Нейтронно гамма каротаж

    

    Рисунок 1 Зависимость массовых коэффициентов ослабления γ-квантов от их энергии:1-фотоэффект; 2-когерентное рассеяние; 3-некогерентное рассеяние.

    Из  рисунока 1 следует что с увеличением энергии гамма – излучения, коэффициент  фотоэлектрического поглощения снижается. Чем тяжелее (больше Z), тем вероятность фотоэффекта выше. Зависимость τ_ф(Е) претерпевает  скачкообразные изменения при энергии квантов, совпадающих с энергиями связи  L – и  К – электронов.

    Фотоэффект  происходит в основном на тесно связанных  с атомом электронах и при этом гамма-квант исчезает. Вероятность  фотоэлектрического поглощения возрастает с увеличением  Z элемента и снижением энергии гамма–излучения. Фотоэлектрическое поглощение квантов сопровождается испусканием рентгеновского флуоресцентного излучения с энергией, строго зависящей от атомного номера элемента.

    Комптоновское рассеяние 

    Комптоновское рассеяние представляет собой процесс, в результате которого гамма-квант, сталкиваясь с электроном, передает ему часть энергии и отклоняется  от своего первоначального движения на некоторый угол. В отличие от фотоэффекта комптон-эффект происходит на слабосвязанных электронах. Связь между энергиями первичного Е_о и рассеянного Е_S квантов определяется на основе законов сохранения энергии и импульса взаимодействующих частиц по формуле Комптона:

    

                                                                (7) 

    где 0,511—энергия покоя электрона, МэВ;

    θ  —угол рассеяния кванта, угол между направлением первичного и рассеянного квантов.

    Выражение (1.7) позволяет сделать выводы о  распределении рассеянных квантов. При рассеянии на малые углы (θ близко к 0) энергия квантов практически не изменяется. С возрастанием угла рассеяния энергия рассеянного кванта снижается. Наибольшая потеря энергии наблюдается при рассеянии на угол 180^о.

    Микроскопическое  сечение комптоновского рассеяния  σ_к характеризует вероятность рассеяния кванта на одном электроне. Оно не дает информации о вероятности рассеяния на определенный угол.

      

    Рисунок 2 Зависимость дифференциального сечения некогерентного (а) и когерентного (б) рассеяния от угла рассеяния

    Микроскопическое  сечение комптоновского рассеяния  слабо зависит от энергии квантов. Оно монотонно снижается при  увеличении энергии.

    Когерентное (релеевское) рассеяние

    Этот  вид рассеяния происходит, когда  энергия квантов соизмерима с  энергией связи электрона в атоме. При когерентном рассеянии, происходящем на связанных электронах, квант отклоняется без потери энергии. Когерентное рассеяние наблюдается преимущественно для малых углов рассеяния при малых энергиях квантов и тяжелых элементах. Энергия отдачи при когерентном рассеянии воспринимается атомом в целом, поэтому энергия когерентно рассеянного кванта остается равной энергии первичного.

    Дифференциальное  сечение когерентного рассеяния  определяется как:

    

                                                             (8)

    Где ƒ(θ) —функция, зависящая от угла рассеяния, оценивается из приближенной формулы:

    

                                                                            (9)

    С увеличением угла рассеяния функция ƒ(θ) резко снижается, а при θ≥90 она принимает практически  постоянное значение. 

    1.2 Схема зондового устройства 

                                

    1 - источник нейтронов; 2 - условные  пути движений нейтронов;3 - экран;4 - счетчик;5 - блок питания;6 - кабель; 7 - глина;8 - известняки;9 – пески.

    Рисунок . 3 Схема устройства глубинного прибора:

    2 Аппаратурное обеспечение 

    2.1 Источники нейтронов 

    В нейтронном-гамма  методе неупругого рассеяния нейтронов, используется такое взаимодействие нейтронов с облучаемой средой, при котором, измеряемое, излучение является γ-излучение. Существует вид взаимодействия нейтронов с веществом, при котором природа излучения сохраняется. Характер взаимодействия определяется энергией нейтронов и свойствами вещества, с которыми взаимодействуют нейтроны.

    К источникам нейтронного излучения, применяемым в нейтронных методах, предъявляется ряд требований: достаточно постоянный выход нейтронов в  течении длительного времени; низкий уровень побочного гамма-излучения; небольшая стоимость и минимальные затраты на обслуживание; небольшие габариты.  

          Этим требованиям  лучше всего отвечают ампульные  источники нейтронов. Наряду с ампульными источниками, нейтронными источниками служат ускоритель заряженных частиц, ядерные реакторы и термоядерные установки.

    Нейтроны  получаются за счет бомбардировки ядер легких элементов (мишени) потоком элементарных частиц по реакциям типа (α,n), (γ,n), (d,n). Вне зависимости от типа излучателя и материала мишени нейтронные источники различаются по энергетическому составу нейтронов, по скорости распада, по природе и интенсивности сопровождающего излучения, по общему выходу нейтронов.

    

    Источники: а – полоний-берилловый, б – полоний-борный, в – плутоний-бериллиевый типа ИБН (источник быстрых нейтронов),

    1 – активная смесь, 2 – наружная  ампула, 3 – наружная крышка,

    4 – внутренняя ампула, 5 – стеклянная  ампула

    Рисунок 5 Устройство источника нейтронов 

    Среди радионуклидных источников наибольшее применение получили α-нейтронные (α,n)-источники. В качестве альфа-излучающего нуклида применяются плутоний, полоний, радий, америций и др. Мишенями служат ядра легких элементов, таких как бериллий, бор, фтор. Тщательно перемешанная смесь порошкообразных препаратов α-излучателя и мишени, упакованная в герметически запаянную ампулу является источником нейтронов.

    Так как при взаимодействии  α-частиц с ядром мишени нейтроны вылетают под разным углом и уносят разную энергию, а также вследствие расходования части энергии на возбуждение ядер углерода, возникающих при реакции:

                                           ⁹Be +α→¹²C + n,

    источники испускают нейтроны сложного энергетического  состава.

    Выход нейтронов зависит от вида и соотношения  масс α-излучающего вещества и ядер мишени, однородности смеси и других факторов. Наибольшим выходом нейтронов отличается бериллий при его облучении α-частицами. По этой причине при изготовлении нейтронных источников типа (α,n) чаще всего используют бериллий. В таблице 4 даны сведения об основных α-нейтронных источниках

    Скорость  распада ампульных источников нейтронов  определяется периодами полураспада  Т1/2  альфа-излучателей, соответственно равными 24360 лет для плутония Pu, 138 дней для полония Po.

    α-нейтронные источники обладают фоновым γ-излучением, сопровождающим непосредственно α-распад. Высокий γ-фон несколько ограничивает применение Ra-Be источников. Эти источники целесообразно использовать, если необходимо иметь как нейтронное, так и гамма-излучение.

    Po-Be источники выгодно отличаются от Ra-Be источников низким γ-фоном, но имеют небольшой период полураспада. Источники на основе бора, в частности Po-B, испускают нейтроны меньшей энергии.

    В спектрах этих источников имеются по два относительно четких выраженных максимума, приуроченных к энергиям 3,5 - 4 МэВ и 5-6 МэВ у Po-Be и 4 и 7,5 МэВ у Pu-Be источника. Наиболее широкое применение имеют  источники типа Po-Be, Pu-Be, Po-B.

                              

    Рисунок 6 Энергетические спектры (α,n) – источников нейтронов

    Полоний-бериллиевый источник нейтронов представляет собой механическую смесь полония и бериллия. Нейтроны испускаются ядрами бериллия под воздействием α-частиц, образующихся при распаде полония. Полоний-210 - практически чистый α- излучатель с энергией 5,305 МэВ и периодом полураспада 138,4 суток.

    Преимущество  полониевых источников состоит в том, что они имеют менее нтенсивное γ- излучение (1 γ-квант/нейтрон), чем радиевые источники (104 γ-квант/нейтрон). Полоний испускает γ-кванты с энергией 0,804 МэВ с интенсивностью 1,22∙10^-3 %. Кроме того при рождении каждых 100 нейтронов в этом источнике возникает 60 γ-квантов с энергией 4,43 МэВ.  Основной недостаток - небольшой срок службы, определяемый периодом полураспада полония, однако, этот недостаток можно рассматривать как преимущество. В связи с относительно небольшим периодом полураспада при использовании полония-210 в изделиях практически не возникает проблемы долговременного хранения радиоактивных отходов.

    Полоний-бериллевые источники, выпускаемые в СССР, имеют следующий выход (нейтр/сек) : (1-2) ∙ 10⁶, (0,5-1) ∙10⁷,  (2-3) ∙10⁷ и (3- 6) ∙10⁶ в ампулах диаметром 20-25 мм и высотой 20-40 мм.

    Плутоний-бериллевые источники, основанные на плутонии-239, обладают одновременно преимуществами радий-бериллиевого и полоний-бериллиевого источников: большим периодом полураспада и сравнительно низким γ-фоном. Эти источники имеют несколько меньший выход нейтронов и большие размеры ампул. Спектр нейтронов плутоний-бериллиевого источника распределяется в интервале от 0,3 до 10,74 МэВ.

    Плутоний-239 под действием тепловых нейтронов  способен делиться на осколки с испусканием быстрых нейтронов. Сечение этой реакции 750 барн. Поэтому при размещении плутоний-бериллиевого источника в замедлителях он будет создавать дополнительные нейтронные потоки, практически не поддающиеся учету.

    Вылет α-частиц из плутония сопровождается испусканием γ-квантас энергией 0,014 (20%) и 0,039 МэВ (11%). Однако γ-излучение плутония в силу его малых энергий очень интенсивно задерживается металлической оболочкой ампулы источника. 

    2.2 Детекторы 

    Действие  всех детекторов ядерного излучения, в  том числе и детекторов γ-излучения, основано на эффектах ионизации или возбуждения атомов вещества детектора заряженными частицами, образующимися в процессах взаимодействия регистрируемого излучения с веществом детектора. Главный метод регистрации γ-квантов – формирование электрического сигнала с последующим его усилением и измерением схемами ядерной электроники, при этом сила  тока или средняя частота импульсов напряжения является мерой интенсивности регистрируемого излучения.

    К основным детекторам γ-излучения, применяемым в ядерной геофизике, относятся газонаполненные детекторы, использующие ионизационный эффект и сбор электродами разнозаряженных ионов, полупроводниковые кристаллические детекторы с ионизацией атомов и сбором пар “электрон-дырка” и, наконец сцинтилляционные детекторы, использующие эффект возникновения световых вспышек (сцинтилляций) возбужденных атомов вещества детектора. Таким образом, принцип действия, параметры и, как следствие, область применения детекторов существенно различны, что необходимо учитывать при выборе типа детектора в зависимости от решаемых методами ядерной геофизики задач. 

    Сцинтилляционный  счётчик

    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. Еще 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 электронвольт. 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 a-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 альфа-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 a-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.