• RU
  • icon На проверке: 2
Меню

Рентгенорадиометрический метод

  • Добавлен: 24.01.2023
  • Размер: 3 MB
  • Закачек: 0
Узнать, как скачать этот материал

Описание

Рентгенорадиометрический метод

Состав проекта

icon
icon
icon risunok_28_1.png
icon risunok_21.png
icon приложение рентгенорадиометрический2010.dwg
icon приложение рентгенорадиометрический.dwg
icon содержание.docx
icon Рентгенорадиометрический метод.docx

Дополнительная информация

Контент чертежей

icon приложение рентгенорадиометрический2010.dwg

приложение рентгенорадиометрический2010.dwg
Приложение к курсовому проекту "Применение метода рентгенорадиометрии при геофизических исследованиях скважин
Схема скважинных зондов РРК с двумя источниками (а)
с дифференциальными фильтрами (б) и полупроподниковым детектором (в).
Пример выделения олова по данным рентгенометрии скважин.
- 2 - радиоизотопные источники; 3 - промежуточная мишень; 4 - сцинтилляционный детектор; 5 - свинцовый экран; 6 - бериллиевый цилиндр; 7 - стальной кожух зонда; 8 - ФЭУ; 9 - экран источника; 10
- дифференциальные фильтры; 12
- коллиматоры источника и детектора; 14 - S 15 - головной каскад усилителя; 16 - термоэлектрическая батарея; 17 - вакуумированная камера; 18 - бериллиевое окно; 19 - радиатор; 20 - герметичные вводы; 21 - штуцер для откачки камеры.
I - кривая отношения скоростей счета в каналах 30 и 40 кэВ; II - кривая интегрального счета. 1 -- скопление оловянной руды; 2 - скопления тяжелых элементов.

icon приложение рентгенорадиометрический.dwg

приложение рентгенорадиометрический.dwg
ПРИМЕНЕНИЕ МЕТОДА РЕНТГЕНОРАДИОМЕТРИИ ПРИ ГЕОФИЗИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЯХ СКВАЖИН.
Схема скважинных зондов РРК с двумя источниками (а)
с дифференциальными фильтрами (б) и полупроподниковым детектором (в).
Пример выделения олова по данным рентгенометрии скважин.
- 2 - радиоизотопные источники; 3 - промежуточная мишень; 4 - сцинтилляционный детектор; 5 - свинцовый экран; 6 - бериллиевый цилиндр; 7 - стальной кожух зонда; 8 - ФЭУ; 9 - экран источника; 10
- дифференциальные фильтры; 12
- коллиматоры источника и детектора; 14 - S 15 - головной каскад усилителя; 16 - термоэлектрическая батарея; 17 - вакуумированная камера; 18 - бериллиевое окно; 19 - радиатор; 20 - герметичные вводы; 21 - штуцер для откачки камеры.
I - кривая отношения скоростей счета в каналах 30 и 40 кэВ; II - кривая интегрального счета. 1 -- скопление оловянной руды; 2 - скопления тяжелых элементов.

icon содержание.docx

Физические основы метода 5
1Общая характеристика радиоактивности ..5
1.1 Взаимодействие гамма–квантов с веществом 7
2 Характеристика рентгеновского излучения . 12
2.2 Характеристическое излучение 13
3 Физические предпосылки .18
Методическое обеспечение метода ..21
2.1Пропорциональный счётчик 24
2.2Сцинтилляционный счётчик 32
2.3Полупроводниковый счётчик 38
3 Зонды рентгенорадиометрического каротажа .41
4 Методика и техника РРК 46
4.1Блок-схема гамма-спектрометра .. 48
4.2Снятие спектров вторичного излучения .. 49
4.3Энергетическая градуировка 50
4.4Методика эталонирования 52
4.5Оценка погрешности метода 53
Мешающие факторы .54
Применение метода 57
Список литературы 61

icon Рентгенорадиометрический метод.docx

Ядерная геофизика изучает ядерные явления происходящие в горных породах и на планете в целом ядерно–физические характеристики горных пород и некоторых других природных объектов пути и способы их использования при решении геологических задач поисках разведке и контроле разработки месторождений полезных ископаемых. Геофизическая разведка проводится прежде всего при поисках нефти и газа рудных полезных ископаемых и подземных вод. Она отличается от геологической разведки тем что вся информация о поисковых объектах извлекается в результате интерпретации инструментальных измерений а не путем непосредственных наблюдений.
Геофизические методы – сравнительно молодые методы поисков и разведки полезных ископаемых но в связи с их большой глубинностью и высокой производительностью они развивались быстрыми темпами. В настоящее время геофизические методы стали неотъемлемой частью геологического картирования поисков и разведки полезных ископаемых решения инженерно – геологических и гидрогеологических задач.
К числу нейтронных методов ядерной геофизики по традиции относят методы в которых для изучения пород и руд используют источники нейтронов либо измеряют потоки нейтронов возникающие в результате ядерных реакции. Для некоторых нейтронных методов характерна суперпозиция нейтронных и γ–полей поэтому изучение нейтронных методов должно следовать за изучением гамма – методов ядерной геофизики.
Метод ГИС основанный на возбуждении и регистрации характеристического рентгеновского излучения элементов входящих в состав горных пород называют рентгенорадиометрическим методом (РРМ).
В данном курсовом проекте будет рассмотрен рентгенорадиометрический метод аппаратура метода источники детекторы а также мешающие факторы при его проведении и применение метода на практике.
Физические основы метода
1 Общая характеристика радиоактивности
Радиоактивностью называется способность неустойчивых атомных ядер самопроизвольно (спонтанно) превращаться в более устойчивые ядра других элементов испуская альфа-бета-гамма-лучи и элементарные частицы (электроны нейтроны протоны позитроны и нуклоны).
Радиоактивность атомных ядер находящихся в естественных условиях получила название естественной радиоактивности а радиоактивный распад атомных ядер при их бомбардировке элементарными частицами (электронами протонами нейтронами альфа-частицами и др.) искусственной радиоактивности. Однако эти названия отражают лишь способ получения радиоактивного изотопа а радиоактивность в обоих случаях определяется свойствами атомных ядер переходить из одного состояния в другое более устойчивое с иными физическими и химическими свойствами.
Процесс превращения одного изотопа в другой называется радиоактивным распадом. Радиоактивный распад обусловлен внутренним состоянием атомного ядра поэтому на скорость радиоактивного распада не оказывают влияния температура и давление электрическое и магнитное поля вид химического соединения данного радиоактивного элемента н его агрегатное состояние.
Радиоактивное превращение протекает самопроизвольно и вероятность радиоактивного распада λр за единицу времени является постоянной для каждого радиоактивного элемента.
При распаде естественных радиоактивных элементов испускаются альфа-бета-частицы и гамма-кванты причем испускание гамма-квантов не является самостоятельным актом оно сопровождается альфа- или бета-распадом ядер элементов.
Альфа-лучи — поток частиц которые являются ядрами атомов гелия () несут двойной положительный заряд 9.54 * 10-10 электростатических единиц и обладают наибольшей среди элементарных частиц массой (6598*10-12 г). Скорость альфа-частиц естественных радиоактивных элементов 139*109—205*109 мс. Кинетическая энергия альфа-частиц различных радиоактивных элементов составляет 399—8785 МэВ.
При прохождении через вещество энергия альфа-частиц расходуется преимущественно на ионизацию атомов что обусловлено их большим электрическим зарядом. Длина пути проходимого альфа-частицей до полной потери энергии называется пробегом. Пробег наиболее высокоэнергетичных альфа-частиц испускаемых естественными радиоактивными элементами в воздухе не превышает 115 см а в твердом веществе измеряется микронами.
Бета-лучи представляют собой поток частиц несущих единичный отрицательный (электроны) или положительный (позитроны) заряд 477 *10-10 и электростатических единиц и имеющих массу 09035*10-27 г. Скорость бета-частиц колеблется практически от нуля до 0998 скорости света.
При прохождении через вещество энергия бета-частиц расходуется на ионизацию атомов и на их возбуждение. Вследствие малой массы и единичного электрического заряда бета-частицы имеют большую проникающую способность чем альфа-частицы которая однако не превышает 8—9 мм в горных породах.
Гамма-лучи — это поток нейтральных частиц имеющих ту же природу что и радиоволны свет рентгеновское излучение и отличающихся от них лишь более высокой частотой колебания (V>242*10-18 с-1). Скорость распространения гамма-квантов постоянна и в вакууме равна скорости света с=3*108 мс.
Энергия гамма-кванта выражается соотношением:
где h — постоянная Планка равная примерно 662*10-34 Дж*с.
Длина волны λ испускаемого гамма-кванта обратно пропорциональна частоте колебаний:
Вследствие электрической нейтральности гамма-квантов проникающая способность их гораздо больше чем у альфа- и бета- частиц и в горных породах достигает десятков сантиметров.
1.1 Взаимодействие гамма-квантов с веществом
При прохождении через вещество гамма-кванты взаимодействуют с атомами электронами н атомными ядрами среды. При этом они или поглощаются целиком или теряют часть своей энергии изменяя направление распространения т. е. рассеиваются что приводит к ослаблению интенсивности гамма-излучения.
Для гамма-квантов характерны следующие процессы взаимодействия с веществом:
) фотоэлектрическое поглощение атомами вещества (фотоэффект);
) упругое рассеяние на связанных электронах вещества (релеевское рассеяние);
) неупругое рассеяние на электронах вещества (комптоновское взаимодействие);
) полное поглощение в поле ядра сопровождающееся образованием электронно-позитронной нары (эффект образования пар);
) ядерный фотоэффект;
) упругое и неупругое рассеяние на ядре и т. д.
Регистрируемая интенсивность гамма-излучения горных пород зависит в основном от трех физических явлении: фотоэффекта эффекта Комптона и эффекта образования электронно-позитронной пары. Любой из этих процессов взаимодействия носит вероятностный характер и следовательно определяется средним сечением взаимодействия которое измеряется в единицах площади. Сечения взаимодействия по порядку величины сравнимы с площадью 10-24 см2. Сечение взаимодействия зависит не только от вида атома но и от энергии гамма-кванта. Вероятность взаимодействия радиоактивных излучений с элементарной частицей в ядерной физике называется микроскопическим сечением γ данного процесса.
Суммарное сечение всех атомов (ядер) в единице объема вещества называется макроскопическим сечением взаимодействия и обозначается γ. Макроскопическое сечение взаимодействий имеет смысл относительного уменьшения потока частиц в тонкой мишени отнесенного на единицу длины пройденного пути поэтому его называют также линейным коэффициентом ослабления.
Для моноэлементного вещества γ=γN где N—число атомов в единице объема.
Для среды сложного состава состоящей из атомов нескольких типов
где – число атомов вида
- микроскопическое сечение взаимодействия для атомов вида i.
Массовый коэффициент ослабления гамма-излучения с веществом
где —плотность среды.
В зависимости от того будет бомбардирующая частица захвачена ядром или при столкновении только отдаст часть своей энергии и изменит направления движения различают микроскопические сечения захвата γ3 и рассеянии γp макроскопические — γ3 и γp и массовые — γ3 и γp.
Для реализации рентгенорадиометрического метода (РРМ) и в основном используются источники гамма-излучения с энергией менее примерно 300кэВ. В этой области энергий наиболее вероятными процессами взаимодействия являются фотоэлектрическое поглощение (фотоэффект) и комптоновское рассеяние (Комптон- эффект).
Фотоэффект. Этот эффект характерен для гамма-квантов с энергиями не более 05МэВ. Гамма-квант при прохождении через вещество может вступить во взаимодействие с электронами атомов этого вещества. Гамма-квант передает всю свою энергию и полностью поглощается а электрон выбрасывается за пределы атома.
При фотоэффекте гамма-квант может выбить связанные электроны энергия связи Ei которых меньше энергии самого гамма-кванта Еγ Энергия выброшенного за пределы атома электрона:
где me— масса электрона;
Ve — скорость выброшенного электрона.
Такой процесс вырывания электрона из атома фотоном называется фотоэффектом а вырываемые электроны — фотоэлектронами. Атом потерявший электрон оказывается в возбужденном состоянии. Освободившийся уровень энергии в атоме заполняется одним из наружных электронов при этом испускается квант характеристического (рентгеновского) излучения т. е. фотоэффект сопровождается характеристическим излучением.
В некоторых случаях энергия возбуждения непосредственно передастся одному из электронов покидающих атом и характеристического излучения не происходит. Это явление называется явлением Оже а выброшенные электроны —электронами Оже. Фотоэффект на свободном электроне невозможен так как при этом не могут быть одновременно удовлетворены законы сохранения энергии и импульса для изолированной системы квант — электрон.
Фотоэлектроны вылетают преимущественно и направлении перпендикулярном к распространению поляризованного пучка гамма-лучей малой энергии (рисунок 1 а) под углом φ90°. Вылет электронов Оже равновероятен во всех направлениях.
Рисунок 1. Схематическое изображение процессов фотоэффекта (а) комптоновского эффекта (б) и эффекта образования пар (в).
Гамма-кванты малой энергии способны выбивать из атома лишь оптические электроны обладающие малой энергией связи. Гамма-кванты большой энергии могут выбивать электроны из более глубоких электронных слоев. Это обусловливает селективное фотопоглощение гамма-квантов с ярко выраженными скачками при Ey=Ei
Микроскопическое сечение фотоэффекта γφ зависит от порядкового номера элемента (Z) н энергии гамма-кванта. Оно увеличивается с ростом Z т. е. с повышением плотности вещества и уменьшается с увеличением энергии гамма-кванта по сложной зависимости аналогично его микроскопическому сечению (рисунок 2).
Рисунок 2. Графики зависимости макроскопических сечений фотопоглощения γφ комптоновского рассеяния γk образования пар γn и полного коэффициента поглощения γ от энергии гамма-квантов в hmc2
Для характеристики горных пород как сложной системы по отношению к гамма-лучам вместо порядкового номера соответствующего отдельному химическому элементу вводят величину эффективного порядкового номера Zэф полагая что эффективный порядковый номер связан с некоторой условной средой определенного порядкового номера.
Макроскопическое сечение фотоэффекта (линейный коэффициент фотопоглощения) (в см-1)
где nA = A—ядерная плотность вещества ( — плотность вещества A — массовое число).
Комптоновский эффект. Комптоновское взаимодействие (поглощение и рассеяние) характерно для гамма-квантов всех энергий свойственных гамма-излучению естественных радиоактивных элементов и для большей части природных поглотителей при Ey=02÷30 МэВ является основным механизмом взаимодействия гамма-квантов с веществом.
Комптоновское взаимодействие происходит на электронах при энергиях гамма-квантов значительно превышающих энергию связи электронов на электронных орбитах. При этом гамма-квант вступает во взаимодействие со свободным или слабосвязанным электроном и в результате неупругого соударения с электроном передает последнему часть своей энергии и импульса а сам изменяет свое направление приобретает энергию равную (h)' и отклоняется под углом к первоначальному направлению. Электрон выбрасывается из атома под углом φ' к направлению падающего гамма-кванта (рисунок 1 б). С увеличением энергии гамма-квантов угол их отклонения от первоначального направления при комптоновском взаимодействии закономерно уменьшается.
Микроскопическое сечение комптоновского взаимодействия γk так же как и при фотоэффекте зависит от порядкового номера элемента и энергии гамма-кванта увеличиваясь с ростом Z т. е. с повышением плотности вещества и уменьшаясь с ростом Ey но более сложной зависимости как и макроскопическое сечение комптоновского рассеяния (рисунок 2).
Макроскопическое (линейное) комптоновское взаимодействие определяется количеством электронов в единице объема вещества:
где NA — число Авогадро.
Для осадочных пород ZA05 поэтому
Следует различать коэффициенты комптоновского поглощения γk3 характеризующий долю энергии которая передается гамма-квантом электрону и рассеяния γkp определяющий часть энергии уносимой рассеянным квантом т. е.
Соотношение поглощенной и рассеянной энергий а также величины углов между направлениями падающего фотона выбитого комптоновского электрона и рассеянного фотона зависят от положения электрона в атоме относительно падающего фотона в момент взаимодействия гамма-кванта с атомом вещества. В общем случае отклонение рассеянного фотона возможно в любом направлении в том числе и обратном.
2 Характеристика рентгеновского излучения
Рентгеновское излучение представляет собой часть электромагнитного спектра расположенную между ультрафиолетовым излучением и гамма-излучением (рисунок 3). Дифракцию рентгеновских лучей веществом описывают рассматривая их как электромагнитные волны с длиной волны λ. Процессы поглощения и рассеяния рентгеновского излучения веществом объясняют представляя рентгеновское излучение в виде фотонов с определенной энергией . Длина волны и энергия фотонов связаны между собой следующим соотношением:
где h – постоянная Планка (6.6254·10-34 Дж·с);
с - скорость прохождения волны в вакууме (3.00·108 мс);
λ – длина волны (м); Е – энергия (Дж).
Рисунок 3. Области электромагнитного спектра
В рентгеновской спектрометрии длину волны выражают в ангстремах (1 = 01 нм = 10-10 м) а энергию – в килоэлектронвольтах (кэВ)1. Поскольку 1 Дж = 624·1015 кэВ то уравнение (10) приобретает вид:
В рентгенофлуорисцентной спектрометрии обычно используют излучение в диапазоне длин волн от 0.5 до 100 что соответствует диапазону энергий от 0.100 до 25 кэВ. Рентгеновское излучение с длинами волн более 1 называют «мягким» рентгеновским излучением более коротковолновое – «жестким» рентгеновским излучением (рисунок 4).
Рисунок 4. Рентгеновская часть электромагнитного спектра (РИ – рентгеновское излучение).
В зависимости от природы возникновения рентгеновских лучей различают тормозное и характеристическое излучение. Тормозное излучение появляется при торможении заряженных частиц высокой энергии. Характеристическое излучение является результатом высокоэнергетических переходов электронов в электронных оболочках атомов.
2.2 Характеристическое излучение
При облучении анода электронами наряду со сплошным рентгеновским спектром возникает излучение которое специфично для материала анода. Это излучение было названо характеристическим. Открыли его в 1907 г. Баркла и Сэдлер. Теория характеристического излучения была создана Косселем в 1916 г. на основе теории атома Бора. Согласно Бору электроны атома находятся на K L M N и т.д. оболочках (рисунок 5). Ближайшая к ядру - К оболочка последующие оболочки расположены дальше от ядра. Каждая оболочка может содержать только определенное число электронов: K-оболочка - 2 электрона L - 8 M- 18 и т.д. Если в оболочке содержится меньшее число электронов то говорят что она не заполонена или в оболочке имеются электронные вакансии - «дырки». Дырка может быть заполнена если один из внешних электронов перейдет на оболочку с дыркой. При переходе согласно теории атома Бора испускается квант энергии. Характеристическое рентгеновское излучение по Бору-Косселю как раз и обусловлено переходами электронов между внутренними оболочками атома. Дырка во внутренней оболочке может быть создана за счет соударений электронов находящихся на этой оболочке с электронами катодного пучка. В результате происходит выбивание электрона с какого-либо внутреннего слоя например K или L а на освободившееся место переходит электрон с внешней оболочки атома. Энергия излучаемого фотона определяется условием Бора:
где i и j — индексы слоев K L M N и. т.д.
Ei и Ej — энергия электронов в соответствующих электронных слоях.
Рисунок 5. Схема уровней энергии атома
Переход электронов из L-слоя в K-слой (LK-переход) соответствует излучению самой «мягкой» т.е. наиболее длинноволновой линии Kα. Переход M K соответствует излучению более «жесткой» линии K далее следует линия Kγ (N K-переход) и т.д. Все эти линии появляются благодаря тому что в первоначальном состоянии атом имел дырку в K-оболочке. Принято все линии (Kα K Kγ и т.д.) объединять в так называемую К-серию. Аналогично если первоначальная дырка образована в L-оболочке то переходы электронов с внешних оболочек также дадут линии Lα (M L-переход) L (N L-переход) и т.д. которые образуют L-серию. У атомов с заполненными M N O и т.д. оболочками возможно появление M N-серий линий.
Таким образом для возникновения серии рентгеновских линий необходимо удалить электроны с соответствующей внутренней оболочки. Освободившееся место может быть заполнено электронами с любой внешней оболочки т.е. возможно появление любой спектральной линии серии. Обычно в процессах излучения рентгеновских квантов принимает участие множество атомов вещества так как электроны первичного катодного пучка взаимодействуя с атомами анода могут создать например К-дырки во многих атомах одновременно. Некоторые из атомов излучают одну другие - другую линии К-серии следовательно появляется вся К-серия линий.
Ясно что наряду с К-серией излучаются линии и более мягких серий - L М и т.д. т.к. электроны бомбардирующие анод могут создать дырки не только в К-оболочке но и в L М и т.д. оболочках. Кроме того необходимо учитывать что после перехода электронов на К-оболочку с L-оболочки на последней в свою очередь появляется вакансия которая может «закрываться» переходом электронов с более внешней оболочки М или N. Таким образом в рентгеновском спектре вся серия линий возникает одновременно для этого необходимо чтобы энергия катодного электрона была достаточной для выбивания электрона соответственно с K- L- или М-оболочек.
Теория Бора позволила легко понять происхождение характеристического рентгеновского излучения. В свою очередь изучение рентгеновских спектров имело большое значение для экспериментального подтверждения модели атома Бора-Резерфорда а также для дальнейшего развития квантовой теории атома. Огромную роль здесь сыграли работы сотрудника Резерфорда Генри Мозли. Свою работу Мозли начал с целью определения длин волн характеристического рентгеновского излучения ряда элементов Периодической таблицы. Мозли измерил характеристические частоты рентгеновских переходов для 33 элементов. Он обнаружил что частоты характеристического излучения в пределах какой-либо серии переходов возрастают вместе с увеличением порядкового номера элемента а именно они пропорциональны величине (Z-)2
где Z- атомный номер элемента; А и - некоторые постоянные причем константа сохраняет свое значение в пределах одной серии линий для всех элементов но меняется при переходе от одной серии к другой. Так для изученных Мозли K- и L-серий ряда элементов оказалось что К = 1 L = 7.5. Константа А также имеет свое определенное значение для Кa- или La-линий одинаковое для всех элементов.
Соотношение (13) можно переписать в следующем виде:
В такой записи закон открытый Мозли можно сформулировать следующим образом: квадратный корень из частоты характеристического излучения есть линейная функция порядкового номера элемента. Экспериментальные данные полученные Мозли приведены на рисунке 6 из которого видно что между и Z соблюдается прямая пропорциональность. Основным результатом работы Мозли в настоящее время принято считать открытие атомного номера. Установленная им зависимость (13) позволяет по измеренной длине волны или частоте рентгеновской линии точно узнать атомный номер исследуемого элемента.
Рисунок 6. Схема уровней энергии атома.
Следуя традиционным методикам изучения оптических спектров атомов Мозли ввел в обнаруженную им закономерность универсальную константу входящую во все спектральные законы - так называемую постоянную Ридберга R равную 109737.31 см-1. В результате оказалось что постоянная А в формуле (14) имеет значение равное т.е. из (14) для К серии следует:
Последнее соотношение может быть переписано в виде:
Согласно теории атома Бора квант такой же частоты излучается атомом с зарядом ядра Z-1 при переходе электрона с уровня n=2 на уровень n=1.
Для La соотношение Мозли имеет вид:
Эта формула получается если рассмотреть переходы электронов в атоме с уровня для которого n=3 на уровень с n=2. Обобщенное выражение для частот рентгеновских переходов может быть записано в виде:
Здесь n m - главные квантовые числа электронных оболочек между которыми происходит переход электрона.
Постоянная входящая в формулы (13) (14) (19) и равная соответственно для К-серии 1 а для L-серии 7.5 получила название постоянной экранирования или константы экранирования. Смысл константы о может быть легко понят если учесть что в многоэлектронных атомах с которыми имел дело Мозли электроны совершающие переходы с одной орбиты на другую не только находятся под действием поля ядра с зарядом +Ze но и взаимодействуют с другими электронами атома. Наличие других электронов в атоме приводит к частичному экранированию ядра вследствие этого заряд действующий на электроны внутри атома будет не +Ze а несколько меньше - (Z-)е. Постоянная входящая в уравнение (14) различна для К L М электронов.
3 Физические предпосылки
По своей физической сущности рентгено-спектральный метод не является ядерным методом геофизики так как основан на возбуждении и регистрации характеристического рентгеновского излучения электронной оболочки атома. Однако метод развивался на базе достижений ядерной геофизики. Технические и методические особенности рентгено-спектрального метода роднят его с другими методами ядерной геофизики поэтому он здесь рассматривается.
Спектр характеристического рентгеновского излучения называют первичным если электронная оболочка атома возбуждена в результате взаимодействия с потоком электронов и вторичным или флуоресцентным если возбуждение вызвано фотонами (γ-квантами). Разработанный и применяемый в ядерной геофизике вариант рентгено-спектрального метода основан на облучении породы или руды потоком γ-излучения и измерении характеристического излучения отдельных элементов с помощью сцинтилляционного спектрометра (или спектрометра с пропорциональным счетчиком). Он получил условное название рентгенорадиометрического метода (PPM). По своему содержанию РРМ является аналогом известного лабораторного флуоресцентного рентгено-спектрального метода анализа в котором используют (в отличие от РРМ) дифракционные спектрометры и рентгеновские трубки.
Рассмотрим механизм возбуждения атома и испускания характеристического рентгеновского излучения.
Возбуждение характеристического рентгеновского излучения происходит в результате фотоэлектрического поглощения γ-кванта. Обычно электрон вырывается с К-оболочки и атом оказывается возбужденным на К-уровень. Коэффициент фотопоглощения γ-кванта на К-оболочке фк отнесенный к одному атому следующим образом связан с микросечением фотоэффекта ф:
где SK= - скачок фотопоглощения равный отношению значений коэффициента поглощения на K-скачке со стороны больших () и меньших (”ф) энергий γ-квантов.
Атом возбужденный на К-уровень возвращается в основное состояние испуская кванты характеристического излучения (несколько линий К-серии: а1 а2 1 2 3 и т.д. или вторичные электроны (электроны Оже). Отношение числа атомов испустивших характеристическое рентгеновское излучение к общему числу возбужденных атомов называют выходом (отдачей) флуоресценции. Выход флуоресценции на К-уровне элемента можно рассчитать по следующей полуэмпирической формуле:
Испускание возбужденным атомом той или иной линии К-серии рентгеновского излучения определяется вероятностью
где i – интенсивность i-той линии. Вероятность испускания линий K-серии некоторых элементов показана в таблице 1.
Характеристическое рентгеновское излучение не поляризовано и распространяется по всем направлениям с одинаковой вероятностью.
Таблица 1. Относительные интенсивности K-серии рентгеновского излучения %
Учитывая изложенный выше механизм испускания характеристического рентгеновского излучения составим дифференциальное уравнение для потока NK излучения Ка -линий:
dNK = N0Kpapq 0dV (23)
где Nо — плотность потока первичных (возбуждающих) γ-квантов в элементе
ра — вероятность испускания Ка-линий;
р - плотность руды; q — содержание в руде исследуемого элемента гг;
— массовый коэффициент фотоэлектрического поглощения первичного γ-излучения атомами исследуемого элемента;
к - линейный коэффициент ослабления рентгеновского излучения Ка-линий;
r - расстояние от элементарного объема dV до детектора.
В уравнении (23) выражение рq 0 dV определяет вероятность фотоэлектрического поглощения γ-излучения N0 на К-уровне [см. формулу (20)]. Функция учитывает поглощение Ка -излучения на пути от элемента до детектора.
Анализ уравнения (23) показывает следующее. Поток NK характеристического рентгеновского излучения пропорционален концентрации q исследуемого элемента и зависит от его атомного номера Z и некоторых других атомных констант. Кроме того величина NK в общем случае будет зависеть от плотности руды геометрических условий измерений свойств источника и детектора.
Влияние энергии Еу возбуждающего γ-излучения на интенсивность рентгеновского Ка -излучения определяется изменением сечения фотоэффекта то: очевидно что максимум Nк достигается в случае когда Еу несколько больше энергии Ек К-края фотопоглощения.
Методологическое обеспечение метода
Выбор источника гамма-квантов определенной энергии диктуется необходимостью получить максимальный выход характеристического излучения от анализируемого элемента. Так для получения достаточной интенсивности К-линии характеристического излучения искомого элемента необходимо чтобы возбуждающее гамма-излучение имело энергию гамма-квантов Eγ в пределах 11Eк Eγ 33Eк так как гамма-кванты с энергией меньше 11 Eк не возбуждают характеристического излучения а с энергией больше 33 Eк создают высокий мешающий фон вследствие комптоновского рассеяния первичного гамма-излучения.
В качестве источников возбуждающего гамма-излучения используют изотопы 170Tm I47Pm 241 Am 109Cd и др. Энергия их гамма-излучения измеряется десятками килоэлектронвольт. Например 170Тm испускает гамма-кванты энергий 52 и 88 кэВ.
Обычно используют источники y-излучения с энергией 5—120 кэв (таблица 2 и 3).
Таблица 2. Изотопные источники γ- и характеристического рентгеновского (r) излучения для РСМ.
Энергия и вид излучения
Примерная активность для РРМ мкюри
Таблица 3. Источники тормозного излучения на основе -изотопов для РРМ.
Энергия излучения кэв
Примерная активность для РРМ кюри
В качестве детекторов для реализации рентгенорадиометрического метода применяют пропорциональные газоразрядные счетчики сцинтилляционные и полупроводниковые счетчики т.е. такие у которых амплитуда импульса на выходе пропорциональна энергии поглощенного кванта.
Использование таких детекторов диктуется необходимостью регистрации квантов различных энергий. Важной характеристикой таких детекторов является энергетическое разрешение характеризующее разброс амплитуд импульсов на выходе счетчика. Разброс обусловлен вероятностным характером преобразования энергии кванта в электрический импульс. Энергетическое разрешение детектора (рисунок 7) оценивают из выражения:
где - разброс амплитуд на половине максимума (рисунок 7) кэВ
E - энергия регистрируемого у-излучения кзВ.
Чем меньше отношение тем лучше разрешение счетчика что позволяет раздельно зафиксировать γ-кванты с близкими энергиями. Приближенно величину разброса амплитуд можно оценить как
=06- для пропорционального
=2 - для сцинтилляционного.
Рисунок 7. Энергетический спектр.
2.1 Пропорциональный счетчик
Пропорциональный счётчик газоразрядный прибор для регистрации ионизирующих излучений создающий сигнал амплитуда которого пропорциональна энергии регистрируемой частицы теряемой в его объеме на ионизацию.
Недостатком ионизационной камеры являются очень низкие токи. Этот недостаток ионизационной камеры преодолевается в ионизационных детекторах с газовым усилением что даёт возможность регистрировать частицы с энергией 10 кэВ в то время как сигналы от частиц таких энергий в ионизационных камерах «тонут» в шумах усилителя.
Работа пропорционального счётчика основана на явлении газового усиления.
Газовое усиление это увеличение количества свободных зарядов в объёме детектора за счёт того что первичные электроны на своём пути к аноду в больших электрических полях приобретают энергию достаточную для ударной ионизации нейтральных атомов рабочей среды детектора. Возникшие при этом новые электроны в свою очередь успевают приобрести энергию достаточную для ионизации ударом. Таким образом к аноду будет двигаться нарастающая электронная лавина. Это «самоусиление» электронного тока (коэффициент газового усиления) может достигать 103-104. Такой режим работы отвечает пропорциональному счётчику (камере). В названии отражено то что в этом приборе амплитуда импульса тока (или полный собранный заряд) остаётся пропорциональной энергии затраченной заряженной частицей на первичную ионизацию среды детектора. Таким образом пропорциональный счётчик способен выполнять функции спектрометра как и ионизационная камера. Энергетическое разрешение пропорциональных счетчиков лучше чем у сцинтилляционных но хуже чем у полупроводниковых.
Заряженная частица проходя через газ наполняющий пропорциональный счётчик создаёт на своём пути пары ион — электрон число которых зависит от энергии теряемой частицей в газе. При полном торможении частицы в пропорциональном счётчике импульс пропорционален энергии частицы. Как и в ионизационной камере под действием электрического поля электроны движутся к аноду ионы — к катоду. В отличие от ионизационной камеры вблизи анода пропорционального счётчика поле столь велико что электроны приобретают энергию достаточную для вторичной ионизации. В результате вместо каждого первичного электрона на анод приходит лавина электронов и полное число электронов собранных на аноде пропорционального счётчика во много раз превышает число первичных электронов. Отношение полного числа собранных электронов к первоначальному количеству называется коэффициентом газового усиления (в формировании импульса участвуют также и ионы).
Рисунок 8. Счетная характеристика пропорционального счетчика полученная с комбинированным источником и α-частиц
Отношение числа ионов n образовавшихся в результате газового усиления к первоначальному числу ионов n0 образованных частицей называется коэффициентом газового усиления М.
Для практических целей значение коэффициента газового усиления варьируется в пределах 10М10000. Коэффициент М выбирается в зависимости от энергии частицы рода работы (счёт или измерение энергии) и оптимального соотношение сигнал-шум. При измерении энергии величину М стремятся брать по возможности меньше т. к. в этом случае напряжение на счётчике соответствует более пологому участку его вольт-амперной характеристики и не требуется слишком высокая стабильность напряжения от источника питания. При счёте частиц высокая стабильность напряжения не нужна и можно использовать высокие значения М включая и область ограниченной пропорциональности.
Газовое усиление имеет место при любой геометрии электродов однако наибольшее распространение получили цилиндрические пропорциональные счётчики для которых характерны низкие значения рабочего напряжения широкие возможности применения и компактность.
Рисунок 9. Схема пропорционального счётчика в продольном (а) и поперечном (б) разрезах (аналогично устроен счетчик Гейгера и цилиндрическая ионизационная камера): 1 - нить-анод 2 - цилиндрический катод 3 - изолятор 4 - траектория заряженной частицы 5 - электронная лавина. Электроны и ионы созданные частицей в результате первичной ионизации атомов инертного газа показаны соответственно темными и белыми кружочками.
Конструктивно пропорциональный счётчик обычно изготавливают в форме цилиндрического конденсатора с анодом в виде тонкой металлической нити по оси цилиндра что обеспечивает вблизи анода напряженность электрического поля значительно большую чем в остальной области детектора. При разности потенциалов между анодом и катодом 1000 вольт напряжённость поля вблизи нити-анода может достигать 40000 вольтсм. в то время как у катода она равна сотням всм. Диаметр нити (вольфрам или сталь) выбирают в пределах от 005 до 03 мм. Поверхность нити полируют так как незначительные шероховатости поверхности сильно искажают электрическое поле вблизи собирающего электрода.
Рисунок 10. Конструкция цилиндрического пропорционального счётчика: 1 - собирающий электрод; 2 – охранное кольцо; 3 – изолятор; 4 – корпус.
Газовое усиление осуществляется вблизи анода на расстоянии сравнимом с диаметром нити а весь остальной путь электроны дрейфуют под действием поля без «размножения». Пропорциональный счётчик заполняют инертными газами (рабочий газ не должен поглощать дрейфующие электроны) с добавлением небольшого количества многоатомных газов которые поглощают фотоны образующиеся в лавинах. Давление газа изменяется в широких пределах - от 50 до 760 мм рт. ст.
Для корпуса счётчика пригодны медь латунь алюминий и другие материалы. Минимальная толщина стенок 5~005 мм ограничивается прочностью материалов и условием герметичности рабочего объёма. Корпус счётчика наполненного газом под небольшим давлением должен выдерживать внешнее атмосферное давление.
Рисунок 11. Конструкция 4-счётчика для измерения абсолютной -активности: 1 – диафрагма; 2 – держатель источника;
– резиновое уплотнение; 4 – собирающий электрод.
Абсолютную -активность источников измеряют 4 -счётчиками (Рисунок 11) представляющими собой спаренные полусферические пропорциональные счётчики. Внутрь каждой полусферы на фольге расположенной симметрично относительно счётчиков. Он испускает - частицы в телесный угол 4. Почти все испущенные -частицы регистрируются счётчиком и его скорость счёта приблизительно равна активности источника. При определении активности 4 -счётчиком вводят поправки на поглощение -частиц в фольге и слое активного вещества. Кроме сферических применяют и другие формы 4 -счётчиков. Катоды 4 - счётчиков могут быть прямоугольными и полуцилиндрическими.
Типичные характеристики пропорционального счётчика: коэффициент газового усиления ~ 103 —104 (но может достигать 106 и больше); амплитуда импульса ~ 10-2 в при ёмкости пропорционального счётчика с. около 20 пкф; развитие лавины происходит за время ~10-9 —10-8 сек однако момент появления сигнала на выходе счётчика зависит от места прохождения ионизующей частицы т. е. от времени дрейфа электронов до нити. При радиусе ~ 1 см и давлении ~1 атм время запаздывания сигнала относительно пролёта частицы ~10-6 сек. По энергетическому разрешению пропорциональный счётчик превосходит сцинтилляционный счётчик но уступает полупроводниковому детектору. Однако пропорциональные счётчики позволяют работать в области энергий 1 кэВ где полупроводниковые детекторы неприменимы.
Рисунок 12. Схема включения пропорционального счётчика.
Рисунок 13. Блок-схема пропорционального счетчика:
- пропорциональный счётчик; 2 – высоковольтный стабилизированный источник напряжения; 3 – широкополосный линейный усилитель;
а –выносной блок усилителя (катодный повторитель); 4 – амплитудный дискриминатор; 5 – регулирующее устройство; 6 – импульсный осциллограф.
Если ещё больше увеличить разность потенциалов между анодом и катодом и увеличить коэффициент газового усиления до значений >104 то начинает нарушаться пропорциональность между потерянной частицей в детекторе энергией и величиной импульса тока. Прибор переходит в режим ограниченной пропорциональности и уже не может быть использован как спектрометр а лишь как счётчик частиц. Временное разрешение пропорционального счетчика может достигать 10-7 с.
Скорость счёта импульсов при постоянной интенсивности излучения и чувствительности системы зависит от напряжения на электродах. Эту зависимость называют счётной характеристикой. На участке напряжений U>U0 счётная характеристика имеет горизонтальный участок (плато) на котором скорость счёта постоянна. Амплитуда импульса от всех заряженных частиц на плато больше порога чувствительности схемы. Поэтому схема регистрирует все заряженные частицы поступающие в пропорциональный счётчик.
Плато пропорциональных счётчиков для α-частиц начинается при небольших напряжениях. Резкий выход на плато наблюдается только для параллельного пучка моноэнергетических α-частиц. Если α-частицы движутся в газе с неодинаковыми энергиями по различным направлениям то происходит плавный подход к плато в более высокой области напряжений. Для -частиц плато достигается или при использовании высокочувствительных схем или при наполнении газом под давлением больше 1 атм. Это один из недостатков пропорциональных счётчиков затрудняющих их применение для регистрации -частиц.
Плато наклонно к оси напряжений под небольшим углом. Наклон плато (01%) объясняется появлением ложных разрядов в газе обусловленных первичной ионизацией от посторонних источников.
Пропорциональный счётчик работающий на плато регистрирует все заряженные частицы. В области ниже плато не все частицы регистрируются счётчиком и его эффективность уменьшается. Поэтому наиболее приемлем режим работы пропорционального счётчика в области плато на котором эффективность для заряженных частиц близка к 100%.
Пропорциональные счётчики используются для регистрации всех видов ионизирующих излучений. Существуют пропорциональные счётчики для регистрации α-частиц электронов осколков деления ядер и т. д. а также для нейтронов гамма- и рентгеновских квантов. В последнем случае используются процессы взаимодействия нейтронов γ- и рентгеновских квантов с наполняющим счётчик газом в результате которых образуются регистрируемые пропорциональным счётчиком вторичные заряженные частицы. Пропорциональный счётчик сыграл важную роль в ядерной физике 30 - 40-х гг. 20 в. являясь наряду с ионизационной камерой практически единственным спектрометрическим детектором. Второе рождение пропорциональный счётчик получил в физике частиц высоких энергий в конце 60-х гг. в виде пропорциональной камеры состоящей из большого числа (102—103) пропорциональных счётчиков расположенных в одной плоскости и в одном газовом объёме. Такое устройство позволяет не только измерять ионизацию частицы в каждом отдельном счётчике но и фиксировать место её прохождения. Типичные параметры пропорциональных камер: расстояние между соседними анодными нитями ~ 1 - 2 мм расстояние между анодной и катодной плоскостями ~1 см; разрешающее время ~ 10-7 сек.
Рисунок 14. Схема пропорционального счетчика: а — область дрейфа электронов; б — область газового усиления.
Развитие микроэлектроники и внедрение в экспериментальную технику ЭВМ позволили создать системы состоящие из десятков тысяч отдельных нитей соединённых непосредственно с ЭВМ которая запоминает и обрабатывает всю информацию от пропорциональной камеры. Таким образом она является одновременно быстродействующим спектрометром и трековым детектором. В 70-х гг. появилась дрейфовая камера в которой для измерения места пролёта частицы используется дрейф электронов предшествующий образованию лавины. Чередуя аноды и катоды отдельных пропорциональных счётчиков в одной плоскости и измеряя время дрейфа электронов можно измерить место прохождения частицы через камеру с высокой точностью (~ 01 мм) при числе нитей в 10 раз меньше чем в пропорциональной камере. Пропорциональные счётчики применяются не только в ядерной физике но и в физике космических лучей астрофизике в технике медицине геологии археологии и т.д. Например с помощью установленного на «Луноходе-1» пропорционального счётчика по рентгеновской флюоресценции производился химический элементный анализ вещества поверхности Луны.
Использование газового усиления в пропорциональных счётчиках даёт возможность значительно повысить чувствительность измерений по сравнению с ионизационными камерами а наличие пропорциональности усиления в счётчиках позволяет определять энергию ядерных частиц и изучать их природу так же как и в ионизационных камерах.
Пропорциональные счётчики используются для регистрации числа ионизирующих частиц определения их энергии (импульсный режим) а также для измерения потоков излучения по среднему току (интегральный режим) аналогично ионизационным камерам с соответствующими режимами работы.
Пропорциональные счетчики используются для регистрации альфа- бета-частиц протонов гамма- квантов и нейтронов. Пропорциональные счетчики чаще всего заполняют гелием или аргоном. При регистрации заряженных частиц и гамма-квантов для того чтобы избежать потерь энергии частицами до регистрации используют тонкие входные окна. Иногда источник помещают в объём счетчика. Эффективность регистрации для мягких гамма-квантов с энергией меньше 20 кэВ более 80%. Для повышения эффективности регистрации более энергетичных гамма-квантов используют ксенон.
Необходимым условием регистрации заряженной частицы или γ-кванта является создание ими в рабочем объеме счетчика хотя бы одной пары ионов. Для любой ионизирующей частицы вероятность такого события близка к единице. Гамма-кванты обладают большой проникающей способностью и для них вероятность образования в газе счетчика вторичного электрона а следовательно и вероятность регистрации составляет малые доли от единицы.
При прохождении гамма-кванта через рабочий объем счетчика он создает вторичный электрон в результате фотоэффекта и эффекта образования пар. Однако для гамма-квантов малых энергий имеет значение только фотоэффект (пороговая энергия для эффекта образования пар равна 1.01 МэВ). Сечение фотоэффекта увеличивается с увеличением атомного номера вещества как Z5. Поэтому для увеличения эффективности регистрации фотонов необходимо счетчик наполнять газом с большим Z (криптон или ксенон).
Поскольку пропорциональные счетчики используются в основном для измерения излучения малых энергий (порядка десятков килоэлектронвольт) то определенные требования предъявляются к материалу окна пропускающего излучение в рабочий объем счетчика. Материал окна выбирается таким чтобы поглощение в нем для исследуемого диапазона энергий было минимальным. Типичным пропорциональным счётчиком является детектор с бериллиевым окном толщиной 70 мкм наполненный смесью газов 90% Xe + 10% CH4 до общего давления Р = 08 атм. Такой счётчик имеет почти 100% эффективность при энергии γ- квантов 10 кэВ.
При регистрации нейтронов пропорциональные счетчики заполняются газами He или BF3.
Используются реакции
n + 3He 3H + 1H + 0764 МэВ
n + 10B 7Li* + 4He 7Li + 4He + γ(048 МэВ) +23 МэВ (93%)
n + 10В 7Li + 4Не + 2.8 МэВ (7%).
Эффективное сечение последней реакции для тепловых нейтронов очень велико.
Нейтроны регистрируются с помощью заряженных частиц возникающих в результате этих реакций и вызывающих ионизацию в счетчике. Вероятность регистрации быстрых нейтронов значительно меньше чем медленных и эффективности счетчиков быстрых нейтронов не превышают долей процента.
2.2 Сцинтилляционный счетчик
Сцинтилляционный счётчик – прибор для регистрации ядерных излучений и элементарных частиц (протонов нейтронов электронов γ–квантов мезонов и т. д.) основными элементами которого являются вещество люминесцирующее под действием заряженных частиц (сцинтиллятор) и фотоэлектронный умножитель (ФЭУ).
Принцип работы сцинтилляционного счётчика основан на эффекте свечения (люминесценции) некоторых веществ под действием излучения. Метод регистрации заряженных частиц с помощью счета вспышек света возникающих при попадании этих частиц на экран из сернистого цинка (ZnS) является одним из первых методов регистрации ядерных излучений.
В 1903 Крукс и другие показали что если рассматривать экран из сернистого цинка облучаемый α–частицами через увеличительное стекло в темном помещении то на нем можно заметить появление отдельных кратковременных вспышек света – сцинтилляций. Было установлено что каждая из этих сцинтилляций создается отдельной α–частицей попадающей на экран. Круксом был построен простой прибор названный спинтарископом Крукса предназначенный для счета α–частиц. Визуальный метод сцинтилляций был использован в дальнейшем в основном для регистрации α–частиц и протонов с энергией в несколько миллионов электрон вольт. Отдельные быстрые электроны регистрировать не удалось так как они вызывают очень слабые сцинтилляции. Иногда при облучении электронами сернисто–цинкового экрана удавалось наблюдать вспышки но это происходило лишь тогда когда на один и тот же кристаллик сернистого цинка попадало одновременно достаточно большое число электронов. Гамма–лучи никаких вспышек на экране не вызывают создавая лишь общее свечение. Это позволяет регистрировать α–частицы в присутствии сильного γ–излучения. Первый сцинтилляционный детектор названный спинтарископом представлял собой экран покрытый слоем ZnS. Вспышки возникавшие при попадании в него заряженных частиц фиксировались с помощью микроскопа. Именно с таким детектором Гейгер и Марсден в 1909 провели опыт по рассеянию α–частиц атомами золота приведший к открытию атомного ядра. Именно эти опыты привели Резерфорда к открытию ядра. Впервые визуальный метод позволил обнаружить быстрые протоны выбиваемые из ядер азота при бомбардировке их α–частицами т.е. первое искусственное расщепление ядра. Начиная с 1944 световые вспышки от сцинтиллятора регистрируют фотоэлектронными умножителями (ФЭУ). Позже для этих целей стали использовать также светодиоды.
Фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) электровакуумный прибор в котором поток электронов эмитируемый фотокатодом под действием оптического излучения (фототок) усиливается в умножительной системе в результате вторичной электронной эмиссии; ток в цепи анода (коллектора вторичных электронов) значительно превышает первоначальный фототок (обычно в 105 раз и выше). Впервые был предложен и разработан Л. А. Кубецким в 1930–34гг.
Рисунок 15. Устройство ФЭУ
Для счёта сцинтилляций обычно используются два типа фотоумножителей: с круговой электростатической фокусировкой и линейные электростатические без фокусировки. В умножителях первого типа диноды расположены по кругу; они представляют собой пластины выгнутые в форме корыт. Другой тип ФЭУ имеет ряд параллельных динодов состоящих из узких твёрдых активированных полос расположенных в форме жалюзи.
Фотоны возникшие в сцинтилляторе под действием заряженной частицы по светопроводу достигают ФЭУ и через его стеклянную стенку попадают на фотокатод. ФЭУ представляет собой баллон внутри которого в вакууме располагается фотокатод и система последовательных динодов находящихся под положительным увеличивающемся от динода к диноду электрическим потенциалом.
Для целей спектрометрии ядерных излучений фотокатод обычно располагается на внутренней поверхности плоской торцевой части баллона ФЭУ. В качестве материала фотокатода выбирается вещество достаточно чувствительное к свету испускаемому сцинтилляторами. Наибольшее распространение получили сурьмяно–цезиевые фотокатоды максимум спектральной чувствительности которых лежит при λ= 3900–4200А что соответствует максимумам спектров люминесценции многих сцинтилляторов. Одной из характеристик фотокатода является его квантовый выход в т. е. вероятность вырывания фотоэлектрона фотоном попавшим на фотокатод. Величина e может достигать 10–20%. Свойства фотокатода характеризуются также интегральной чувствительностью представляющей собой отношение фототока к падающему на фотокатод световому потоку.
Фотокатод наносится на стекло в виде тонкого полупрозрачного слоя. Существенна толщина этого слоя. С одной стороны для большого поглощения света она должна быть значительной с другой стороны возникающие фотоэлектроны обладая очень малой энергией не смогут выходить из толстого слоя и эффективный квантовый выход может оказаться малым. Поэтому подбирается оптимальная толщина фотокатода.
Существенно также обеспечить равномерную толщину фотокатода чтобы его чувствительность была одинакова на всей площади. В сцинтилляционной γ–спектрометрии часто необходимо использовать твердые сцинтилляторы больших размеров как по толщине так и по диаметру. Поэтому возникает необходимость изготавливать ФЭУ с большими диаметрами фотокатодов. В отечественных ФЭУ фотокатоды делаются с диаметром от нескольких сантиметров до 15.20 см. фотоэлектроны выбитые из фотокатода должны быть сфокусированы на первый умножительный электрод. Для этой цели используется система электростатических линз которые представляют собой ряд фокусирующих диафрагм. Для получения хороших временных характеристик ФЭУ важно создать такую фокусирующую систему чтобы электроны попадали на первый динод с минимальным временным разбросом.
Фотоэлектроны сфокусированные на первый динод выбивают из него вторичные электроны. Число электронов покидающих первый динод в несколько раз больше числа фотоэлектронов. Все они направляются на второй динод где также выбивают вторичные электроны и т. д. от динода к диноду число электронов увеличивается в n раз. Рисунок 16.
Рисунок 16. Схема умножения потоков электронов в ФЭУ
где 1 – источник ядерного излучения; 2 – фосфор; 3 – фотокатод ФЭУ; 4 – диноды; 5 – анод.
При прохождении всей системы динодов поток электронов возрастает на 5–7 порядков и попадает на анод – собирающий электрод ФЭУ. Если ФЭУ работает в токовом режиме то в цепь анода включаются приборы усиливающие и измеряющие ток. При регистрации ядерных излучений обычно необходимо измерять число импульсов возникающих под воздействием ионизирующих частиц а также амплитуду этих импульсов. В этих случаях в цепь анода включается сопротивление на котором и возникает импульс напряжения.
В результате фотоэффекта из фотокатода вылетают электроны которые затем ускоряясь в электрическом полем направляются на систему динодов где за счет вторичной (ударной) электронной эмиссии образуют нарастающую от динода к диноду электронную лавину поступающую на анод. Обычно коэффициент усиления ФЭУ (число электронов достигших анода при выбивании из фотокатода одного электрона) составляет 105–106 но может достигать и 109 что позволяет получить на выходе ФЭУ легко регистрируемый электрический импульс. Временное разрешение ФЭУ составляет 10-8–10-9 с.
ФЭУ предназначенные для сцинтилляционного счётчика должны обладать высокой эффективностью фотокатода (до 25%) высоким коэффициентом усиления малым временем собирания электронов (~ 10–8 сек) при высокой стабильности этого времени. Последнее позволяет достичь разрешающей способности по времени порядка 10–9 сек. Высокий коэффициент усиления ФЭУ наряду с малым уровнем собственных шумов делает возможной регистрацию отдельных электронов выбитых с фотокатода. Сигнал на аноде ФЭУ может достигать 100 В.
Принцип работы сцинтилляционного счётчика. Сцинтилляционный счетчик представляет собой сочетание сцинтиллятора (фосфора) и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). В комплект счетчика входят также источник электрического питания ФЭУ и радиотехническая аппаратура обеспечивающая усиление и регистрацию импульсов ФЭУ. Иногда сочетание фосфора с ФЭУ производится через специальную оптическую систему (светопровод).
Принцип действия сцинтилляционного счётчика состоит в следующем: заряженная частица проходя через сцинтиллятор наряду с ионизацией атомов и молекул возбуждает их. Возвращаясь в невозбуждённое (основное) состояние атомы испускают фотоны. Излученный свет собирается – в спектральном диапазоне сцинтиллятора – на фотоприёмник. В качестве последнего часто служит фотоэлектронный умножитель (ФЭУ).
Фотоэлектронный умножитель представляет собой стеклянный цилиндр откаченный до остаточного давления не выше 10-6 мм рт. ст. в торце которого расположено прозрачное плоское окно на поверхность которого со стороны эвакуируемого объёма нанесён тонкий слой вещества с малой работой выхода электронов (фотокатод) обычно на основе сурьмы и цезия. Далее в эвакуированном пространстве располагается серия электродов – динодов на которые с помощью делителя напряжения от источника электропитания подаётся последовательно возрастающая разность потенциалов. Диноды ФЭУ изготавливаются из вещества также с малой работой выхода электронов.
Они способны при бомбардировке их электронами испускать вторичные электроны в количествах превышающих число первичных в несколько раз. Последний динод является анодом ФЭУ. Основным параметром ФЭУ является коэффициент усиления при определённом режиме питания. Обычно ФЭУ содержит девять и более динодов и усиление первичного тока достигает для различных умножителей величин 105 – 1010 раз что позволяет получать электрические сигналы амплитудой от вольт до десятков вольт. Рисунок 17.
Рисунок 17. Блок – схема сцинтилляционного счётчика.
Фотоны попадая на фотокатод ФЭУ в результате фотоэффекта выбивают электроны в результате чего на аноде ФЭУ возникает электрический импульс который далее усиливается динодной системы за счёт механизма вторичной электронной эмиссии. Анодный токовый сигнал ФЭУ – через усилитель или непосредственно – подается на вход измерительного прибора – счетчика импульсов осциллографа аналого– цифрового преобразователя и т.п. Амплитуда и длительность импульса на выходе определяются свойствами как сцинтиллятора так и ФЭУ.
В ряде случаев на выходе усилителя наблюдается большое число импульсов (обычно малых по амплитуде) не связанных с регистрацией ядерных частиц а именно импульсов собственных шумов ФЭУ и ускорителя. Для устранения шумов между усилителем и счётчиком импульсов включается интегральный амплитудный дискриминатор пропускающий лишь те импульсы амплитуды которых больше некоторого значения порогового напряжения.
Детектирование нейтральных частиц (нейтронов γ–квантов) происходит по вторичным заряженным частицам образующимся при взаимодействии нейтронов и γ–квантов с атомами сцинтиллятора.
Свойства сцинтилляционных детекторов. Длительность импульса в зависимости от используемых сцинтилляторов простирается от 10-6 до 10-9 сек т.е. на несколько порядков меньше чем у счетчиков с самостоятельным разрядом что позволяет осуществлять намного больше скорости счета.
Другой важной временной характеристикой сцинтилляционных счетчиков является малая величина запаздывания импульса после прохождения регистрируемой частицы через фосфор (10-9–10-8 сек). Это позволяет использовать схемы совпадений с малым разрешающим временем (10-8сек) и следовательно производить измерения совпадений при много больших нагрузках по отдельным каналам при малом числе случайных совпадений.
Для регистрации γ–кванта необходимо чтобы он прореагировал с веществом детектора; при этом возникшая вторичная заряженная частица должна быть зарегистрирована детектором. Очевидно что чем больше находится вещества на пути γ–лучей тем большей будет вероятность его поглощения тем большей будет эффективность его регистрации. В настоящее время при использовании больших сцинтилляторов добиваются эффективности регистрации γ–лучей в несколько десятков процентов. Эффективность регистрации нейтронов сцинтилляторами со специально введенными веществами (10В 6Li и др.) также намного превышает эффективность регистрации их с помощью газоразрядных счетчиков.
Возможность энергетического анализа регистрируемого излучения связана с тем что для легких заряженных частиц (электроны) интенсивность вспышки в сцинтилляторе пропорциональна энергии потерянной частицей в этом сцинтилляторе. С помощью сцинтилляционных счетчиков присоединенных к амплитудным анализаторам можно изучать спектры электронов и γ–лучей. Несколько хуже обстоит дело с изучением спектров тяжелых заряженных частиц (α–частицы и др.) создающих в сцинтилляторе большую удельную ионизацию. В этих случаях пропорциональность интенсивности вспышки потерянной энергии наблюдается не при всяких энергиях частиц и проявляется только при значениях энергии больших некоторой величины. Нелинейная связь амплитуд импульсов с энергией частицы различна для различных фосфоров и для различных типов частиц.
Возможность изготовления сцинтилляторов очень больших геометрических размеров обеспечивает регистрацию и энергетический анализ частиц очень больших энергий (космические лучи) а также частиц слабо взаимодействующих с веществом (нейтрино). Возможность введения в состав сцинтилляторов веществ с которыми с большим сечением взаимодействуют нейтроны позволяет регистрировать медленные и тепловые нейтроны.
Энергетическое разрешение сцинтилляционных детекторов ΔЕЕ обычно не лучше нескольких процентов.
2.3 Полупроводниковый счетчик
В твердых телах как и в газах энергия заряженных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов причем пробег частиц в них в 103 раз меньше чем в газе а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому возможно резкое уменьшение размеров ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности путем замены газа в камере твердым наполнителем. Основной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на основе полупроводниковых материалов.
Для использования полупроводника в качестве детектора ионизирующего излучения в нем создают р—n переход обладающий большим удельным сопротивлением. Пусть имеются две пластины полупроводника: одна с электронной а другая с дырочной проводимостью например n-германия и р-германия. Если эти пластинки привести в тесное соприкосновение то в местах их соприкосновения начнется диффузия электронов из n-германия в р-германий. Они нейтрализуют часть дырок в тонком граничном слое р-германия и заряжают его отрицательно. Аналогично тонкий граничный слой n-полупроводника заряжается положительно. В результате создается переход препятствующий дальнейшей диффузии носителей заряда. Такой переход обладает свойствами диода. Если присоединить n-полупроводник к катоду а р-полупроводник к аноду то через переход течет ток а при обратной полярности толщина р—n слоя растет и система не проводит тока.
При подаче напряжения в запорном направлении основное падение потенциала происходит в р—n слое и он ведет себя как конденсатор или ионизационная камера. При прохождении ионизирующей частицы через запорный слой в нем происходит ионизация и образуются свободные носители заряда. Они под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам так как практически все иоле в счетчике сосредоточено в области р—n перехода и время собирания зарядов равно времени необходимому для прохождения только этого слоя. Поскольку толщина последнего лишь 10-2—10 мм полупроводниковые счетчики обладают малым разрешающим временем (10-7—10-9 с).
Затрата энергии на образование пары электрон—дырка в германии и кремнии (3 эВ) в 10 раз меньше чем для воздуха; а импульс тока на порядок выше чем в газонаполненной камере. Это наряду с меньшей продолжительностью импульса обеспечивает его относительно высокую амплитуду достигающую 2 мВ на 1 МэВ энергии частиц.
Амплитуда импульса пропорциональна числу носителей заряда образованных частицей а следовательно ее энергии если весь ее пробег укладывается в пределах р—n перехода. Поскольку наибольший пробег среди заряженных частиц имеют электроны (примерно 1 мм на каждый мегаэлектрон-вольт энергии) для спектрометрии электронов и γ-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров.
Увеличение толщины слоя для γ-квантов необходимо также для повышения эффективности регистрации. Для регистрации и спектрометрии тяжелых частиц достаточна толщина р—n перехода 10 мкм.
Полупроводниковые детекторы подразделяются на поверхностно-барьерные диффузные и с р-i-n переходом. Рассмотрим лишь первые получившие широкое применение для регистрации тяжелых частиц и последние используемые для регистрации γ-квантов.
Поверхностно-барьерные детекторы обычно изготовляют на основе пластинки n-полупроводника. Для создания электрического контакта на одну из ее плоскостей наносится слой никеля. В атмосфере воздуха тонкий слой на второй стороне пластинки окисляется и приобретает свойства р-полупроводника: возникает р—n переход. На эту поверхность для электрического контакта с р-полупроводником напыляют тонкий слой золота (рисунок 18 а). Толщина чувствительного слоя в р—n переходе (несколько микрометров) достаточна для спектрометрии тяжелых частиц. Слой золота на поверхности должен быть тонким чтобы через него свободно проходили регистрируемые ядерные частицы.
Рисунок 18. Полупроводниковые детекторы:
а — поверхностно барьерный; 1 — n-кремний 2 — тонкий слой золота;
4 — электрические контакты; б — с p—i—n переходом.
Детекторы с p—i—n переходом имеют большую толщину чувствительного слоя необходимую для регистрации -частиц и γ-квантов которую получают внедрением в один из торцов р-полупроводника лития обладающего высоким коэффициентом диффузии. Таким образом создают три слоя (рисунок 18 б). В слое I куда не проникли атомы лития сохраняется р-проводимость. Тонкий слой III с преобладанием донора (лития) приобретает свойства n-полупроводника. Наконец в промежуточном слое II концентрации доноров и акцепторов равны. Этой слой не имеющий примесной проводимости и обладающий высоким удельным сопротивлением называют I-слоем. Толщину I-слоя в отдельных случаях удается довести до 8 мм что достаточно для получения хорошего энергетического разрешения и неплохой эффективности для γ-лучей: 07 и 02 % для γ-квантов с энергией соответственно 0603 и 1333 МэВ. Уже созданы детекторы с чувствительным объемом до 10n см3 т. е. сравнимым с объемом сцинтилляторов имеющие эффективность до 10 %.
Полупроводниковые детекторы отличаются экономичностью питания компактностью нечувствительностью (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю а также амплитудным разрешением в 20— 30 раз лучшим чем у сцинтилляционных счетчиков. Чтобы повысить эффективность регистрации и долю фотопика в аппаратурном спектре i-слой должен иметь высокий атомный номер Z. Поэтому p—i—n детекторы для γ-излучения изготовляют обычно на базе германия с Z = 32. Однако их широкое применение ограничивается необходимостью охлаждения. При комнатной температуре собственный (темповой) ток детекторов столь велик что регистрация на его фоне импульсов от ядерных излучений невозможна поэтому детектор охлаждают жидким азотом. Более того его и между измерениями необходимо хранить при температуре жидкого азота. Лишь детекторы из сверхчистого германия требующие охлаждения в процессе работы могут храниться при комнатной температуре.
Охлаждение жидким азотом детекторов в скважинных приборах создает проблему удаления испарившегося азота. В скважинах заполненных жидкостью закрытие системы охлаждения прибора азотом могут работать 6—8 ч а открытые (с выпуском газа в скважину) применяемые в сухих скважинах - до 20 ч. Время работы несколько выше при использовании твердого азота и особенно твердого пропана лучше в смеси с другими углеводородами что снижает критическое давление и позволяет обходиться без выпуска наружу испарившегося хладоагента. Разработаны
и более теплостойкие детекторы на базе Si активированного литием для охлаждения которых достаточно теплоэлектрических холодильников. Созданы детекторы на базе теллурида кадмия и йодида ртути работающие при комнатной температуре.
3 Зонды рентгенорадиометрического каротажа
В отличие от ГГК в РРК применяют зонды в которых осуществлена геометрия «прямой видимости» (Рисунок 19). Особенность геометрии прямой видимости состоит в том что детектор регистрирует вторичные излучения (рассеянное и характеристическое рентгеновское) с того же участка поверхности изучаемой среды который облучается γ-излучением источника. Геометрия прямой видимости является необходимым условием обеспечивающим регистрацию характеристического рентгеновского излучения так как мягкое Ка -излучение поглощается даже небольшими слоями среды и поступает в детектор только из маломощного поверхностного слоя проходя минимальные расстояния в среде. Первичное γ-излучение также имеет небольшую глубину проникновения поэтому приходится совмещать площади входа и выхода излучений на поверхности исследуемой среды.
Рисунок 19. Схема устройства для флюорисцентного анализа:
– источник γ-излучения; 2 – детектор; 3 – анализируемый объект;
- фильтры Росса; 5 – свинцовые коллиматоры.
В РРК в общем случае отсутствует строгая коллимация испускаемого и регистрируемого излучений поэтому теория должна учитывать особенности распространения излучения в широких пучках.
Установим зависимость между интенсивностями рентгеновского Ns и однократно рассеянного Ns излучений и содержанием q исследуемого элемента для условий РРК. Учет только однократно рассеянного у-излучения оправдан малыми энергиями первичного у-излучения для которых многократное рассеяние играет несущественную роль. Геометрия измерений поясняется (Рисунок 20). Расстояния R1 и R2 от источника и детектора до поверхности S среды велики по сравнению с глубиной слоя dx в котором поглощается первичное у-излучение поэтому расстояния до слоя dx равны примерно R1 и R2. Вторичные излучения регистрируются в некотором телесном угле сечение которого с поверхностью среды равно S1. Для упрощения математических выкладок примем φ= что не скажется на общем характере решения.
Рисунок 20. Геометрические отношения в условиях «прямой видимости»:
– источник; 2 – детектор.
Систему дифференциальных уравнений для условий рассматриваемой задачи запишем в следующем виде:
где B1 и B2 — коэффициенты зависящие от некоторых атомных констант мощности источника и свойств детекторов но не зависящие от параметров изучаемой среды;
р - плотность руды;
q - содержание в руде анализируемого элемента;
— массовый коэффициент фотопоглощения у-излучения источника для атомов анализируемого элемента;
dd— дифференциальное сечение комптоновского рассеяния;
k0 kr ks—массовые коэффициенты ослабления соответственно первичного у-излучения рентгеновского и рассеянного излучений в руде.
Интегрируя системы (26) по х (от 0 до со) и в пределах площади S1 получаем:
Анализ решения (26) показывает следующее. Интенсивности характеристического рентгеновского и рассеянного излучений в рассматриваемых условиях (пробег квантов в руде мал по сравнению с расстояниями от источника и детектора до поверхности среды) не зависят от плотности руды. Интенсивность Nr характеристического рентгеновского излучения линейно возрастает пропорционально росту содержания q анализируемого элемента. Состав руды влияет на регистрируемые излучения в той степени в какой изменяются массовые коэффициенты ослабления первичного и вторичных излучений. Необходимо также подчеркнуть однотипность выражений для N1 и N2 что свидетельствует о примерно одинаковом влиянии геометрических и других условий измерения на рентгеновское и рассеянное излучения.
Для уменьшения влияния помех и с целью стандартизации измерений в РРК применяют способ спектральных отношений. Сущность его заключается в том что регистрируют отношение скоростей счета в двух каналах спектрометра один из которых настроен на энергию характеристического излучения а второй измеряет интенсивность рассеянного γ-излучения в энергетическом интервале справа от К-скачка фотопоглощения:
где 0 = – отношение скоростей счета рассеянного y-излучения в первом и втором каналах в породе (руда с нулевым содержанием полезного компонента). Учитывая формулы (27) и (29) получаем
Коэффициент пропорциональности m входящий в формулу (30) слабо зависит от геометрических условий измерений (так как он равен отношению однотипных интегралов) и может изменяться при изменении вещественного состава руды но в меньшей степени чем Nr. Так как при близком размещении на энергетической шкале обоих каналов спектрометра энергии рассеянного и рентгеновского излучений почти одинаковы то kr = ksks и коэффициент m будет постоянен в широком интервале изменения содержаний q и вещественного состава руд. Это обеспечивает линейность зависимости (30).
Коэффициент 0 слабо зависит от состава пород по тем же причинам что и коэффициент m.
При выводе формул (27) и (30) не учитывалось влияние промежуточной зоны (слой бурового раствора или воды между зондом и средой). Появление такого слоя уменьшит интенсивность Nr характеристического рентгеновского излучения. Величина Ns рассеянного у-излучения возрастет если зонд РРК по отношению к зависимости Ns от плотности является заинверсионным или уменьшится если зонд доинверсионный. В общемслучае коэффициент пропорциональности m будет изменяться в зависимости от мощности и свойств промежуточной зоны поэтому в РКК зонд при измерениях плотно прижимают к стенке скважины.
Экспериментальная проверка показала что спектральное отношение линейно зависит от содержания тяжелого элемента (Рисунок 21) и слабо меняется даже при значительном изменении вещественного состава среды.
Рисунок 21. Зависимость величины спектрального отношения сурьмы в пробах с различным содержанием железа.
Эксперименты подтвердили также незначительное влияние на расстояний R1 и R2 от источника и детектора до исследуемой поверхности и плотности руды. Так увеличение расстояния между зондом и средой в 4 раза (от 15 до 60 см) вызвало уменьшение на 5—10%; увеличение плотности руды от 096 до 215 гсм2 привело к увеличению спектрального отношения на 7-13%. Эти изменения величины соответствуют примерно 10%-ной погрешности в определении содержания полезного компонента руды.
4 Методика и техника РРК
Условия применения РРК при опробовании руд тяжелых элементов (Z>40÷50) различны в скважинах пробуренных с поверхности и заполненных буровым раствором и в сухих подземных скважинах. Несколько отличается методика и техника работ в зависимости от Z исследуемого элемента. Рассмотрим основные вопросы применения РРК используя результаты первых опытных и опытно-производственных работ.
На рисунке 22 а показан зонд РРК применяемый как в скважинах пробуренных с поверхности так и в подземных скважинах. Коллимационные каналы снижают интенсивность рассеянного γ-излучения и позволяют надежно выделять характеристическое рентгеновское излучение. Внутренние стенки приемного коллимационного канала покрыты слоем кадмия и меди для поглощения характеристического рентгеновского излучения возбуждаемого рассеянным γ-излучением в свинцовом экране. Зонд обычно оформляют в виде выносного блока прижимаемого к стенке скважины. Входное окно зонда для пропускания относительно мягкого излучения изготавливают из текстолита или бериллия.
Другой зонд (рисунок 22 б) не имеет коллиматоров. Его применяют в сухих подземных скважинах. Регистрация рентгеновского излучения в геометрии широкого пучка повышает фон рассеянного у-излучения. Надежное выделение полезного сигнала оказалось возможным при использовании источников мягкого у-излучения (30—40 кэв) энергия которых близка к К-краю фотопоглощения анализируемых элементов (сурьма барий). Преимуществом этого зонда является значительно меньшая мощность источника и большая площадь изучаемой поверхности руды.
Рисунок 22. Схемы зондов РРК с частичной коллимацией (а) и без коллимации (б) (по В.А. Мейеру и Е.П. Леману):
– источник; 2 – кристалл NaI(T
– окно из материала с малым атомным номером.
Оптимальной является энергия γ-излучения источника близкая к энергии К-края поглощения исследуемого элемента но несколько больше ее. На практике нашли применение источники Se75 (анализ на свинец и ртуть) Tm170 (на барий) источники -излучения S35 и C14 в соединениях с барием - BaSO4 и ВаС03 испускающие характеристическое излучение бария с энергией 32 кэв и тормозное излучение с расплывчатым максимумом в области 60—70 кэв (анализ на олово молибден). Источники испускающие p-излучение (Tm170 S35 и др.) упаковывают в плексигласовые ампулы чтобы устранить возбуждение тормозного излучения в конструктивных элементах зонда под действием -частиц. Активность источников у-излучения колеблется от 5 до 30 мг-экв радия (Se75 Tm170) а источники BaS35O4 и ВаС1403 имеют активность 400—500 мкюри (по -излучению).
Для выделения одного элемента методом спектральных отношений аппаратура РРК должна иметь два канала дифференциального спектрометра. При анализе на свинец (Ека=75 кэв) первый канал настраивают на энергию 70—80 кэв а второй на 90—100 или 120—130 кэв. Для выделения сурьмы (Ека = 26 кэв) используют энергетические интервалы 20—30 и 35— 45 кэв и т.д. Контроль и настройку спектрометра удобно выполнять по характеристическому рентгеновскому излучению исследуемого элемента используя для этого небольшие образцы богатой руды.
Обработка измерений РРК при использовании методики спектральных отношений состоит в вычислении отношения скоростей счета в двух каналах спектрометра с предварительным вычитанием из обеих величин фонового излучения. Разработана аппаратура для РРК в которой процесс обработки автоматизирован и на каротажной ленте регистрируется непосредственно величина .
Подготовлены к серийному выпуску три типа аппаратуры РРК.
Для каротажа скважин глубиной до 1000 м предназначены комплекты РРК-1 и ГКС-1м имеющие близкие технические характеристики: диаметр скважинного снаряда 80 и 59 мм соответственно; используется радиочастотный кабель типа КРК-2; четырехканальный спектрометр со сцинтилляционным детектором позволяет вести анализ одновременно на два элемента предусмотрена запись непосредственно отношения скоростей счета в двух каналах спектрометра.
Для каротажа скважин подземного бурения предназначена двухканальная спектрометрическая аппаратура РРШ-1 переносного типа.
Следует отметить что для рентгено-спектрального каротажа можно использовать спектрометрическую аппаратуру общего назначения например аппаратуру СГС-Л (диаметр скважинного снаряда 70 мм). Она представляет собой сцинтилляционный скважинный спектрометр на трехжильном кабеле с двумя дифференциальными и одним интегральным каналом; имеется система записи отношений скоростей счета.
Для каротажа на элементы с умеренными атомными номерами (Z = 30÷50) разрабатывают аппаратуру на пропорциональных счетчиках.
4.1 Блок-схема гамма-спектрометра
Гамма-спектрометром начинают прибор предназначенный для исследования спектра гамма-излучения или в простейшем случае для избирательной регистрации квантов в определенной области энергии. Из сути PPM следует что метод реализуют гамма-спектрометром.
На рисунке 23 представлена упрошенная блок-схема гамма- спектрометра. Основными частями спектрометра являются детектор амплитуда импульсов па выходе которого пропорциональна энергии регистрируемого излучения и амплитудный анализатор.
Рисунок 23. Блок схема гамма-спектрометра
-источник первичного γ-излучения; 2- защитный коллиматор;
-исследуемая среда; 4-окно детектора; ВП- высоковольтный преобра-зователь; ПУ- предварительный усилитель; У- усилитель ДНУ- дис-
криминатор нижнего уровня; ДВУ- дискриминатор верхнего уровня.
САС- схема антисовпаденнй; ПП- пересчетный прибор.
Амплитудный анализатор бывает интегральным и дифференциальным. Интегральный дискриминатор выделяет (пропускает через себя) импульсы с амплитудой выше некоторого заданного порога а дифференциальный — импульсы в некотором узком интервале амплитуд. В гамма-спектрометрах используются дифференциальные дискриминаторы. Основными частями дифференциального дискриминатора являются два дискриминатора включенные параллельно друг другу и схема антисовпадений. Дискриминатор нижнего уровня (ДНУ) пропускает импульсы с амплитудой выше U. Уровень дискриминации верхнего дискриминатора определяется величиной U+ U где U - ширина окна.
На выходе дифференциального дискриминатора появятся только импульсы с амплитудой от U до U+ U. Синхронно изменяя напряжение (уровень дискриминации) на обоих дискриминаторах при постоянстве ширины окна U изучают спектр — зависимость числа импульсов от порога дискриминации (амплитуды импульса).
Работу спектрометра можно описать следующим образом.
Первичное гамма-излучение от источника падает на исследуемую среду. В детектор может попасть флуоресцентное излучение элементов и рассеянное средой гамма-излучение. Энергии этих излучений различны следовательно на выходе детектора будут импульсы с различной амплитудой. Предварительный усилитель и усилитель служат для согласования и усиления импульсов по амплитуде на вход дифференциального анализатора поступают импульсы различной амплитуды. Задача анализатора — сделать отбор импульсов по амплитудам а пересчетный прибор фиксирует число импульсов.
4.2 Снятие спектров вторичного излучения
Исследование спектрального состава гамма-излучения выполняется на аппаратуре РПС4-01 (Гагара). В качестве источника первичного гамма-излучения используется радионуклид Рu-238 (14; 17 кэВ) с периодом полураспада около 90 лет. Детектором служит пропорциональный детектор СИ-6Р с бериллиевым окном толщиной 200 микрон. Последовательность операций при исследовании спектра вторичного излучения такова. Размешают в кюветку исследуемую среду. На пересчетном приборе задают t (3 или 10 с). На дифференциальном дискриминаторе устанавливают минимальную ширину энергетического окна (02). Последовательно изменяя уровень дискриминации (нижний уровень) измеряют число импульсов и заполняют таблицу 4.
Уровень дискриминации
Измеренное число импульсов
Результаты исследований означают что (см. таблицу 4) на выходе дискриминатора 38 импульсов с амплитудой от 10 до 12. Значение 12 характеризует верхний уровень равный нижнему уровню плюс ширине окна.
Значение 49 импульсов характеризует число импульсов с амплитудой от 11 до 13 и т.д.
По данным таблицы 4 строят зависимость числа измеренных импульсов от уровня дискриминации (рисунок 24).
Рисунок 24. Уровень дискриминации.
Такую зависимость называют спектром излучения. Спектр характеризует зависимость числа импульсов от их амплитуды. Учитывая что амплитуда импульсов зависит от энергии данную зависимость можно интерпретировать как зависимость числа квантов от их энергии. Положение максимумов по шкале амплитуд характеризует значение энергии регистрируемых квантов.
Амплитуда импульсов на выходе спектрометрического детектора зависит не только от энергии квантов но и от величины приложенного высокого напряжения к счетчику и коэффициента усиления усилителя. Регулируя две последние величины можно смещать спектр излучения вдоль оси амплитуд импульсов. Обычно напряжение на счетчике выбирают в пределах номинального с точки зрения лучшего энергетического разрешения. Коэффициент усиления прибора выбирают таким чтобы интересующие пики вторичного излучения укладывались в пределах шкалы анализатора. (рисунок 24).
4.3 Энергетическая градуировка
Суть энергетической градуировки состоит в переходе от уровня дискриминации к значениям энергии квантов. Для этого можно использовать два способа. Первый способ энергетической градуировки реализуют с помощью 2-3 источников первичного гамма-излучения с различными энергиями. Источники выбирают такими чтобы энергии гамма-излучения перекрывали весь рабочий диапазон энергии. Если анализируемые элементы испускают характеристическое излучение с энергиями 6-20 кэВ то для градуировки целесообразно выбирать гамма-излучатели с энергиями в этом диапазоне например Fe-55 (59 кэВ) Cd-109 (22 кэВ). Выбранные источники поочередно размещают в коллиматоре прямое излучение источника направляют непосредственно на детектор и снимают спектр. Порог дискриминации при котором наблюдается максимальная интенсивность соответствует известной энергии γ-излучения источника.
Повторив те же операции с другим источником находят вторую точку необходимую для построения зависимости связывающей уровень дискриминации с энергией. Как правило эта зависимость носит линейный характер (рисунок 25). Очевидно энергетическая градуировка будет справедлива только для строго фиксированных значений высокого напряжения подаваемого на счетчик и коэффициента усиления прибора.
Второй способ энергетической градуировки выполняют при наличии только одного источника первичного излучения который размещают в датчике согласно рисунку 23. В качестве исследуемой среды выбирают вещество содержащее известный элемент. Можно в качестве среды взять чистый элемент например пластинку железа. Измерив спектр вторичного излучения при условии что Ео>Ек элемента получим спектр аналогичный рисунку 24. Левый пик обусловлен характеристическим излучением известного элемента железа правый пик — рассеянным гамма-излучением. Энергия характеристического излучения элемента известна а энергию рассеянного гамма-излучения можно оценить по формуле Комптона. Зная энергии и положения пиков строят энергетическую градуировку (рисунок 25).
Таким образом энергетическая градуировка позволяет по измеренным спектрам оценить энергию характеристического излучения элемента а следовательно и наличие того или иного элемента т.е. проводить качественный анализ сложной среды.
Рисунок 25. Пример энергетической градуировки.
4.4 Методика эталонирования
Как следует из основ рентгенорадиометрического метода наиболее важной задачей является количественный анализ (определение концентрации элемента в среде).
Эталонирование — наиболее ответственный этап от качества которого зависит точность количественного анализа. Суть эталонирования состоит в построении зависимости между интенсивностью характеристического излучения определяемого элемента и его концентрацией в среде.
Рассмотрим пример эталонирования аппаратуры при анализе железных руд. Для этого необходимо иметь не менее 20-30 проб руды с известным содержанием железа. Снять спектр пробы. Найти пик обусловленный характеристическим излучением железа. Ширину окна в области пика железа выбирают с точки зрения максимальной интенсивности N обеспечивающей минимальную статистическую погрешность (cm= 100 ). При этом в выбранный энергетический интервал не должно попадать излучение других элементов рассеянное излучение.
Например пик железа находится при уровне дискриминации 26 (см. рисунок 24). Можно выбрать уровень 22 ширину окна 08. Показания при этих положениях будут означать число импульсов с амплитудой от 22 до 30. В середине этого интервала располагается пик железа.
При ширине окна 10 нижний уровень дискриминации выбирается 21. Тогда пересчетный прибор зафиксирует число импульсов с амплитудой от 21 до 31 (пик железа располагается в середине этого интервала).
При выбранных параметрах (уровне дискриминации и ширине окна) последовательно измерить все пробы с известным содержанием железа. Время измерения выбирается таким чтобы число зарегистрированных импульсов N обеспечило минимальную статистическую погрешность (не более 1%). Результаты обработать методом наименьших квадратов и построить зависимость связывающую число измеренных импульсов (интенсивность характеристического излучения) с содержанием железа в руде (рисунок 26). Построенный таким образом градировочный график служит основой для определения содержания железа в пробах неизвестного состава. Для этого при тех же условиях (время уровень дискриминации ширина окна геометрия измерений) измеряют пробу с неизвестный содержанием находят значение интенсивности N и по графику (рисунок 26) определяют содержание железа.
Рисунок 26. Пример эталонированной зависимости.
Эталонирование аппаратуры при рентгенорадиометрическом каротаже выполняют аналогичным способом. Выбирают скважины пересекающие наиболее типичные рудные зоны и тела тщательно опробованные по керну. В процессе сопоставлений данных РРК и результатов керна строят зависимость аналогичную рисунок 26.
4.5 Оценка погрешности метода
Для оценки погрешности метода анализа необходимо с помощью градуировочного графика определить содержание железа (Сррм) в пробах (количество проб не менее 20) и сравнивая эти данные с содержанием железа по химическому анализу (Сх.а) найти среднеквадратическую погрешность по формуле:
где - разность между содержаниями железа определенными по прибору и химическому анализу (= Сррм - Сх.а);
n - количество проб.
Данные РРК зависят не только от содержания исследуемого элемента но и от вещественного состава породы (так называемого эффекта матрицы или Zэф). Для исключения влияния матрицы используют совместные измерения интенсивности характеристического Ir рассеянного Is излучения. Величина интенсивности обоих видов излучения одинаково зависит от геометрии измерений и вещественного состава среды но на Ir существенно влияет содержание исследуемого элемента q. Если с помощью двухканального спектрометра измерить в одном канале интенсивность характеристического Ir и сопровождающего рассеянного Is' излучения т. е. Ir + Is' а в другом канале — только рассеянное излучение Is то можно записать следующее отношение:
где 0 получают в породах не содержащих исследуемый элемент;
m — постоянный для данного скважинного прибора коэффициент учитывающий его геометрию и влияние вещественного состава.
Такая методика измерений получила название способа спектральных отношений и успешно применяется на месторождениях свинца. Но при определении элементов с Z50 например олова в касситерито-сульфидных рудах которые содержат еще железо свинец цинк медь и мышьяк влияние матрицы становится существенным вследствие неравноценных изменений Is' и Is «пустых» породах и рудах. В таких случаях способ спектральных отношений не дает желаемых результатов и применяют способ двух пучков в котором используют скважинный зонд с двумя источниками испускающими фотоны различных энергий (рисунок 27 а). Дополнительный к основному источнику 1 вспомогательный источник 2 расположен на большем расстоянии от детектора. Энергетический спектр от источника 2 формируется однократно и многократно рассеянными фотонами. Поток этих фотонов убывает по экспоненциальному закону с увеличением Zэф т. е. быстрее чем для источника 1 видимости. Изменяя уровень дискриминации спектрометра всегда можно найти такую область где Is изменяется синхронно с Ir при изменении атомного номера Zэф наполнителя.
При определении элементов с Z30 сцинтилляционная аппаратура неэффективна так как с уменьшением Z характеристические энергетические спектры элементов сближаются и в этой же области энергий (около 10 кэВ) расположены линии L-серии тяжелых элементов (свинца вольфрама и др.) а разрешение сцинтилляторов составляет лишь около 50 %. Поэтому для определения элементов с Z30 в аппаратуре РРК применяют зонды с пропорциональными газоразрядными счетчиками. Такая аппаратура используется для одновременного и раздельного определения цинка и свинца вольфрама и молибдена и даже трехкомпонентных руд (свинец цинк барий)
Рисунок 27. Схема скважинных зондов РРК с двумя источниками (а)
с дифференциальными фильтрами (б) и полупроподниковым детектором (в).
- 2 — радиоизотопные источники; 3 — промежуточная мишень;
— сцинтилляционный детектор; 5 — свинцовый экран;
— бериллиевый цилиндр; 7 — стальной кожух зонда; 8 — ФЭУ;
— экран источника; 10 11 — дифференциальные фильтры;
13 — коллиматоры источника и детектора; 14 — S
— головной каскад усилителя; 16 — термоэлектрическая батарея;
— вакуумированная камера; 18 — бериллиевое окно; 19 - радиатор;
— герметичные вводы; 21 — штуцер для откачки камеры
Для разделения элементов с близкими Z таких например как серебро и кадмий в серебряных медь никель и железо в медно-никелевых цинк и медь — в сульфидных рудах применяют скважинные зонды с дифференциальными фильтрами или полупроводниковыми детекторами.
В РРК используют зонды с двумя дифференциальными фильтрами один из которых для данной энергетической линии является пропускающим а второй — поглощающим. По разности измеренных интенсивностей =I1—I2 можно выделить излучение в узком энергетическом интервале. Конструктивно это реализуется в скважинном зонде с двумя сцинтилляторами NaI (Тl) имеющими разные световыходы и размещенными на фотокатоде одного и того же фотоумножителя (рисунок 27 б). На этих сцинтилляторах установлены свои фильтры. Благодаря разному выходу сцинтилляторов на выходе ФЭУ появляются импульсы различной амплитуды которые формируют на спектрометре два максимума А и В.
Если настроить один канал гамма-спектрометра на выделение максимума А а второй — максимума В то можно одновременно и независимо измерить интенсивности I1 и I2 соответственно с пропускающим и поглощающим фильтрами.
Например для разделения энергетических линий К-серий серебра олова и сурьмы использовались фильтры из родия и молибдена. Детекторы с дифференциальными фильтрами имеют высокую избирательность но конструктивно трудно создать малогабаритный скважинный зонд с несколькими фильтрами для анализа многокомпонентных руд. Решение этой проблемы связано с применением полупроводниковых детекторов. Однако такие детекторы для достижения высокого энергетического разрешения требуют охлаждения до низких температур.
Наиболее перспективны для каротажных исследований полупроводниковые детекторы с термоэлектрическим охлаждением (рисунок 27 в). В вакуумированной камере на холодных спаях термобатареи размещаются полупроводниковый Si (Li)-детектор и головной каскад малошумящего усилителя. Камера имеет окно из бериллия для пропускания характеристического излучения и радиатор для отвода тепла от горячих спаев термоэлектрической батареи. Энергетическое разрешение полупроводниковых спектрометров составляет 500 эВ по линии 1396 кэВ что в 15—2 раза лучше разрешения пропорционального счетчика. Эффективность исследований с полупроводниковыми спектрометрами особенно повышается в области энергий 20—30 кэВ где пропорциональные счетчики имеют низкую эффективность.
Так как глубинность РРК не превышает нескольких миллиметров измерения на коротком интервале не могут характеризовать содержание элемента в руде. Поэтому при обработке данных РРК определяют среднеинтервальное значение измеряемых параметров:
где S — аномальная площадь параметра;
h — интервал аномалии обычно составляющий 1—3 м. Среднее содержание изучаемого элемента на интервале определяют по формуле:
где К — пересчетный коэффициент который определяется в опорной скважине путем сопоставления с данными химических анализов керновых проб.
При линейной зависимости между и применяют автоматизированные системы обработки которые выдают информацию в цифровой форме или в виде гистограмм.
Элементы определяемые с помощью РРК можно разбить на три группы. К первой относят элементы с большими атомными номерами ко второй — со средними в третью группу входят элементы с Z≤33 (таблица 5).
Таблица 5. Элементы определяемые с помощью РРК и пределы их обнаружения.
Элементы первой группы определяют используя метод спектральных отношений. Параметр рассчитывают по формуле:
Iуу — скорость счета рассеянных квантов в энергетическом окне предназначенном для регистрации комптоновского излучения.
Если содержание q определяемого тяжелого элемента равно нулю рентгеновское излучение практически отсутствует и I’уу Iуу= . Если же q0 то
где К' =yx— yy коэффициент пропорциональный отношению массовых коэффициентов ослабления рассеянного и рентгеновского излучений.
Энергетическое окно регистрации Iуу подбирают так чтобы выполнялось условие yxyy. Тогда
Таким образом приращение пропорционально содержанию определяемого элемента и практически не зависит от вещественного состава пород.
При определении элементов второй группы задача усложняется так как энергия рентгеновского излучения снижается. Влияние наполнителя устраняют применяя способ двух пучков который реализуют с помощью двух источников разной энергии. Энергетическое окно для регистрации Iуу подбирают таким образом чтобы при изменении Z наполнителя Iуу и Iуx изменялись синхронно.
Наибольшие трудности возникают при определении элементов с Z≤33: во-первых по мере уменьшения Z фотопики характеристических спектров различных элементов все больше сближаются во-вторых в этой области лежат линии L-серий тяжелых элементов. В результате энергетическое разрешение сцинтилляционных детекторов оказывается недостаточным что вызывает необходимость перехода на газонаполненные пропорциональные счетчики разрешающая способность которых примерно в 35 раза выше. Вместе с тем эффективность газонаполненных счетчиков существенно ниже что приводит к резкому снижению регистрируемых скоростей счета. Скорости счета падают и из-за значительного поглощения низкоэнергетических квантов в породе. Сходная ситуация возникает при изучении полиметаллических руд где существует задача разделения элементов с близкими атомными номерами например серебра и кадмия никеля и железа.
Положительные результаты в этих условиях получают применяя селективные фильтры. Пару таких фильтров подбирают так чтобы К-край материала одного из них был несколько выше а второго — несколько ниже К-края определяемого элемента. Фильтры действуют как пара дискриминаторов спектрометра: первый пропускает а второй поглощает излучение соответствующее K-линии определяемого элемента. По разности отсчетов в двух каналах выделяют излучение весьма узкого энергетического диапазона.
Наиболее широкое применение РРМ находит при лабораторных определениях и оценке содержания металлов в пробах горных пород и рудных скоплений. Однако этот метод успешно используется при исследовании рудных скважин на олово медь вольфрам мышьяк свинец цинк молибден сурьму и ртуть по К-ссрии их характеристического излучения при подборе соответствующих источников возбуждающего мягкого гамма-излучения (рисунок 28). Наилучшие результаты получают при регистрации кривой отношения скоростей счета в двух каналах спектрометра например для олова 30 и 40 кэВ.
PPM успешно применяют для опробования поверхностей горных выработок штуфных образцов керна скважин и отбитой горной массы с целью определения Сг и Fe в хромитовых рудах Мп и Fe в марганцевых рудах. РЬ и Zn в свинцово-цинковомолибденовых рудах а также Sb W Sn Мо и др. Для этой цели выпускают двухканальные и четырехканальные анализаторы в которых можно использовать как сцинтилляционные (на элементы с Z>40) так и пропорциональные (на элементы с Z = 30-40) детекторы характеристического излучения.
Рисунок 28. Пример выделения олова по данным рентгенометрии скважин.
I — кривая отношения скоростей счета в каналах 30 и 40 кэВ; II — кривая интегрального счета. 1 — скопление оловянной руды; 2 — скопления тяжелых элементов.
Применение PPM перспективно для повышения эффективности геохимических поисков. С его помощью можно определять суммарное содержание халькофильных элементов (Си Zn As РЬ) с пределом обнаружения (2-4)*103% путем опробования пород в естественном залегании или экспресс-анализа отобранных проб рыхлых образований. Эти элементы - характерные индикаторы полиметаллического золото-сульфидного и других типов оруденения они формируют широкие геохимические ореолы над рудными телами. Предпосылкой успешного применения PPM для определения суммарного содержания Сu Zn As Рb является возможность возбуждения и одновременной регистрации рентгеновского излучения K-серии Си Zn As и L-серии РЬ в энергетическом интервале 7-126 кэВ.
В данном проекте был рассмотрен рентгенорадиометрический способ. Были исследованы физические предпосылки метода теоретическая основа применения метода. Также были приведены источники детекторы и аппаратура применяемая в данном методе. Были исследованы мешающие факторы при применении данного метода а также приведены способы их устранения. И в последней главе было освещено применение рентгенорадиометрического метода на практике.
Все большее применение РРК находит на различных стадиях горно-геологического процесса. Его основное достоинство— возможность аналитических определений многих рудных элементов непосредственно в скважине. Достижимые пределы обнаружения достаточны для оконтуривания рудных зон опробования и определения подсчетных параметров на этапах разведки и эксплуатации.
На нефтегазовых месторождениях РРК практически не применяют по трем причинам: предельное давление для бериллиевых окон не превышает 20÷30 МПа; атомные номера основных породообразующих элементов малы; толщина возникающей в коллекторах глинистой корки как правило превосходит глубинность метода.
Из материалов данной работы можно сделать вывод что рентгенорадиометрический метод является одним из наиболее значимых ядерно-физических методов исследования скважин.
В.А Арцыбашев «Ядерно–геофизическая разведка»
В.А Мейер П.А Ваганов Г.А Пшеничный «Методы ядерной геофизики»
Г.Ф Новиков «Радиометрическая разведка»
В.В Ларионов Р.А Резванов «Ядерная геофизика и радиометрическая резведка»
Е.М Филлипов «Нейтрон–нейтронный и нейтронный гамма–методы в рудной геофизике»

Свободное скачивание на сегодня

Обновление через: 23 часа 17 минут
up Наверх