niż w utworach nasyconych ropą. Pozwala to, stosując odpowiednie istniejące opóźnienia (ponad 800 μs), uzyskują informację niezależną od wpływu dobrze płynny i charakteryzujący rodzaj wypełniacza. Określenie płci Możliwe jest badanie kontaktu oleju z wodą metodami pulsacyjnych neutronów stężenia soli wynoszą powyżej 30 g/l, podczas gdy w metodach stacjonarnych jest to wartość nie mniej niż 100 g/l. W zasadzie OSI rozwiązują te same problemy, co metody stacjonarne, jednak skuteczność rozwiązania jest wyższa. Wady OSI obejmują złożoność sprzęt i niska prędkość rejestrowania. Spójrz 35 37. Rejestracja magnetyczna jądrowa w naturalnym polu Ziemi (NML). Podstawy fizyczne. Właściwości magnetyczne skał. Wektor namagnesowania jądrowego. Relaksacja podłużna i poprzeczna. PODSTAWY FIZYCZNE Rejestracja magnetyczna jądrowa (NML) opiera się na badaniu jądrowych właściwości magnetycznych wodoru w płynach wypełniających pory skał. Jądra atomów wodoru, podobnie jak inne pierwiastki (fluor, glin, węgiel-13 itp.), Mają swój własny moment mechaniczny P (spin) i moment magnetyczny μ, których osie pokrywają się. Spin (skręcanie) charakteryzuje wewnętrzny mechaniczny moment pędu cząstek elementarnych. Może przyjmować jedynie wartości całkowite lub półcałkowite (0; 0,5; 1; 1,5), wyrażone w jednostkach h/2π, gdzie h jest stałą Plancka (6,6261·10-34 J·Hz-1). Spiny elektronu, pozytonu, protonu i neutronu wynoszą 0,5. Oznacza to, że przyjmują one wartość 0,5 h/2π. Gdy takie jądra umieszczone zostaną w stałym zewnętrznym polu magnetycznym H, ich momenty magnetyczne μ mają tendencję do zorientowania się w kierunku wektora tego pola, co prowadzi do wystąpienia namagnesowania jądrowego. Podczas usuwania zewnętrznego pole magnetyczne nabyte namagnesowanie jądrowe ulega zniszczeniu w wyniku losowego ruchu termicznego atomów i cząsteczek substancji. Ponieważ ma to miejsce w ziemskim polu magnetycznym, jądra są zorientowane wzdłuż tego pola, poprzedzając je (wykonując tłumione obroty) wokół niego niczym szczyt w polu grawitacyjnym o tzw. częstotliwości Larmora gdzie Hz jest natężeniem pola magnetycznego Ziemi (Hz≈40 A/m); γgyr= μ/P - współczynnik żyromagnetyczny (stosunek momentu magnetycznego μ poprzedzających jąder do ich momentu mechanicznego P). Największą wartością γgyr charakteryzuje się wodór. Powoduje to najsilniejszy wyraz działania magnetyzmu jądrowego w wodorze. We wszystkich pozostałych pierwiastkach skałotwórczych efekt ten jest zbyt mały, aby można go było zmierzyć w odwiercie. Głównym zadaniem NMR jest rejestracja skutków swobodnej precesji protonów jąder wodoru w polu magnetycznym Ziemi. W tym celu do studni opuszcza się narzędzie wiertnicze, zawierające wydłużoną prostokątną cewkę, przełącznik, który naprzemiennie łączy przewody cewki albo ze źródłem prądu stałego o mocy 2-3 A, albo z wyjściem wzmacniacza. Kiedy cewka jest podłączona do źródła prądu, w otoczeniu powstaje polaryzujące stałe pole magnetyczne. Kiedy cewka jest podłączona do wzmacniacza, pole elektromagnetyczne indukowane w niej przez precesję jąder wodoru jest wzmacniane i przesyłane kablem na powierzchnię do sprzętu naziemnego, gdzie jest rejestrowane (ryc. 79). Kiedy prąd polaryzacyjny Ip przepływa przez cewkę polaryzacyjną przez czas tp (ryc. 80, II, a), w badanym ośrodku powstaje stałe pole magnetyczne o natężeniu Hp. Wektor tego pola tworzy pewien kąt z wektorem natężenia pola ziemskiego Hz i znacznie (około dwóch rzędów wielkości) przekracza go pod względem wielkości. Wektor namagnesowania jądrowego M powstający w czasie tp jest zorientowany wzdłuż wynikowego wektora Hav, który jest sumą dwóch wektorów intensywności Нп i Нз (rys. 80, I, b). gdzie M0 jest wektorem namagnesowania jądrowego w tп →∞; praktycznie tп przyjmuje się jako równe (3-5)T1 Po wyłączeniu prądu polaryzującego (stopniowe zmniejszenie do wartości prądu różnicowego Ires i całkowite wyłączenie po czasie tres) w ośrodku działa jedynie ziemskie pole magnetyczne, a wektor namagnesowania jądrowego przetwarza wokół wektora Hz z częstotliwość kołowa ω (VI.1), stopniowo powracając do pierwotnego rozmiaru (ryc. 80, I, c). Wektor namagnesowania jądrowego M względem Hz można rozłożyć na dwie składowe: podłużną Mll, pokrywającą się z kierunkiem wektora Hz i poprzeczną M⊥, prostopadłą do Hz. Pod wpływem wektora M⊥ w cewce indukowany jest elektryczny sygnał sinusoidalny (zmienny EMF) - sygnał swobodnej precesji (FSP), odpowiadający amplitudzie Et FSP (w V) w chwili t (w s) , upływający od początku precesji, zanikający zgodnie z prawem wykładniczym ze stałą czasową relaksacji poprzecznej T2 (rys. 80, II, c): Czas relaksacji poprzecznej T2 charakteryzuje szybkość tłumienia sygnału (za T2 przyjmuje się zwykle czas, w którym początkowa amplituda E0 maleje około 2,7 razy, E0 jest początkową amplitudą SSP, proporcjonalną do wektora magnetyzacji jądrowej M). Aby zapobiec wpływowi procesów przejściowych wywołanych wyłączeniem prądu różnicowego, moment podłączenia cewki do wzmacniacza przesuwa się o czas martwy τ (patrz rys. 80, II, d). Pole elektromagnetyczne indukowane w cewce sondy jest wzmacniane i przesyłane kablem na powierzchnię dzienną, gdzie urządzenie rejestrujące rejestruje amplitudę pola elektromagnetycznego Ut w chwili t. Amplituda Ut jest obwiednią sygnału swobodnej precesji: Ut = U0exp(-t/T2), gdzie U0 jest początkową amplitudą sygnału swobodnej precesji. Ponieważ sygnał precesji swobodnej maleje wykładniczo, wystarczy mieć dwie wartości jego amplitudy U1 i U2 lub U1 i U3, oddzielone pewnymi odstępami czasu t1, t2 i t3 (35, 50 i 70 ms) po rozpoczęciu precesję, tak aby poprzez ekstrapolację przywrócić amplitudę sygnału U0, która służy do wyznaczania wskaźnika wolnego płynu: Sprzęt NMR umożliwia jednoczesną automatyczną rejestrację dwóch lub trzech Rejestracja magnetyczna jądrowa w polu naturalnym Ziemi (NML). Sonda, metoda wyznaczania wskaźnika wolnego płynu (FFI), czynniki wpływające na odczyty metody, głębokość i obszary zastosowań NMR. Interpretacja diagramów NMR Interpretacja wykresów NMR polega na wyznaczeniu wartości sygnału precesji swobodnej oraz czasu relaksacji podłużnej T1. Do badań odcinków odwiertów nie wykorzystuje się czasu relaksacji poprzecznej T2, zaburzonego przez niejednorodność pola ziemskiego. W oparciu o interpretację diagramów NMR możliwe jest rozwiązanie głównych problemów: identyfikacja złóż i ocena ich właściwości złożowych; ocena charakteru nasycenia złóż i możliwości pozyskania ropy, gazu lub wody ze złoża. Izolacja kolektorów Właściwości zbiornikowe skał bada się za pomocą U0. Na wielkość zmierzonego sygnału swobodnej precesji wpływają jedynie te jądra wodoru, które są częścią cząsteczek zdolnych do poruszania się w przestrzeni porów złoża. Badania wykazały, że związana woda i węglowodory stałe (bitumy, solanki, asfalteny), zawierające protony o niskiej ruchliwości, nie są oznaczone sygnałem swobodnej precesji na diagramach NMR. Wynika to z faktu, że ze względu na obecność czasu martwego τ (patrz rys. 80) w NMR rejestrowane są tylko te ERP, które charakteryzują się czasem T2 > 30 ms. Wartość U0 jest kalibrowana w jednostkach zwanych wskaźnikiem wolnego płynu (FFI) i charakteryzującym objętość porów (w %) zajmowanych przez ciecz uczestniczącą w tworzeniu FSF. Tradycyjnie uważa się, że wskaźnik wolnego płynu odpowiada efektywnemu współczynnikowi porowatości gdzie kwo jest współczynnikiem resztkowego nasycenia wodą. Wskaźnik wolnego płynu definiuje się jako stosunek początkowej amplitudy SSP zarejestrowanej na próbce skały, której pory są wypełnione słodką wodą, do początkowej amplitudy SSP zmierzonej na wodzie destylowanej o tej samej objętości co próbka skały. Odpowiednio ISF waha się od 0 do 100%. Aby ustalić skalę krzywych NMR w jednostkach ISF, sprzęt jest standaryzowany. Na charakter zależności ISF od zawartości wolnej wody nie mają wpływu litologiczne, strukturalne ani inne cechy skały. W rezultacie w utworach, które reprezentują naprzemienność warstw zbiornikowych i niezbiornikowych, do wartości ISF mają wpływ tylko warstwy zbiornikowe, a pozostałe różnice, które nie zawierają wolnego płynu, nie tworzą sygnału swobodnej precesji. Zatem porowatość efektywna kp.eff, wyznaczona dla formacji niejednorodnej lub pakietu warstw, pozwala określić całkowitą pojemność rozpatrywanego obiektu. Odpowiednio iloczyn kp.eff przez pojemność obiektu H daje całkowitą pojemność efektywną wszystkich znajdujących się w nim warstw zbiornikowych. W zbiornikach o porowatości szczelinowej zaliczanych do ogólnego układu porów przejście od ISF do kp.eff odbywa się analogicznie jak w przypadku zbiorników ziarnistych. Dla zbiorników charakteryzujących się obecnością izolowanych wgłębień niezwiązanych z wspólny system porami, porównanie kp.eff i ISF jest błędne, ponieważ całkowita objętość izolowanych wnęk nie jest uwzględniana w porowatości efektywnej, ale jest uwzględniana w ISF. W takim przypadku konieczne jest wykluczenie objętości izolowanych wnęk, które są brane pod uwagę zgodnie z krzywą ISF, ale nie wpływają na kp.eff. Jednorodne formacje zawierające wodór, których grubość jest równa lub większa od długości sondy, zaznaczają się na krzywych NMR symetrycznymi maksimami zlokalizowanymi w środkowej części formacji; granice warstw są narysowane wzdłuż środka ukośnych linii (ryc. 82). Jeżeli grubość formacji jest mniejsza niż długość sondy, ISF zmniejsza się w porównaniu do wartości rzeczywistych, a maksimum rozszerza się; Wyznaczanie granic cienkich warstw za pomocą krzywych NMR jest trudne. Ich wartości średnie przyjmuje się jako wartości znaczące (charakterystyczne) (ISF)k. Określenie charakteru nasycenia skał Ustalenia tego dokonuje się na podstawie czasu relaksacji podłużnej T1. Do pomiaru T1 urządzenie instaluje się na zadanej głębokości w odstępach charakteryzujących się krzywą ISF jako zbiorniki zawierające wolną ciecz. Czas relaksacji podłużnej T1 można wyznaczyć za pomocą Utп bez uwzględnienia szeregu czynników wpływających na amplitudę SSP – średnicy odwiertu, grubości placka mułowego i orientacji przestrzennej odwiertu. Pomiar T1 wykonywany jest na głębokości badanej formacji dwoma sposobami: w silnym polu – T1c. p iw słabym polu - T1sl.p. Aby określić T1c. n wykonuje się serię pomiarów amplitud Utп (w V) dla różnych czasów tп (w s) i polaryzującego pola magnetycznego Нп (w A/m). Jeden z pomiarów wykonywany jest przy dostatecznie długim czasie tп →∞, zapewniającym stan równowagi wektora namagnesowania jądrowego М∞с.п (w A/m) (patrz rys. 81, II, aib). Wektor ten odpowiada amplitudzie U∞с.п i Т1с. n można obliczyć: Czas relaksacji podłużnej w słabym polu T1s. n jest określone przez czas działania resztkowego pola polaryzacyjnego Nost. Aby to zrobić, należy zmierzyć amplitudy SSP przy ustalonym czasie polaryzacji tп, ale przy sekwencyjnie zmieniającym się czasie działania tref i odpowiednio prądzie różnicowym Iref (patrz ryc. 80, II, c, d). W praktyce do wyznaczenia T1 na podstawie wyników pomiarów nie stosuje się bezpośrednich zależności amplitud Utп i Utоst od czasów tп i tоrt. Wartości T1 znajdują się graficznie. W tym celu z wyników pomiarów obliczane są wartości tzw. funkcji relaksacji podłużnej Fc. p(tp) i Fcl.p(tost), które odpowiednio w silnym i słabym polu mają postać: gdzie U(tп) jest amplitudą SSP w czasie polaryzacji tп; gdzie U(tres) jest amplitudą SSP w czasie trwania prądu różnicowego; U(trest →∞) to amplituda SSP w trest →∞, niemierzona bezpośrednio, ale obliczona ze wzoru U(trest →∞)=U0 (Irest/Ip). Obliczone wartości funkcji Fc. p(tp) lub Fcl.p(trest) odpowiadają rzeczywistym pomiarom tp i tost i służą do graficznego określenia T1. W tym celu obliczone funkcje nanosi się na postać o skali półlogarytmicznej (ryc. 83). W jednorodnym ośrodku nasyconym wodą, którego pory mają tę samą wielkość, funkcja relaksacji podłużnej, nawet w obecności wody związanej, jest jednoskładnikowa. W skali półlogarytmicznej zależność ta ma postać linii prostej ze stałymi T1 i wartościami funkcji około 0,37 (ryc. 83, a). W obecności mieszaniny płynów o różnym Т1 zależność jest przedstawiona w postaci krzywej, którą można rozłożyć na kilka linii prostych. Za pomocą tych linii prostych znajduje się T1 każdego składnika (ryc. 83, b). Tangens kąta powstałych prostych jest równy czasowi T1. Jak widać z przykładu pokazanego na rys. 83, linie proste przedstawiające funkcje Fc. p(tp) lub Fcl.p(tost) są przenoszone równolegle do siebie tak, że przecinają oś rzędnych w punkcie równy jeden. Czas T1 odpowiadający rzędnej 0,37 jest liczony (w ms) na osi odciętych. Dla przybliżonego oszacowania T1 wystarczy przeprowadzić pomiary przy dwóch wartościach czasu polaryzacji. W celu dokładnych oznaczeń wykonuje się do 15 pomiarów dla wartości tp lub trest. W formacjach wysoce przepuszczalnych najwspanialsze czasy relaksacje (dłuższe niż 1 s) obserwuje się w formacjach nasyconych wodą lub w formacjach nasyconych ropą zawierających lekki olej. Rozrzut tych wartości jest jednak duży: na wartość T1, oprócz charakteru nasycenia zbiornika, wpływają także takie czynniki, jak powierzchnia właściwa zbiornika, jego hydrofilowość lub hydrofobowość, rodzaj porowatości, zawartość gliny i lepkość płynu. Gdy nasycenie formacji olejem i wodą jest różne, bierze się pod uwagę, że bardzo lepkie (żywiczne) składniki ropy w niskich temperaturach charakteryzują się szybko zanikającymi sygnałami swobodnej precesji i charakteryzują się niskimi odczytami na wykresach NMR. Z doświadczeń badań poziomów produkcyjnych z zatłaczaną wodą słodką wynika, że czas T1 strefy penetracji zbiorników wodonośnych mieści się w przedziale 200-600 ms, a dla złóż ropy i gazu 700-1000 ms. Ponadto formacje roponośne i gazonośne, ze względu na obecność pozostałości ropy lub gazu w strefie penetracji, charakteryzują się dwoma składnikami charakterystyki relaksacji podłużnej. Rejestracja magnetyczna jądrowa ma na celu identyfikację warstw zawierających płyn ruchomy, określenie ich porowatości i charakteru nasycenia. Integracja wyników NMR z danymi z innych badań pozyskiwania drewna pozwala rozszerzyć i wyjaśnić możliwości ilościowej oceny porowatości złóż, ich efektywnej miąższości, nasycenia i zawartości ropy naftowej. Metodę NMR stosuje się także do oddzielania skał roponośnych i bitumicznych. Ograniczenia metody NMR związane są z brakiem możliwości pomiaru SSP w ośrodku (roztwór gliny, skała) o zwiększonej podatności magnetycznej, w skałach o małej porowatości efektywnej (1,5-2%), w tym w złożach spękanych, jeśli wchodzą w skład pęknięcia wypełnia się roztworem gliny. Metody tej nie można zastosować w przypadku olejów bardzo lepkich - powyżej 600 mPa s lub jeżeli w płynie myjącym znajduje się wolny płyn - woda lub olej, co powoduje powstawanie dodatkowego SSP. Wadami tej metody są: czas trwania pomiarów (prędkość ruchu urządzenia NMR jest ograniczona czasem polaryzacji tп>3Т1 i nie powinna przekraczać 250 m/h); niewielka głębokość badań (około 0,2 m), w efekcie czego wpływ strefy penetracji na odczyty NMR jest duży. Rejestracja magnetyczna jądrowa ma zastosowanie przy badaniu odcinków studni, które nie są osłonięte obudową. Powiązane informacje. Wzajemne oddziaływanieG
Pytanie 36
Schematyczne przedstawienie procesów zachodzących podczas badań NMR i powstałych wektorów namagnesowania jądrowego przedstawiono na ryc. 80. W przypadku braku zewnętrznego sztucznego pola magnetycznego momenty magnetyczne jąder wodoru μ są zorientowane w kierunku ziemskiego pola magnetycznego H3, poprzedzając je (ryc. 80, I, a).
Wektor namagnesowania jądrowego M nie jest ustalany bezpośrednio po włączeniu prądu In, ale w czasie T1 relaksacji podłużnej (ustalenia równowagi), który charakteryzuje szybkość wzrostu namagnesowania jądrowego w kierunku przyłożonego pola polaryzacyjnego (rys. 80, II, b):
rejestracja krzywych zmian wraz z głębokością amplitud sygnału precesji swobodnej U1, U2 i U3 w ustalonych czasach t1, t2 i t3 oraz stałych wartościach tp i trest. Na podstawie tych danych szacuje się (lub bezpośrednio rejestruje się przy użyciu urządzenia liczącego) wartość U0 zmniejszoną do chwili wyłączenia resztkowego prądu polaryzacyjnego. Krzywe U1, U2, U3, U0, zarejestrowane w funkcji głębokości, nazywane są krzywymi NMR (ryc. 81).
Aby otrzymać prawdziwe wartości(ISF) i zgodnie z danymi (ISF)k wprowadza się poprawki na wpływ odwiertu, placka mułowego, orientacji przestrzennej odwiertu itp. W tym celu skonstruowano odpowiednie palety i nomogramy.
Główne procesy interakcji G- kwanty z materią to efekt fotoelektryczny, rozpraszanie Comptona i tworzenie par. Prawdopodobieństwo określonej interakcji G- kwanty z materią charakteryzują się przekrojem oddziaływania dla danego procesu. Zwykle przekrój interakcji G- kwanty wyrażane są w barnach na atom ( S) lub w jednostkach Thomsona na elektron jest m, związek między którym jest:
Gdzie Z- numer seryjny elementu.
Efekt fotoelektryczny. Dzięki efektowi fotoelektrycznemu energia G- kwant jest przenoszony na jeden ze związanych elektronów atomu, który wylatuje z atomu energia kinetyczna równy różnicy energii zdarzenia G- energia kwantowa i jonizacyjna powłoki atomu, na którym znajdował się elektron. Efekt fotoelektryczny to proces całkowitej absorpcji G- kwanty. Przekrój fotoelektryczny sf rośnie wraz ze wzrostem liczby atomowej, np Zn
(4
Rozpraszanie Comptona. Jeśli energia G- kwant jest znacznie większy niż energia wiązania elektronu w atomie, z którym elektron wchodzi w interakcję G- kwant można uznać za swobodny. Efekt Comptona jest procesem rozpraszania G- kwanty na wolnych elektronach, w wyniku których zmienia się zarówno kierunek ruchu, jak i energia padających cząstek G- kwanty. Rozpraszanie Comptona zachodzi na wolnych elektronach, w wyniku czego główne cechy zjawiska można wyznaczyć dla pojedynczego elektronu, a przekrój poprzeczny atomu będzie wynikał ze zwiększenia przekroju poprzecznego pojedynczego elektronu o Z raz. Całkowity przekrój interakcji Comptona s c proporcjonalna do liczby atomowej pierwiastka i maleje stosunkowo wolno wraz ze wzrostem energii G- kwanty. Często uwzględnia się średnią względną utratę energii fotonów podczas rozpraszania Comptona: q cp =((E -E ’)/E ) cp, Gdzie mi- energia padającego fotonu; MI'- energia rozproszonego fotonu. Na podstawie tej wartości określa się przekrój
co nazywa się przekrojem absorpcji energii lub przekrojem rzeczywistej absorpcji G- kwantowe ze względu na efekt Comptona. W jednostkach Thomsona przekrój ten można obliczyć ze wzoru:
Gdzie mi wyrażona w jednostkach energii elektronu w spoczynku.
Dla wartości energetycznych G- kwanty Np. g = 0,5 MeV, Przekrój Comptona s c odwrotnie proporcjonalne Np, tj. prawdopodobieństwo rozproszenia Comptona maleje wolniej niż prawdopodobieństwo efektu fotoelektrycznego. Dlatego efekt Comptona jest dominującym procesem interakcji w szerokim zakresie energii. Nawet w przypadku ciężkich pierwiastków, takich jak ołów, przekrój Comptona stanowi większość całkowitego przekroju absorpcji w zakresie od 0,5 do 5 MeV. Dlatego w praktyce dość często dochodzi do interakcji G- kwanty z materią można uznać za rozpraszanie Comptona.
Tworzenie pary. W polu elektrycznym jąder przy energii G- kwant przekraczający dwukrotnie energię spoczynkową elektronu ( 2 m e do 2 = 1,0022 MeV, Gdzie Ja- masa spoczynkowa elektronów; Z- prędkość światła w próżni), może nastąpić proces powstawania pary elektron-pozyton, w którym cała energia padającego G- kwant zostaje przeniesiony na powstałe cząstki i jądro, w polu, w którym powstała para. Proces ten prowadzi do całkowitego wchłonięcia G- kwantowy. Jego próg energii wynosi 1,022 MeV, po czym przekrój poprzeczny do produkcji par powoli rośnie. W energiach G- kwanty przekraczające 4 MeV, przekrój procesu staje się w przybliżeniu proporcjonalny lE g . Jest także proporcjonalna do liczby porządkowej elementu. Procesowi tworzenia każdej pary towarzyszy proces wtórny G- promieniowanie w postaci dwóch fotonów o tej samej energii, jednakowej mi g = m mi do 2 = 0,511 MeV w wyniku anihilacji spowolnionego pozytonu i elektronu. Promieniowanie anihilacyjne jest pochłaniane w miejscu jego powstania.
Zatem całkowita interakcja G- kwanty z materią charakteryzują się całkowitym przekrojem, który stanowi sumę przekrojów efektu fotoelektrycznego, rozpraszania Comptona i tworzenia par s n:
(5.13),
a absorpcja energii to całkowity przekrój absorpcji energii:
Rys.5.1.Zależność przekroju całkowitego oddziaływania i jego poszczególnych składowych od energii kwantów g dla tlenu (a) i ołowiu (b): 1 – rozpraszanie Comptona; 2 - efekt fotoelektryczny; 3 - pełna sekcja; 4 – tworzenie par.
Rysunek 5.1 przedstawia zależność całkowitego przekroju poprzecznego i jego poszczególnych składników od energii dla tlenu i ołowiu. Przy obliczaniu interakcji G- kwanty z materią zazwyczaj wykorzystują makroskopowe charakterystyki interakcji G- promieniowanie w postaci iloczynu przekroju mikroskopowego i stężenia atomów: współczynnik oddziaływania masowego, który obejmuje stężenie atomów na gram substancji oraz współczynnik oddziaływania liniowego, który obejmuje stężenie atomów na jednostkę objętości substancji (1 cm 3). Współczynnik tłumienia masowego G- promieniowanie, cm 2 /g:
Gdzie M- masa atomowa; S- sekcja, stodoła. Ponieważ Z/M w przybliżeniu równy 0,5 dla wszystkich pierwiastków z wyjątkiem wodoru, masowy współczynnik tłumienia G- promieniowanie ma w przybliżeniu tę samą wartość dla wszystkich pierwiastków w obszarze energii, w którym dominującym procesem jest efekt Comptona.
Liniowy współczynnik tłumienia G- promieniowanie, 1/cm:
Gdzie R- gęstość ośrodka, g/cm 3 .
W podobny sposób wyznacza się współczynniki pochłaniania energiiG- promieniowanie W I ja. Wartości współczynników interakcji liniowej i masowejG- podane są kwanty z różnymi materiałami.Podczas rozpadu radioaktywnego jądra emitują promienie gamma o energiach od kilku kiloelektronowoltów do kilku megaelektronowoltów. Przechodząc przez materię, promienie gamma tracą energię w wyniku wystąpienia prawie trzech efektów: absorpcji fotoelektrycznej (efekt fotoelektryczny), rozpraszania Comptona (efekt Comptona) oraz tworzenia par elektron-pozyton. Względna wielkość każdego z tych efektów zależy od liczby atomowej materiału pochłaniającego i energii fotonu.
Efekt fotograficzny. Podczas absorpcji fotoelektrycznej kwant gamma zderza się z ściśle związanym elektronem (zwykle elektronami DO-warstwa) w atomach napromieniowanej substancji całkowicie przekazuje jej swoją energię, sam znika, a elektron uzyskuje energię kinetyczną równą energii kwantu gamma minus energia wiązania elektronu w atomie (ryc. 0.5) . Zatem podczas efektu fotoelektrycznego cała energia pierwotnego kwantu gamma zamieniana jest na energię kinetyczną fotoelektronów, które jonizują atomy i cząsteczki. Do pustej przestrzeni na orbicie DO-warstwowe skoki elektronów L-warstwa, wł L-warstwa – elektron M-warstwa itp. z emisją kwantów charakterystycznego promieniowania rentgenowskiego.
Ryż. 0,5. Wybicie elektronu z wewnętrznej powłoki elektronowej (efekt fotoelektryczny).
Absorpcja fotoelektryczna dominuje, gdy energia kwantowa gamma nie przekracza 0,05 MeV, a absorber to substancja o dużej liczbie atomowej (na przykład ołów).
Efekt fotoelektryczny jest niemożliwy na słabo związanych i wolnych elektronach (niezwiązanych z atomem), ponieważ nie są one w stanie absorbować promieni gamma. W powietrzu, wodzie i tkankach biologicznych absorpcja fotoelektryczna wynosi 50%, a energia kwantów gamma wynosi około 60 keV. Na E γ = 120 keV udział absorpcji fotoelektrycznej wynosi około 10%, a zaczyna się od 200 keV proces ten można pominąć. W tym przypadku promieniowanie gamma jest tłumione na skutek rozpraszania Comptona.
Efekt Comptona. Efekt ten polega na tym, że kwanty gamma zderzając się z elektronami, nie przekazują im całej swojej energii, a jedynie jej część, a po zderzeniu zmieniają kierunek swojego ruchu, tj. ulegają rozproszeniu (ryc. 0.6) . W wyniku zderzeń z kwantami gamma elektrony (elektrony odrzutu) uzyskują znaczną energię kinetyczną i wydają ją na jonizację materii (jonizacja wtórna).
Ryż. 0,6. Rozpraszanie kwantów gamma na wolnych elektronach.
W przeciwieństwie do procesu absorpcji fotoelektrycznej, podczas efektu Comptona kwanty gamma oddziałują z zewnętrznymi elektronami walencyjnymi, których energia wiązania jest minimalna. Rozpraszanie Comptona jest możliwe na wolnych elektronach. Zatem w wyniku efektu Comptona intensywność promieniowania gamma ulega osłabieniu na skutek oddziaływania kwantów gamma z elektronami ośrodka, rozpraszania się w różnych kierunkach i wychodzenia poza wiązkę pierwotną, a także w wyniku przekazują część swojej energii elektronom.
Tworzenie par elektron-pozyton. Niektóre kwanty gamma o energii nie mniejszej niż 1,022 MeV, przechodząc przez materię, pod wpływem silnego pola elektrycznego w pobliżu jądra atomowego przekształcają się w parę „elektron-pozyton” (ryc. 0.7). W tym przypadku jedna forma materii – promieniowanie gamma – ulega przemianie w inną – w cząstki materii!
Powstanie takiej pary cząstek jest możliwe jedynie przy energiach promieni gamma nie mniejszych niż energia równoważna masie obu cząstek – elektronu i pozytonu. Ponieważ masy elektronu i pozytonu są takie same, to dla ich powstania (bez przekazywania im dodatkowej energii kinetycznej) energia kwantu gamma musi spełniać zależność między masą a energią:
mi γ = hv ≥ 2ja c 2 ≈ 1,022 MeV.
Jeżeli energia kwantów gamma jest większa niż 1,022 MeV, wówczas jej nadmiar zostaje przeniesiony na cząstki. Następnie energia kinetyczna powstałych cząstek mi k jest równe różnicy energii fotonu miγ i dwukrotność energii spoczynkowej elektronu:
mi k = miγ – 2 ja c 2 = hv – 1,022 MeV.
Ryż. 0,7. Tworzenie par elektron-pozyton.
Powstała para elektron-pozyton następnie znika (anihiluje), zamieniając się w dwa wtórne promienie gamma o energii równej energii równoważnej masie spoczynkowej cząstek (0,511 MeV). Wtórne kwanty gamma mogą powodować jedynie efekt Comptona i ostatecznie efekt fotoelektryczny, czyli tracić energię tylko podczas zderzeń z elektronami. Prawdopodobieństwo powstania pary wzrasta wraz ze wzrostem energii promieniowania gamma i gęstości absorbera. Wysokoenergetyczne promienie gamma (ponad 8 MeV) może oddziaływać z jądrami atomowymi (efekt jądrowy). Prawdopodobieństwo takiego efektu jest bardzo małe, a tego typu oddziaływanie praktycznie nie osłabia promieniowania w substancji.
Prawo tłumienia promieniowania gamma przez materię. Różni się ono znacznie od prawa tłumienia strumienia cząstek alfa i beta. Wiązka promieni gamma jest pochłaniana w sposób ciągły wraz ze wzrostem grubości warstwy absorbera; jego intensywność nie zanika przy żadnej grubości warstwy absorbera. Oznacza to, że niezależnie od grubości warstwy materii nie da się całkowicie zaabsorbować strumienia promieni gamma, a jedynie dowolną liczbę razy osłabić jego intensywność (ryc. 19). Jest to znacząca różnica pomiędzy charakterem tłumienia promieniowania gamma a tłumieniem strumienia cząstek alfa i beta, gdzie zawsze można wybrać warstwę materii, w której strumień cząstek alfa lub beta zostanie całkowicie pochłonięty.
Prawo tłumienia wiązki promieniowania gamma ma następującą postać:
ja=ja 0 e – μd,
Gdzie I - natężenie wiązki promieni gamma przechodzącej przez warstwę absorbera o grubości D; ja 0 - intensywność padającej wiązki promieni gamma; μ – współczynnik tłumienia liniowego równy względnemu spadkowi natężenia wiązki promieniowania gamma po przejściu przez absorber o grubości 1 cm.
Liniowy współczynnik tłumienia to całkowity współczynnik uwzględniający tłumienie wiązki promieniowania gamma w wyniku wszystkich trzech procesów: efektu fotoelektrycznego τ f, efekt Comptona τ do tworzenia par τ zatem,
μ = τ f + τ k + τ P.
Oznaczający μ zależy od dwóch parametrów: energii pochłoniętej wiązki promieniowania gamma oraz materiału absorbera, zatem można ją wyrazić zależnością μ/ρ , Gdzie ρ – gęstość substancji. W tym przypadku współczynnik μ , będziemy nazywać masowym współczynnikiem tłumienia.
Prawo tłumienia można również wyrazić za pomocą warstw półtłumienia D½. Grubość absorbera, po przejściu przez który natężenie promieniowania zmniejsza się o połowę, nazywana jest warstwą półtłumiącą; D½ mierzy się w jednostkach gęstości powierzchniowej ( mg/cm 2) i zależy od energii promieniowania i gęstości absorbera. Zależność pomiędzy współczynnikiem tłumienia liniowego a warstwą półtłumienia jest następująca:
D½ = 0,693/ μ ,
Lub μ = 0,693/D ½ .
Znając warstwę pół tłumiącą, można dość łatwo określić, jaką warstwę absorbera należy zastosować, aby stłumić promieniowanie określoną liczbę razy. Na przykład jedna warstwa zmniejsza intensywność promieniowania 2 razy, dwie warstwy 4 razy, trzy warstwy 8 razy itd. N warstwy - 2 N raz. W związku z tym, aby zmniejszyć natężenie promieniowania np. 512 razy, trzeba przyjąć aż warstwę o połowie tłumienia i tak, aby 2 N= 512. W tym przypadku N=9, czyli dziewięć warstw półtłumiących zmniejsza intensywność padającego promieniowania 512 razy.
1. Jaka jest różnica między oddziaływaniem elastycznym i niesprężystym?
2. Czy promieniowanie alfa może powodować jonizację substancji?
3. Czy cząstki beta przenikają do jądra?
4. Czy neutrony ulegają odchyleniu w polu elektrycznym powłok elektronowych atomów?
5. W co zamieniają się kwanty gamma, gdy stopniowo tracą energię?
6. Jaka jest długość drogi promieni gamma w materii?
7. Czy przy efekcie Comptona możliwy jest efekt fotoelektryczny?
Kiedy promieniowanie przechodzi przez substancję, intensywność wiązki słabnie
γ-kwanty, będące efektem ich oddziaływania z atomami materii.
Na ryc. Rysunek 1 przedstawia całkowity efektywny przekrój oddziaływania fotonów o energiach od 10 eV do 100 GeV z materią dla dwóch materiałów absorbujących - węgla (Z = 6) i ołowiu (Z = 82). Zidentyfikowano udział różnych procesów fizycznych w całkowitym przekroju absorpcji.
Jak widać z tych rysunków, efektywny przekrój efektu fotoelektrycznego (σ ph) na atomach substancji dominuje przy energiach fotonów poniżej ~ 0,1 MeV w węglu i poniżej ~ 1 MeV w ołowiu.
Drugim co do wielkości wkładem w całkowity przekrój poprzeczny w tym samym obszarze energii promieni gamma jest spójne rozpraszanie fotonów na atomach materii ( Rayleigha rozpraszanie). Podczas rozpraszania Rayleigha nie zachodzi ani jonizacja, ani wzbudzenie atomów; kwant gamma jest rozproszony elastycznie.
Przy energiach gamma-kwantowych powyżej ~0,1 MeV w materii o małych wartościach Z i powyżej ~1 MeV w materii o dużych wartościach Z, głównym mechanizmem osłabiania pierwotnej wiązki promieni gamma staje się niespójne rozpraszanie
fotony na elektronach materii ( Efekt Comptona).
Jeżeli energia kwantu gamma przekroczy dwukrotność masy elektronu 2m e przy 2 = 1,02 MeV, możliwy staje się proces tworzenia pary składającej się z elektronu i pozytonu. Przekrój poprzeczny wytwarzania par w polu jądrowym (σ np na rys. 1) dominuje w obszarze wysokich energii fotonów. Na ryc. Rysunek 1 pokazuje również przekrój tworzenia par w polu elektronów atomowych (σ ep).
Wymienione powyżej mechanizmy oddziaływania promieni gamma z materią nie mają wpływu na wewnętrzną strukturę jąder atomowych.
Przy wysokich energiach promieni gamma (E > 10 MeV) wzrasta prawdopodobieństwo zajścia procesu oddziaływania fotonu z jądrami materii ze wzbudzeniem stanów jądrowych. Jeżeli energia kwantowa jest większa niż energia wiązania nukleonu w jądrze, absorpcji wysokoenergetycznego kwantu gamma towarzyszyć będzie emisja nukleonu z jądra. Przy energiach kwantów gamma rzędu 20-25 MeV dla lekkich jąder (A< 40) и
13-15 МэВ для тяжелых ядер в эффективном сечении ядерного фотопоглощения
наблюдается максимум, который называется gigantyczny rezonans dipolowy
(σ GDR na wykresach na ryc. 1).
W zakresie energii kwantów gamma emitowanych przez jądra wzbudzone podczas przejść do stanu podstawowego i niższych stanów wzbudzonych, tj. przy E γ od 10 keV do około 10 MeV, największe znaczenie mają trzy procesy oddziaływania fotonów z materią: Compton (niespójny) rozpraszanie, efekt fotoelektryczny i powstawanie par elektron-pozyton. Całkowity efektywny przekrój w tym obszarze energetycznym jest sumą efektywnych przekrojów poszczególnych procesów biorących udział w osłabieniu przepływu pierwotnego:
Efektywny przekrój poprzeczny każdego procesu, obliczony na atom absorbera, jest funkcją zarówno energii promieniowania gamma, jak i liczby atomowej Z
substancje absorbujące.
Zmniejszanie intensywności I(x) monoenergetycznej skolimowanej wiązki kwantów gamma niezbyt grubą warstwą X jednorodnej substancji zachodzi wykładniczo.