Курсовая работа Нейтронный гамма метод - файл n1.doc

Курсовая работа Нейтронный гамма метод
скачать (420 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc420kb.23.01.2013 22:03скачать

n1.doc



Введение

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 ?–полей, поэтому изучение нейтронных методов должно следовать за изучением гамма – методов ядерной геофизики.

Нейтронный гамма метод заключается в изучении вторичного ?-поля, возникающего в горных породах под действием замедлившихся нейтронов.

Нейтронным гамма методом изучают ?–излучение, возникающее при радиационном захвате нейтронов ядрами элементов. В качестве источника нейтронов обычно используют точечный ампульный источник быстрых электронов. ?–Поле наблюдают на некотором расстоянии от источника нейтронов.

Различают два вида НГМ: интегральный, в котором детектор измеряет интегральный поток ?–излучения радиационного захвата, и спектрометрический , который состоит в измерении спектра ?–излучения радиационного захвата или потока ?–квантов в отдельных спектрах.

Нейтронные методы основаны на закономерностях взаимодействия нейтронов с веществом и закономерностях пространственного распределения нейтронов в горных породах.

Содержание
Введение

  1. Теоретическое обоснование метода НГМ………………………...5

    1. Общая характеристика нейтронов и их взаимодействия с веществом………………………………………………………..…...5

1.1.1 Общие сведения……………………………………………………5

1.1.2 Взаимодействие гамма–излучения с веществом…………………6

1.1.3 Взаимодействие гамма излучения с ядрами атомов…………….7

1.2 Физические предпосылки………………………………………….8

  1. Методическое обеспечение метода НГМ…………………………9

    1. Аппаратурные спектры ?–излучения радиационного захвата..…9

      1. Интегральный НГМ……………………………………………..…9

      2. Спектрометрический НГК……………………………………….13

    2. Источники…………………………………………………………13

    3. Детекторы…………………………………………………………16

      1. Сцинтилляционный счётчик…………………………………..…16

  1. Применение метода……………………………………………….23

    1. Методика выявления угольных пластов…………………………23

    2. Методика определения в рудах металлов группы железа и других элементов………………………………………………….24

    3. Методика выявления борных пластов………………………......27

    4. Нейтронный гамма каротаж……………………………………..28

Заключение………………………………………………………...29

Список литературы………………………………………………..30



  1. Теоритическое обоснование метода НГМ


1.1Общая характеристика нейтронов и их взаимодействия с веществом

1.1.1 Общие сведения
Нейтрон устойчив, он распадается с периодом полураспада 11,7 минут, поэтому в свободном состоянии существует непродолжительное время, Благодаря ядерным силам нейтроны взаимодействуют с ядрами атомов, причем число элементарных процессов велико, а их закономерности более сложно зависят от состава вещества, чем в случае ?–квантов.

Нейтроны делятся на следующие условные энергетические группы: 1) быстрые (более 0.5 Мэв), 2) промежуточные (от 0.5 Мэв до 1 кэв), 3) медленные(менее 1кэв), 4) резонансные (1-100кэв), 5) надтепловые (более 0.05 эв), 6)тепловые (0.025 эв).

Скорость и длина волны нейтрона:

?=1,38*106Е1/2 (1.1)

?=2,86*10-9Е-1/2 (1.2)

где ? – скорость,см/с; ? –длина волны,см; Е – энергия, эв.

В результате столкновения нейтрона с ядром может произойти отклонение нейтрона от первоначального направления движения в поле ядерных сил или захват нейтрона с образованием составного ядра.

Составное ядро существует 10-12 – 10-16с. Переход возбужденного ядра на более низкие энергетические уровни происходит различными путями: испусканием ?–кванта или ядерной частицы.

Испускание возбужденным ядром отличается от потенциального рассеяния только тем, что само ядро прошло через состояние составного ядра, рассеяние с образованием составного ядра называется резонансным. Оно может быть упругим и неупругим.

Быстрые нейтроны взаимодействуют в основном путем рассеяния, а медленные нейтроны обычно захватываются ядром.

Неупругое рассеяние. Процесс, сопровождающийся возбуждением ядра, с которым взаимодействует нейтрон. Если реакция идет с образованием составного ядра, то налетающий нейтрон должен иметь энергию, достаточную для того, чтобы остаточное ядро после испускания нейтрона находилось, по крайней мере, в первом возбужденном состоянии. Если происходит прямая реакция, то нейтрон должен обладать такой энергией, чтобы возбуждение ядра оказалось возможным. Поэтому неупругое рассеяние характеризуется пороговой энергией, которая зависит от сорта рассматриваемых ядер.

Процесс характерен для быстрых нейтронов и сред с большим атомным номером. Неупругое рассеяние имеет порог, равный энергии первого возбужденного уровня ядра. При каждом неупругом соударении нейтрон теряет значительную долю своей энергии, так что после двух-трех соударений он существенно замедляется и вероятность дальнейших неупругих соударений исключается. Возбужденное ядро испускает один или несколько ?–квантов, энергия которых однозначно связана с характеристиками возбужденных уровней ядра.

Угловая зависимость дифференциального сечения неупругого рассеяния незначительна, особенно при рассеянии на тяжелых ядрах, так что в большинстве случаев неупругое рассеяние считают изотропным. Микроскопическое сечение неупругого рассеяния растет с увеличение энергии нейтрона, приближаясь к геометрическому сечению ядра.

Упругое рассеяние. При упругом рассеянии часть кинетической энергии нейтрона передается ядру. Это основной процесс, определяющий замедление нейтронов в веществе. Ядро при упругом рассеянии не возбуждается, но получает энергию вследствие отдачи.

Нейтроны небольших энергий в легких средах испытывают главным образом упругое рассеяние. Сечение потенциального рассеяния практически не зависит от энергии.

Вдали от резонанса определяется почти полностью потенциальным рассеянием, которое для различных элементов, входящих в горные породы, меняется от сотых долей до нескольких барн.

В каждом акте упругого рассеяния нейтрон теряет сравнительно небольшую долю своей энергии, испытывая при замедлении до тепловых энергий большое число соударений с ядрами среды.

Захват нейтрона. Наиболее вероятен радиационный захват медленных и теплых нейтронов. В области малых энергий сечение захвата равно:

?с=const/v (1.3)

То есть обратно пропорционально скорости. Эта зависимость осложняется резкими максимумами в точках, где E=Er.

Радиационный захват нейтрона сопровождается испусканием одного или нескольких ?–квантов. Спектр ?–излучения характерен для каждого ядра.

Полное сечение и свободные пробеги нейтронов.

Процесс взаимодействия нейтронов с веществом в целом характеризуется полным сечением, равным сумме сечений элементарных процессов.

?t=?si+?sp+?sr+?c=?s+?c (1.4)

Можно различать две основные составляющие – сечение рассеяния ?s и сечение захвата ?c.
1.1.2 Взаимодействие гамма–излучения с веществом

Гамма – излучением называют электромагнитные колебания, распространяющиеся в вакууме со скоростью света. Гамма – излучение возникает при ядерных превращениях. Свойство этого излучения, прежде всего, зависит от его энергии (длины волны).

E = h? (1.5)

где h – постоянная Планка, равная 6,62∙10-27 эрг · с; ? – частота.

Если энергию Е выразить в электронвольтах, а длину волны ? – в ангстремах (1 А = 10-8 см), то Е =12400 / ?.

Для количественной характеристики вероятности взаимодействия любого ионизирующего излучения вводят параметр, называемый сечением взаимодействия.

Микроскопическое сечение характеризует вероятность взаимодействия излучения с одним атомом (электроном). Оно измеряется в барнах.

1 барн = 10-24 см2 (1.6)

Представление вероятности взаимодействия величиной, размерность которой совпадает с размерностью площади, обосновано следующим. Величину сечения взаимодействия можно представить как поперечное сечение некоторого шара, в котором при попадании кванта происходит взаимодействие. Данное определение сечения взаимодействия как площади используется вследствие его наглядности. В элементарном смысле микроскопическое сечение есть площадь мишени, которую представляет собой атом по отношению к налетающей частице (гамма–квант, нейтрон и т. д.). С физико – математической точки зрения характеристика сечения как площади мишени не является строгой. Известно, что сечение взаимодействия любой элементарной частицы сильно зависит от его энергии, несмотря на один и тот же действительный размер атома. Кроме того, не строгость данной характеристики подтверждается огромными вариациями сечения взаимодействия атомов различных элементов при их относительно постоянных размерах.

Известны три вида взаимодействия с электронами атомов: без передачи энергии фотона электрону, с частичной передачей энергии электрону и с полной передачей энергии фотона электрону. Эти виды взаимодействия получили названия соответственно релеевское рассеяние, комптоновское рассеяние и фотоэлектрическое поглощение. С ядрами атомов известно также три вида взаимодей­ствия: образование пар, фотонейтронное погло­щение и эффект Мессбауэра.
1.1.3 Взаимодействие гамма излучения с ядрами атомов

Образование электронно–позитронных пар. При больших энергиях гамма–кванты в кулоновском поле ядра могут поглотиться, образуя пару электрон-позитрон. Непременным условием протекания данного процесса является превышение энергии гамма–квантов удвоенной (1,022 МэВ) энергии покоя электрона. Избыточная энергия гамма–квантов переходит в кинетическую энергию об­разованной пары.

Сечение образования пар медленно возрастает в интервале от 1,022 до 4,0 МэВ, а за­тем, с дальнейшим ростом энергии, растет пропорционально Ео. С ростом атомного номера элемента микроскопическое сечение возрастает пропорционально Z2.

1.2 Физические предпосылки

Параметры изотопов по отношению к радиационному захвату нейтронов.

Мгновенное ?–излучение изотопов, возникающее при облучении их нейтронами, связано преимущественно с захватом тепловых нейтронов. Некоторый вклад вносит возбуждение ядер при неупругом рассеянии быстрых нейтронов с последующим испускании ?–квантов.

Ядро, захватившее тепловой нейтрон, возбуждается на величину энергии связи нейтрона. Переход в основное состояние сопровождается испусканием ?–квантов. Уносящих избыточную энергию. Система энергетических уровней возбужденных ядер отличается сложностью, поэтому спектр ?–излучения радиационного захвата включает в себя от нескольких единиц до многих десятков линии.

Возможности анализов пород и руд по ?–излучению радиационного захвата нейтронов определяются как индивидуальным характером спектров ?–излучения изотопов, так и различными величинами сечений захвата тепловых нейтронов.

Из распространенных элементов крайне низкими сечениями захвата тепловых нейтронов обладают углерод, кислород и фтор. Изотопы с повышенными сечениями захвата можно с позиций НГМ разделить на три группы.

К первой группе относятся изотопы имеющие интенсивные ?–линии в жесткой части спектра.

Ко второй части относятся изотопы, имеющие интенсивные ?–линии в средней части спектра.

Большинство изотопов составляют третью группу, для которой характерно наличие в спектре ?–излучения радиационного захвата интенсивных линий в относительно мягкой области.


  1. Методическое обеспечение метода НГМ


2.1 Аппаратурные спектры ?–излучения радиационного захвата

В ядерной геофизике обычно используют однокристальные гамма–спектрометры с люминофором NaI, разрешение которых невелико, а аппаратурная линия отличается сложностью. При большом числе ?–линий в спектре радиационного захвата и плохом разрешении спектрометра удаляется выделить только отдельные наиболее интенсивные линии, преимущественно с высокоэнергетической части спектра. В области энергий Е? < 3 Мэв, как правило, регистрируется непрерывный спектр, представляющий наложение первичного и рассеянного ?–излучения.

Несмотря на малое число или отсутствие выделенных линий, спектры ?–излучения радиационного захвата многих элементов имеют индивидуальный характер.

Пример спектров ?–излучения радиационного захвата для осадочных пород различной пористости показан на рис. 1. Спектры получены на модулях с помощью спектрометра, имеющего относительно высокое разрешение. Условия измерений следующие: Pu–Ве–источник нейтронов, детектор – кристалл NaI размером 63*63, длина зонда 46 см, дюралюминиевый кожух скважинного снаряда. Спектры измерены с необсаженных скважинах диаметром 140мм, заполненных пресной водой.


      1. Интегральный НГМ

Для проведения НГМ используют аппаратуру радиоактивного каротажа: ННГК–62 и ДРСТ–1 при изучении нефтяных и газовых скважин, ДРСТ–2 и ДРСА при изучении угольных и рудных скважин.

Из физических предпосылок НГК следует, что интегральный поток ? – излучения радиационного захвата является результатом наложения потока тепловых нейтронов и ?–квантов объемных источников. НГК можно рассматривать как некоторое совмещение ННКт и ГГК.

Увеличение диаметра скважины, заполненной водой, эквивалентно увеличению влажности среды и уменьшению ее плотности. В условиях НГК преобладает первый эффект, поэтому для заинверсионных зондов In? уменьшается при увеличении диаметра скважины.

В качестве примера на рис 2 показаны эталонированные зависимости НГК для аппаратуры НГГК – 62. Минерализация бурового раствора. Увеличения концентрации NaCl буровом растворе приводит к росту In? причем эффект тем больше, чем выше концентрация, длиннее зонд и больше диаметр скважины.

Промежуточная зона. Слой бурового раствора или глинистой корки, отделяющей скважинный снаряд от стенки скважины: приводит к уменьшению регистрируемого эффекта для заинверсионных зондов.

Плотность бурового раствора. При изменении плотности до 2 г/см3 заметного изменения показаний НГК не наблюдается.

Плотность горных пород. НГК в значительно большей степени чувствителен к плотности пород. Влияние плотности можно существенно уменьшить, окружив детектор свинцовым фильтром толщиной около 10мм.

Минерализация пластовых вод. Поток ?–квантов возрастает при увеличении минерализации поровых вод за счет ?–излучения радиационного захвата нейтронов ядрами хлора. Однако интегральный эффект невелик и обычно не превышает 10–15%.

Применение НГК для определения коэффициентов пористости, газонасыщенности и отбивки ВНК.

Чувствительность НГК к пористости примерно 2–3 раза ниже из-за взаимной конденсации плотностного эффекта изменения водородсодержания.

Существенные затруднения возникают при использовании НГК для изучения песчано–глинистого разреза. Повышенная ?–активность глин затрудняет определение коэффициента пористости и в неблагоприятных условиях не позволяет даже качественно выделить пористые пласты.

С целью увеличения чувствительности НГК к пористости в конструкцию зондов вносят различные изменения, направленные на подавление поля рассеянного ?–излучения и увеличение вклада тепловых нейтронов в измеряемый эффект.

НГК рекомендуется применять для определения пористости карбонатных коллекторов.

С помощью НГК принципиально возможна отбивка ВНК при условии повышенной минерализации пластовых вод.

Применяют НГК на месторождениях бора, марганца, железа и других для качественного выделения руд. Во всех случаях руды нейтронопоглощающих элементов отличаются пониженными значениями In?.




Рис.1 – Спектры ?–излучения радиационного захвата в песчанике и известняке.



Рис.2 – Зависимость показаний НГК от коэффициента пористости известняков для зонда длиной 60см.
2.1.2 Спектрометрический НГК

Зонд НГКс. Выделяют ?–излучение анализируемых элементов в относительно жесткой части спектра. Для получение удовлетворительной статистической точности в условиях каротажа необходимо использовать источники нейтронов большей мощности и детекторы с повышенной эффективностью в области жесткого ?–излучения.

Оценка и учет фона. Существенный вклад в измеряемый эффект может вносить фоновое излучение – ?–излучение радиационного захвата нейтронов в конструктивных элементах снаряда и в кристалле NaI, ?–излучение неупругого рассеяния нейтронов.

На величину фона существенное влияние оказывает выбор материала защитного кожуха. Предпочтение заслуживают вещества, не дающие при захвате нейтронов ?–излучения.

Форма спектра ?–излучения слабо зависит от материала кожуха. Это связанно с тем, что спектр фонового излучения подобен спектру руды и при наложении слабо искажает последний.

Градуирование энергетической шкалы спектрометра. При работе на поверхности в качестве реперов энергетической шкалы можно использовать ?–излучение радиоактивных изотопов. В жесткой части спектра используют наиболее интенсивные и хорошо разрешимые линии ?–излучения радиационного захвата.

Серийная аппаратура. Аппаратура специального назначения для НГКс промышленностью не выпускаются.

Для проведения НГКс в большинстве случаев достаточно иметь двухканальную спектрометрическую аппаратуру.

Применение НГКс на рудных месторождениях. Спектры руд группы железа можно интерпретировать как двухкомпонентные, представляющие собой наложение ?–излучение анализируемого элемента и породной основы.
2.2 Источники

В нейтронном гамма методе неупругого рассеяния нейтронов, используется такое взаимодействие нейтронов с облучаемой средой, при котором, измеряемое, излучение является ?–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 течение 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 (?,n), (?,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.

Полоний–бериллиевый и плутоний–бериллиевый источники

Среди радионуклидных источников наибольшее применение получили ?–нейтронные (?,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 ?–излучателя и мишени, упакованная в герметически запаянную ампулу является источником нейтронов.

Так как при взаимодействии  ?–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 +??12C + n (2.7)

источники испускают нейтроны сложного энергетического состава.

Выход нейтронов зависит от вида и соотношения масс ?–излучающего вещества и ядер мишени, однородности смеси и других факторов. Наибольшим выходом нейтронов отличается бериллий при его облучении ?–частицами. По этой причине при изготовлении нейтронных источников типа (?,n) чаще всего используют бериллий. В таблице 1 даны сведения об основных ?–нейтронных источниках.

Таблица 1 – Характеристика некоторых ампульных источников нейтронов


Источник

Период полураспада Т1/2

Выход нейтронов Ч106нейт/ (с·Кu)

Число ?–квантов на 1 нейтрон

Средняя  энергия нейтронов, МэВ

Максимальная энергия нейтронов, МэВ

Ra–Be

1600 лет

17

~104

3,63

13,2

Po–Be

138,4 сут

1 3

~1 2

4,3

10,89

Pu–Be

24360 лет

1,7

~1 2

4,5

10,74

Po–B

138,4 сут

0,9



2,7

5,0


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

?–Нейтронные источники обладают фоновым ?–излучением, сопровождающим непосредственно ?–распад. Высокий ?–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 ?–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.

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

Преимущество полониевых источников состоит в том, что они имеют менее интенсивное ?–излучение (1 ?–квант/нейтрон), чем радиевые источники (104 ?–квант/нейтрон). Полоний испускает ?–кванты с энергией 0,804 МэВ с интенсивностью 1,22∙10-3 %. Кроме того при рождении каждых 100 нейтронов в этом источнике возникает 60 ?–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 ?–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 ? – частиц из плутония сопровождается испусканием ? – квантас энергией 0,014 (20%) и 0,039 МэВ (11%). Однако ? излучение плутония в силу его малых энергий очень интенсивно задерживается металлической оболочкой ампулы источника.

В СССР выпускались плутоний – бериллиевые источники с различным выходом нейтронов табл. 2.

Таблица 2 – Перечень плутоний – бериллиевых источников


Выход,

нейтр/сек

Внешние габариты,

мм

Выход,

нейтр/сек

Внешние габариты,

мм

диаметр

высота без выступа

диаметр

высота без выступа

1∙104

20

30

4∙105

20

30

5∙104

20

30

1∙106

26

40

1∙105

20

30

5∙106

35

42


2.3 Детекторы

Действие всех детекторов ядерного излучения, в том числе и детекторов ?–излучения, основано на эффектах ионизации или возбуждения атомов вещества детектора заряженными частицами, образующимися в процессах взаимодействия регистрируемого излучения с веществом детектора. Главный метод регистрации ?–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 ?–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.
2.3.1 Сцинтилляционный счётчик

Сцинтилляционный счётчик – прибор для регистрации ядерных излучений и элементарных частиц (протонов, нейтронов, электронов, ?–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 ?–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 ?–частицей, попадающей на экран. Круксом был построен простой прибор, названный спинтарископом Крукса, предназначенный для счета ?–частиц. Визуальный метод сцинтилляций был использован в дальнейшем в основном для регистрации ?–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 ?–частицы в присутствии сильного ?–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 ?–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 ?–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. Рис 3.


Рис. 3 – 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 ?= 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 ?–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. Рис.4


Рис.4 – 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 2,5%), 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. Рис.5

Рис. 5 – 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, ?–квантов) происходит по вторичным заряженным частицам, образующимся при взаимодействии нейтронов и ?–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 ?–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 ?–лучей, тем большей будет вероятность его поглощения, тем большей будет эффективность его регистрации. В настоящее время при использовании больших сцинтилляторов добиваются эффективности регистрации ?–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 ?–лучей. Несколько хуже обстоит дело с изучением спектров тяжелых заряженных частиц (?–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 ?Е/Е обычно не лучше нескольких процентов.

3 Применение метода
3.1 Методика выявления угольных пластов

Среди различных типов месторождений углей самыми благоприятными объектами для НГК являются буроугольные месторождения, поскольку бурые угли обладают наибольшим водородосодержанием по отношению к вмещающим породам.

В результате работ, проведенных А. Н. Макаровым, установлено, что метод НГК позволяет более четко выявлять в разрезе скважин пласты бурого угля с содержанием водорода 5–7%. При залегании бурых углей среди пород с влажностью до 30–35% (2–3,5% водорода) можно на кривых НГК выделять пласты угля по минимальным значениям интенсивности ?–излучения. По детальности расчленения угленосной свиты НГК близок к методам электрического каротажа (КС), гамма – каротажа и плотностного гамма – гамма – каротажа.

Имеются примеры успешного использования НГК и на месторождениях каменных углей, которые, как и бурые угли, характеризуются, повышенным водородосодержанием.

Как и во всех других случаях использования НГК для выделения пород с повышенным водородосодержанием, применялся заинверсионный зонд, показания которого убывают с увеличением содержанием водорода. Так же в процессе исследования скважин, что угли лучше всего выделяются с полоний-бериллиевым источником с выходом (3–6) ∙ 106 нейтр/сек, при скоростях подъема глубинного прибора 80 – 100 м/час и постоянной времени 12 сек. Небольшие изменения диаметра скважин (не свыше 5 см) при этом практически не влияют на показания метода НГК. По существу, в этом и состоит одно из основных преимуществ метода НГК по сравнению с методом ГГК, весьма чувствительным к изменениям диаметра скважины. Поэтому наиболее рационально метод НГК применять для обнаружения бурых углей в кавернозных скважинах.

Оценивая опыт испытаний нейтронного гамма каротажа на угольных месторождениях, можно прийти к выводу, что в целом результаты применения его для выделения угольных пластов положительные. Однако влажность и водородосодержание непосредственно не связаны с основным вещественным составом углей, который влияет на их качество. Поэтому НГК при разведке угольных месторождений имеет вспомогательное значение, уступая первое место гамма – гамма – каротажу. Рис 6. Приложение А.2



Рис.6 – Пример выделения угольных пластов
3.2 Методика определения в рудах металлов группы титана и других элементов

К металлам этой группы относятся хром, марганец, железо, никель, медь, а также титан, часто встречающийся совместно с железом. Рассмотрим некоторые из них.

Титан. Среднее содержание титана в земной коре по весу равно 0,6 %, а в главнейших типах пород может меняться от 0,23 до 0,9%. Наиболее известные минералы титана – рутил TiO2 и ильменит FeTiO3. Месторождения титана генетически связаны с магматическими, метаморфическими и осадочными комплексами горных пород. Они могут быть как собственно титановыми, так и комплексными – с железом и ванадием. Осадочные месторождения титана приурочиваются к россыпям, в которых наряду с титаном могут встречаться и другие тяжелые металлы.

Содержание титана в рудах в зависимости от их типа и масштаба может меняться в широких пределах – примерно от 4 до 30%.

Реакция (n, ?) происходит главным образом на изотопе титан – 48 (73,45%), что приводит к образованию гамма-квантов с энергией (МэВ): 6,75 (53%), 6,55 (8%), 6,41 (38%), 4,87 (7%), ,59 (10%), 1,38 (87%) и т.д. Макроскопическое массовое сечение реакции равно 0,073 см2/г.

Измерения проводились прибором СГС – 1 с кристаллом йодистого натрия 40х40 мм на зонде размером 20 см с полоний-борным источником активностью порядка (3 – 5) ∙ 106 нейтр/сек. Спектр захватного измерялся при энергиях гамма-квантов свыше 3 МэВ.

Спектр титановой руды отличается от спектра вмещающей породы в области энергий 3,0 – 4,6 Мэв и 5,0 – 6,6 МэВ. Отношение М скоростей счета в первом N1 и втором N2 диапазонах равно 1,22 для титановой руды и 2,38 для вмещающей породы. Приложение А.2.

При выявлении титановых руд по разрезам скважин необходимо использовать спектрометрическую аппаратуру, обеспечивающую стабильность 2 – 5%, а при количественном определении титана стабильность аппаратуры должна быть повышена до 1 – 2%.

При определении титана в комплексных титано– железистых рудах, помимо титана, необходимо оценивать и содержание железа, искажающего жесткую часть спектра захватного гамма-излучения. Рис 7.



Рис.7 – Аппаратурные спектры титановой руды россыпного месторождения с содержанием 2.5% титана (1),вмещающей породы –песчаника (2), металлического титана(3)
Никель. При захвате никелем тепловых нейтронов возникает жесткое гамма-излучение следующих энергий (МэВ): 6,84 (10,8%), 8,51 (12,3%) и 8,996 (28%).

Для извлечения никеля промышленное значение имеют сульфидные гидросиликатные и мышьяковые руды. Наиболее важны сульфидные руды, являющиеся одновременно сырьем на медь. При захвате тепловых нейтронов медью также возникают жесткие гамма–кванты с энергией 7,29; 7,63 и 7,91 МэВ. Существенное мешающее влияние при определении никеля в этих рудах оказывает железо, содержащееся в больших количествах в этом типе руд.

Спектр сульфидной никелевой руды от спектра вмещающей породы отличается в области энергий 3 – 4,4; 6,2 – 7,0 и 7,6 – 10 МэВ. Отношение скоростей счета в первом и третьем интервале энергий равно 8,6 для руды и 29,5 для вмещающих пород, а отношение скоростей счета во втором и третьем интервале – 4,02 для руды и 8,2 для вмещающих пород. Для силикатной никелевой руды первое отношение равно 7,83 для руды и 22,3 для вмещающей породы, второе же отношение такое, как и для сульфидных руд.

Для устранения влияния железа рекомендуется измерять спектр никеля в области энергий 8,6 – 9 МэВ и нормировать его к спектру железа в области энергий 6 – 7 МэВ. В этот диапазон также попадает и излучение меди. Исследования скважин подтвердили правильность этой методики – на всех диаграммах никелевые никелевые руды отбивались максимальными значениями регистрируемого отношения. Зависимость скоростей счета жестких гамма–квантов в интервалах энергий 7,4 – 8,2 и 8,6 – 9 МэВ от содержания в породе никеля от 0 до 3% носит линейный характер.

А.Ф. Постельниковым и др. проведен большой цикл исследований по разрезам скважин силикатно-никелевых месторождений. Работы велись со специальным скважинным гамма–спектрометром, оборудованным реперным устройством за контролем за спектром. Гильза прибора изготовлялась из слоистого стеклопластика диаметром 65 мм. Захватное гамма–излучение регистрировалось при помощи фотоумножителя типа ФЭУ–13 и кристалла йодистого натрия размером 40 х 50 мм. Используемый источник имел выход (1 – 2) ∙ 107 нейтр/сек. Размер зонда равнялся 22 см. Пространство между детектором заполнялось свинцом (12см) и плексигласом (с обеих сторон свинцового экрана).

По регистрации жесткого гамма–излучения никеля в интервале 8,2 – 8,8 МэВ. А.Ф. Постельниковым и др. разработана методика, позволяющая определять никель в рудах при концентрациях свыше 0,5 – 0,7% (порог чувствительности). Применяемый ими спектрометр обеспечивал устойчивость стабилизации ±1%. Проведение многократных записей диаграмм НГК и их обработка, основанная на дисперсионном анализе, позволили авторам этой методики повысить точность определений никеля в диапазоне 0,5 – 2,5% до 0,14 абс. %. Рис 8.


Рис.8 – Аппаратурные спектры никелевой руды, сульфидная вкрапленная руда с содержанием 1% никиля и 15% железа (1), вмещающая порода филлит (2)
3.3 Методика выявления борных пластов

Метод НГК широко применяется для выявления в скважинах борных пластов, а также для качественной и количественной интерпретаций полученных данных. Разрешающая способность НГК при этом в сильной степени зависит от химического состава горных пород. Исследования выполнены с газоразрядными счетчиками в 50 скважинах диаметром 89 и 110 мм. Размер зонда равнялся 35 см. Соленосные породы в основном были представлены каменной солью (NaCl) и сильвином (KCl), а сульфатные – гипсом (CaSO4 ∙ 2H2O).

В сульфатных породах, содержащих к тому же связанную воду, по НГК можно выявлять борные пласты с содержанием до 1% бора (3% B2O3), а в соленосной толще – до 6% бора (18% B2O3).

Порог чувствительности НГК к бору примерно 0,3%, а точность 0,3 – 1%, причем НГК может применяться для выявления пластов с содержаниями до 6% В.

При захвате бора хотя и возникают ?–кванты с энергией 0,479 МэВ, но определять по ним бор в горных породах практически нельзя из-за невозможности регистрации этого излучения на фоне рассеянных гамма-квантов захватного излучения породы. Рис 9.


В2О3,

1

2


Рис. 9 – Зависимость регистрируемой скорости счета от содержаниибора в породах, соленосная толща (1), сульфатная (2)
3.4 Нейтронный гамма каротаж

Для реализации этого метода корпус глубинного прибора необходимо делать из алюминия или тонкой стальной трубки. При больших размерах зондов детектора ?–лучей практически достигает только рассеянное гамма-излучение, метод НГК по сути вырождается в ГГК, поэтому его и называют НГГК. Показания при регистрации излучения в диапазоне энергий примерно от 0,2 и 0,3 Мэв зависят только от плотности пород. Поэтому эту методику по аналогии с ГГК – п следует обозначить НГГК–п. Изменение плотности пород на 0,01 г/см3 приводит к изменению скорости счета на 3%.

Наличие линейной зависимости между объемной плотностью горных пород ?об и их пористостью m позволяет по результатам определения ?об судить о пористости. Связь это дается следующим соотношением:

?об = ?m(1– m)+ ?жm (3.8)

где ?m– минералогическая плотность или так называемая плотность скелета породы; ?ж – плотность жидкости, заполняющей поры.

В связи с тем, что минералогическая плотность для пород одного состава практически постоянна, изменение их объемной плотности связано исключительно с изменением пористости пород (для m > 10%).

Изменение мягкого рассеянного гамма- излучения в диапазоне примерно от 0,05 до 0,15 Мэв позволяет судить о содержании в породе тяжелых элементов: железа, марганца, бария, вольфрама, ртути, сурьмы, свинца и т.д. Эту методику по аналогии с ГГК – с удобно назвать селективным НГГК – с, который может применяться для определения в породе указанных тяжелых элементов.

Заключение
Ядерно–геофизические методы НГ разведки являются средством анализа горных пород и руд в широком смысле этого слова, их помощью можно определять вещественный состав горных пород и полезных ископаемых, а также такие свойства, как плотность, влажность, пористость и некоторые другие. Ядерно–физические методы НГМ применяют при поисках и разведке самых различных полезных ископаемых. По своей сути и по занимаемому положению они являются частью геофизических методов разведки и органически входят в геологоразведочное производство. Ядерно–геофизические методы НГ разведки основаны на использовании излучений естественных и искусственных радиоактивных элементов. Методы изучения естественной радиоактивности – радиометрия – исторически развивались обособленно и в настоящее время разработаны более детально, чем методы искусственной радиоактивности. Обычно под ядерно–геофизической разведкой снимают методы, основанные на использовании искусственных источников ионизирующих излучений.

Существует несколько десятков ядерно–геофизических методов, но практическое применение нашли не все. Они условно делятся на две группы: ?–методы, основанные на использовании источников ?–излучения и изучении ?–полей, и нейтронные методы, в которых изучают поля нейтронов или связанное с нейтронным полем ?–излучения. Ядерно–геофизические НГ методы в настоящее время широко применяются при разведке угольных, нефтяных и рудных месторождений.

Особо следует отметить эффективное применение ядерно-геофизических методов опробования на рудниках черных и цветных металлов.

Ядерно–физические методы дают возможность изучать химический состав нерадиоактивных руд и пород в обнажениях, горных выработках, скважинах или в отбитой массе с высокой точностью, не уступающей сложным лабораторным химическим анализам.

Список литературы

  1. В.А Арцыбашев «Ядерно–геофизическая разведка»

  2. В.А Мейер, П.А Ваганов, Г.А Пшеничный «Методы ядерной геофизики»

  3. Г.Ф Новиков «Радиометрическая разведка»

  4. В.В Ларионов, Р.А Резванов «Ядерная геофизика и радиометрическая резведка»

  5. Е.М Филлипов «Нейтрон–нейтронный и нейтронный гамма–методы в рудной геофизике»


Учебный материал
© shr.receptidocs.ru
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации