Разделы

Авто
Бизнес
Болезни
Дом
Защита
Здоровье
Интернет
Компьютеры
Медицина
Науки
Обучение
Общество
Питание
Политика
Производство
Промышленность
Спорт
Техника
Экономика

ОСНОВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ РАДИОМЕТРИЧЕСКОЙ АППАРАТУРЫ

Аппаратура для различных радиоактивных методов иссле­дования скважин имеет много общего. Главные различия отно­сятся к конструкциям зондов: источника, фильтров и индика­торов излучения. Учитывая общую функцию всех типов радиометрической аппаратуры, их называют скважинными радиометрами.

1. Блок-схема радиометра

Конструктивно радиометры состоят из скважинного прибора, заключенного в прочную стальную или иногда дюралюминие­вую гильзу, и наземного пульта, которые соединены между собой геофизическим (каротажным) кабелем.

Рис. 1. Упрощенная блок-схема радиометра.

1 — скважинный прибор; II — наземный пульт

В скважинном приборерадиометров располагаются детектор излучения, усилитель или усилительно-формирующий каскад, а также блок питания детектора (рис.1). Последний чаще всего содержит блокинг-генератор, вырабатывающий импульс­ный ток, который после повышения его напряжения трансфор­матором подается на высоковольтный выпрямитель. Выпрям­ленное напряжение стабилизируется обычно с помощью стаби­литрона.

Детектор излучения является важнейшим элементом радио­метра. При попадании ядерной частицы в детектор на его вы­ходе образуется импульс электрического тока и напряжения, который далее усиливается и обрабатывается электронной схе­мой прибора. В скважинной аппаратуре используются газо­наполненные (ионизационные) и сцинтилляционные детекторы, рассматриваемые далее. Исследуется возможность исполь­зования полупроводниковых детекторов.

Усиленный сигнал по двум жилам трехжильного (или по жиле и броне одножильного) кабеля передается на поверхность, По тем же проводам в скважинный прибор подается постоянный ток для питания его схемы. Поэтому в скважинном приборе и на поверхности имеются соответственно LC- и -фильтры, разделяющие постоянный ток и импульсы сигнала.

В наземной части схемы (см. рис.1) импульсы усили­ваются и осуществляется их регистрация измерителем скорости счета (интенсиметром). В большинстве радиометров кроме регистрации интенсиметром предусматривается также счет импульсов с помощью специальных электромеханических или электронных счетчиков.

Калибратор выдает определенное число импульсов за 1 мин (3000, 6000, 12 000 имп/мин) и служит для установления мас­штаба скорости счета (в импульсах в 1 мин на 1 см шкалы) при регистрации диаграмм.

Между усилителем и интенсиметром обычно включается блок - амплитудный дискриминатор. Дискриминатор — схема, пропускающая лишь те импульсы, амплитуда которых превы­шает некоторый заданный уровень (порог).

Введение дискриминатора с регулируемым порогом позво­ляет пропускать полезные сигналы, обусловленные попаданием ядерного излучения в счетчик, и задерживать небольшие шумо­вые импульсы, возникающие в детекторах. Кроме того, при использовании детекторов, выходные импульсы которых в опре­деленной степени пропорциональны энергии частиц, путем изме­нения порога дискриминации можно регистрировать лишь излучения с энергией, превышающей некоторое заданное значе­ние. При проведении измерений с несколькими значениями порога дискриминации можно судить об амплитудном распреде­лении импульсов от датчика, а следовательно, и о спектральном составе излучения. Поэтому радиометры, имеющие дискримина­тор с переменным регулируемым порогом, называют интеграль­ными спектрометрами.

Существенный недостаток интегральных спектрометров — низкая статистическая точность определения числа импульсов N в узком интервале амплитуд (U1, U2), обусловленная тем, что эта величина вычисляется как разность двух измеряемых вели­чин — количества импульсов N1 и N2 с амплитудами, превы­шающими соответственно U1 и U2.

Погрешность можно уменьшить, если в процессе измерений с помощью специальных дифференциальных амплитудных ана­лизаторов импульсов выделить импульсы с амплитудой в ин­тервале (U1, U2) и зарегистрировать их число.

Основными частями одноканального дифференциального амплитудного анализатора являются два дискриминатора, включенные параллельно друг другу, и схема антисовпадений (рис.2,а). Если один из дискриминаторов (нижнего уровня) пропускает импульсы с амплитудой выше U, то уровень дискри­минации второго дискриминатора (верхнего уровня) устанав­ливается равным UU. Величина ΔU называется шириной окна или канала. Импульсы на выходе схемы антисовпадений возникают лишь при поступлении импульса на первый вход (от дискриминатора нижнего уровня) при одновременном от­сутствии импульса на втором входе, т. е. схема пропускает лишь импульсы, амплитуда которых лежит в интервале (U, U+ΔU). Посредством синхронного изменения напряжения на обоих дискриминаторах (сохранения их разности ΔU) можно изучать распределение импульсов по амплитуде. Кривая зави­симости числа импульсов на выходе анализаторов от порога дискриминации называется дифференциальным спектром (или спектром амплитуд). Установив соответствие между амплиту­дой импульсов в вольтах и энергией излучения в мегаэлектрон­вольтах путем эталонирования энергетической шкалы и соответственно разбив ось абсцисс в единицах энергии, полу­чают спектр амплитуд в энергетических единицах, называемый аппаратурным спектром.

Рис.2. Принципиальная схема одноканального (а) и много­канального (б) дифференциальных амплитудных анализаторов

Для сокращения времени исследований строят многоканаль­ные спектрометры (см. рис.2,б). Основной их частью является серия параллельно включенных дискриминаторов. Порог сраба­тывания каждого из последующего дискриминаторов выше по­рога предыдущего на некоторую величину ΔU. Выходы любой соседней пары дискриминаторов подключены к входам схемы антисовпадений, которые совместно с последующей усиливаю­щей и регистрирующей схемой составляют один канал спектро­метра.

 

2. Источники γ-излучения и нейтронов

В качестве источников γ-излучения в скважинной аппара­туре в настоящее время используют в основном радиоактивные вещества — радиоизотопные источники. Генераторы γ-излучения создают на базе линейных ускорителей заряженных ядерных частиц.

Радиоизотопные источники, применяемые в скважинной аппаратуре, представляют собой радиоактивный препарат, поме­щенный в герметические ампулы из нержавеющей стали или алюминия. Они, как правило, испускают и β-излучение, однако последнее поглощается в корпусе ампулы или может быть исключено дополнительным экранированием.

Наиболее удобные и экономичные γ - источники созданы на базе β - активных изотопов (табл.1). Реже в основном в каче­стве эталонов при эталонировании аппаратуры ГК. используют источники из изотопов радия (226Ra, MsTh). Иногда мягкое γ -излучение получают путем торможения β -частиц радиоактив­ных веществ (тормозное излучение).

Гамма-излучение в ускорителях получают в результате тор­можения ускоренных частиц, обычно электронов, в мишени из тяжелого материала или путем ядерных реакций, вызываемых ускоренными частицами с большой массой. Тормозное излуче­ние имеет сплошной спектр, простирающийся от нуля до энер­гии ускоренных заряженных частиц.

Спектр γ - излучения, образующегося в ядерных реакциях, как и для радиоактивных изотопов, определяется переходами между уровнями энергии ядра — продукта реакции, и является дискретным. Наиболее широко используют реакции (р, γ) и (р, α, γ) на легких элементах. Реакция 7Li (p, γ )8Ве дает γ -излучение с энергией 17,6 МэВ (67%) и 14,8 МэВ (33%) при энергии протонов 0,46 МэВ. Реакция 19F(p, α, γ ) 16О, осущест­вляемая при энергии протонов 0,34 МэВ, сопровождается γ - излучением с энергией 6,3 МэВ. Однако получение достаточно интенсивного γ –излучения требует ускорения протонов до 1—1,5 МэВ. Для ускорения электронов в источниках тормоз­ного излучения используют известные из физики линейные волноводные ускорители.

В качестве источников нейтронов в скважинной аппаратуре используют ампульные (радиоизотопные) источники, а также скважинные генераторы нейтронов на базе линейных ускори­телей.

Ампульный радиоизотопный источник нейтронов представ­ляет собой обычно смесь или сплав α - излучателя с бериллием или бором. При бомбардировке Be или В α - частицами проис­ходит реакция (α, п), например 9Ве(α, n)12С; 11В(α, n)I4N. Спектр нейтронов для этих реакций сплошной (рис.3) в пер­вую очередь за счет потери части энергии α -частиц на иониза­цию в веществе самого источника. В качестве α -излучателя чаще всего применяют 210Ро или 239Ри. Достоинством первого является практически полное отсутствие γ - излучения [не считая γ-квантов, сопровождающих часть (α, п) реакций] и малая масса препарата, обусловленная небольшим периодом полураспада. Недостаток Ро — слишком малый период полураспада. Преимущество Ри заключается в большом периоде полураспада, недостаток — значительная масса на единицу активности, опре­деляющая несколько большие размер и стоимость источников по сравнению с источниками на базе Ро. Источники с бором дают более мягкий спектр нейтронов, чем источники с берил­лием (см. рис.3, табл.2).

Конструктивно Ро—Be- и Ро—В-источники представляют собой герметичные двойные ампулы из нержавеющей стали или хромированной латуни, внутри которых расположена стеклян­ная ампула с порошком карбида бериллия (керамическая таблетка) или карбида бора с осажденным на нем Ро. Ри—Ве - источники это двойные ампулы, заполненные сплавом PuBe13.

К ампульным источникам относятся также источники из спонтанно делящегося материала, в первую очередь из 252Cf. При не слишком большом периоде полураспада и значительном выходе реакции деления такие источники могут иметь исклю­чительно высокую мощность на единицу массы.

ТАБЛИЦА 1. Характеристика некоторых радиоизотопных источников γ - излучения, используемых при радиоактивных методах исследования скважин


Рис.3. Спектры нейтронных источников

ТАБЛИЦА 2. Характеристика некоторых ампульных источников нейтронов, используемых при радиоактивных методах исследования скважин

 

Скважинные генераторы нейтронов представляют собой линейные ускорители дейтонов. Нейтроны возникают при бом­бардировке дейтонами мишеней, содержащих дейтерий, тритий или бериллий. Наибольший выход нейтронов (с энергией 14 МэВ) дает реакция 3H(d, n)4He. Дейтоны обычно ускоряют нейтроны до 100—200 кэВ. Реакция 2H(d, n)3He дает нейтроны с энергией 2,5 МэВ, причем выход нейтронов почти на два порядка ниже, чем для реакции в тритиевой мишени.

Основными частями скважинного генератора нейтронов являются источник ионов, ускорительная трубка и источник высокого напряжения.

Пример ускорительной трубки, используемой в серийном скважинном генераторе ИГН-4, показан на рис.4. Она пред­ставляет собой стеклянный баллон 4, заполненный дейтерием под давлением (3—5)•10-2 Па. Внутри трубки расположены высоковольтный электрод 1 с титановой мишенью 7, насыщен­ный 3Н активностью 37 ГБк. Электроны, эмиссируемые като­дом 6 ионного источника, ускоряются разностью потенциалов в несколько сотен вольт, приложенной между катодом и ано­дом 2 ионного источника, и производят ионизацию дейтерия, заполняющего трубку. Для удлинения пути электронов и усиления их ионизирующего действия на трубку надета ка­тушка 3, создающая продольное магнитное поле. Под совмест­ным действием продольного магнитного и электрического полей электроны движутся по спиралям. Образовавшиеся ионы дейтерия притягиваются мишенью, находящейся под высоким (~105 В) отрицательным напряжением. При бомбардировке ими ядер 3Н, сорбированного в мишени, генерируются нейтроны. Подавая импульсное напряжение на анод ионного источника, получают импульсные потоки нейтронов.

Титановая проволочка 5 служит хранилищем дейтерия. В на­стоящее время разработана серия нейтронных трубок (НТ-10, НТ-16, НТ-21 и др.) для скважинных генераторов с выходом, нейтронов 108—109 с-1.


Рис.4. Схема отпаянной трубки генератора нейтро­нов

 

3. Газонаполненные детекторы излучения

Ионизационный метод регистрации ядерных излучений, используемый в газонаполненных детекторах, основан на изме­рении электрического заряда (тока), образующегося в газе в результате его ионизации заряженной частицей. Незаряжен­ные частицы (γ-излучения, нейтронов) регистрируются благо­даря заряженным частицам, возникающим в различных про­цессах: поглощения γ-квантов с образованием электронов, поглощения нейтронов в реакциях (п, α), (п, р), рассеяния быстрых нейтронов с образованием быстрых заряженных ядер отдачи — протонов в водородсодержащих веществах.

Газонаполненные детекторы представляют собой баллоны с газом, в которых расположены два электрода. Режим работы газонаполненного детектора зависит от напряжения и расстоя­ния между электродами, от формы последних, точнее, от вели­чины и распределения напряженности электрического поля в рабочем объеме. Рассмотрим зависимость ионизационного тока i от напряжения U между электродами при постоянных геометрии электродов и интенсивности излучения, попадающего в детектор (рис.5).

При очень малом напряжении скорости движения ионов и электронов столь малы, что значительная их часть не доходит до электродов, а успевает рекомбинироваться, т. е. воссоеди­ниться в нейтральные молекулы (см. рис.5, область 1). С увеличением U скорость ионов растет, потери на рекомбина­цию уменьшаются. Область II на рис.5 соответствует вели­чинам напряжений, при которых практически все ионы, воз­никающие в объеме детектора, достигают электродов. Иониза­ционный ток в этой области, почти не зависящий от изменения U в определенных пределах, называется током насыщения. Он равен общему заряду электронов и ионов, образующихся в единицу времени. Детекторы, работающие в области насыще­ния, называются ионизационными камерами.

 

Рис.5. Вольт-амперная характеристика га­зонаполненных детекторов.

Области: 1 — рекомбинации, II — насыщения, III — пропорциональности, IV — ограниченной пропор­циональности, V — Гейгера—Мюллера, VI — само­произвольного разряда; частицы с энергией: 1 — большой, 2 — малой

 

Рост тока с увеличением напряжения в области III связан с повышением напряженности поля до таких величин, при кото­рых электроны между двумя очередными соударениями с ато­мами газа успевают набрать энергию, достаточную для иониза­ции молекул газа,— происходит вторичная ионизация. Вторич­ные электроны вместе с первичными в следующих столкновениях ионизируют другие молекулы и т.д.— возникает лавинообразное размножение зарядов. Вследствие этого ионизационный ток увеличивается, причем тем больше, чем выше напряжение. Такое явление, называемое газовым усилением, характеризуется коэффициентом газового усиления k, равным отношению заряда, собираемого на электродах, к первичному заряду. Коэффициент k зависит от величины напряжения. В области насыщения тока k =1, а с увеличением напряжения величина k растет до 104 и более. До некоторого значения напряжения вели­чина k не зависит от первичного заряда. В результате общий заряд от одной заряженной ядерной частицы пропорционален первичному заряду.

Область III напряжений называется областью пропорцио­нальности, а соответствующий газонаполненный детектор — пропорциональным счетчиком. Поскольку часто первичный заряд пропорционален энергии регистрируемой частицы, то и импульс тока на выходе счетчика оказывается пропорциональ­ным той же энергии. Поэтому пропорциональный счетчик позволяет проводить спектрометрию — анализ частиц по энергиям.

В области IV, называемой областью ограниченной пропор­циональности, пропорциональность между импульсом тока счетчика и первичным зарядом (а следовательно, и энергией частицы) нарушается: чем больше первичный заряд, тем меньше коэффициент k. В области V величина тока становится неза­висимой от интенсивности первичной ионизации. Здесь для возникновения мощного газового разряда достаточно появиться в детекторе хотя бы одной ионной паре. Область V, где импульс тока на выходе детектора зависит лишь от напряжения на нем, но не зависит от первичного заряда и энергии регистрируемой ядерной частицы, называют областью Гейгера—Мюллера, а детектор, работающий в таком режиме, счетчиком ГейгераМюл­лера.

При дальнейшем увеличении напряжения (область VI) наб­людается пробой газа — самостоятельный газовый разряд, воз­никающий даже без наличия излучения, благодаря вырыва­нию мощным электрическим полем электронов из материала электродов.

Итак, в области II напряжений работают ионизационные камеры, в области III — пропорциональный счетчик, в об­ласти V — счетчик Гейгера—Мюллера.

Независимо от типа детекторов выделяют ряд характеристик детекторов, описывающих связь сигналов на их выходе с пара­метрами поля излучений, в которое помещен детектор. Наибо­лее общая характеристика детектора — функция отклика G(E, U), которую определяют как вероятность частице с энер­гией Е создать сигнал типа U при попадании в детектор. Сигнал может характеризоваться длительностью, амплитудой и т. п. Важный случай, встречающийся при спектрометрии частиц,— вероятность образования на выходе детектора импульса с за­данной амплитудой при попадании в детектор частицы с энер­гией Е. Примером функции отклика для сцинтилляционного детектора может служить спектр амплитуд на его выходе (см. рис.9) для монохроматической линии.

Если спектральная плотность потока частиц Ф(Е), спектр амплитуд импульсов, т.е. число импульсов с амплитудой U,

(1)

Решение обратной задачи, т.е. определение спектральной плотности Ф(Е) по результатам измерения спектра амплитуд N(U) сигналов детектора, таким образом, сводится в общем случае к решению интегрального уравнения вида (1.89) с яд­ром G (E, U), представляющим функцию отклика детектора (точнее, всего измерительного прибора).

При интегральных (неспектрометрических) измерениях нас интересует не амплитуда импульса на выходе детектора, а лишь вероятность создания на его выходе импульса с амплитудой, достаточной для его регистрации. Эту вероятность можно нор­мировать по-разному — к активности источника, числу частиц, попавших в детектор, к потоку частиц в месте расположения детектора.

Характеристики, относящиеся к указанным случаям, носят разные названия. Ограничимся рассмотрением двух таких ха­рактеристик. Эффективность детектора ε — это отношение числа зарегистрированных импульсов к числу частиц, попавших в де­тектор. Чувствительность детектора s — отношение числа заре­гистрированных в единицу времени импульсов к плотности потока частиц в месте расположения детектора. Если детектор облучается параллельным пучком частиц, то характеристики s и ε связаны соотношением

(2)

Здесь F — площадь проекции детектора на плоскость, перпен­дикулярную к направлению пучка.

Для поля с хаотическим направлением частиц введем чувствительность для каждого направления частиц и энергии Е. Если дифференциальный поток частиц, т.е. поток движущихся в направлении частиц, равен , то число зарегистрированных частиц

(3)

а средняя чувствительность для данного спектра энергий и на­правлений

(4)

Рассмотрим конструкцию и особенности отдельных типов газонаполненных детекторов излучения.

Счетчик ГейгераМюллера обладает высоким газовым уси­лением (в отдельных случаях до 1010) и обеспечивает большую (единицы и даже десятки вольт) амплитуду выходного им­пульса. Это упрощает схему усиления импульсов, а иногда делает ее излишней и создает условия широкого применения счетчиков Гейгера—Мюллера при регистрации γ-квантов, β- и α-частиц.

Конструкцию счетчиков Гейгера—Мюллера выбирают такой, чтобы при сравнительно небольших размерах и напряжениях на электродах получать высокий коэффициент газового усиле­ния. Это наилучшим образом обеспечивается использованием цилиндрических счетчиков с очень тонким анодом. Такой счет­чик (рис.6,а) состоит из катода-корпуса, по оси кото­рого натянута металлическая нить — собирающий электрод (анод). Корпус представляет собой либо металлический ци­линдр, изолированный от анода, либо стеклянный баллон с металлизированной изнутри боковой поверхностью, служащей ка­тодом.

В небольшом объеме вокруг нити анода, называемом крити­ческим, напряженность поля становится достаточной для ла­винообразной ионизации. Если выбрать анод достаточно тонким, то можно создать критическую область и большое газовое усиление при умеренном (не более 103 В, а у галогенных счет­чиков даже 250—400 В) напряжении питания счетчиков Гейгера—Мюллера.

За время (10-7 с), необходимое для сбора электронов на аноде, тяжелые положительные ионы успевают уйти в направ­лении катода на очень малое расстояние. Поэтому после сбора электронов на аноде вокруг него остается плотный чехол положительных ионов, что ослабляет напряженность поля вблизи анода. Если в это время через объем газа пролетит новая заряженная частица, то в критическом объеме не будет происходить газового усиления зарядов и частица не будет зарегистрирована счетчиком. Время (tм≈10-4 с), в течение которого невозможна регистрация новой частицы, называется разрешающим или чаще мертвым временем счетчика. Через время, несколько большее tM, все ионы достигают катода и счетчик полностью восстанавливает свои свойства.

Одной из основных характеристик счетчика Гейгера—Мюл­лера является счетная характеристика (см.рис.6, б), показы­вающая зависимость скорости счета импульсов от напряжения между электродами при постоянной интенсивности излучения. До напряжения U1 счетчик работает в области ограниченной пропорциональности. Амплитуда импульсов различна вследст­вие разной энергии частиц и различию их пути в рабочем объеме. Поскольку любая регистрирующая схема имеет неко­торый порог, то регистрируются лишь импульсы, имеющие амплитуду выше этого порога.

В области Гейгера—Мюллера (U > U1) все импульсы реги­стрируются, так как все они имеют близкую амплитуду. В неко­торой области напряжений U1 <U <U2, называемой плато счетчика, скорость счета почти не зависит от напряжения. Небольшой (3—4 % на каждые 100 В) наклон плато связан с увеличением по мере роста напряжения числа ложных им­пульсов, образующихся благодаря электронам, вырываемым из катода ультрафиолетовым излучением.

Рис. 6. Устройство (а) и счетная характеристика (б) счетчиков Гейгера— Мюллера, зависимость их эффективности от энергии у-квантов (в) для различ­ных типов счетчиков.

1 — анод; 2 — катод; 3 — изолятор; 4 — стеклянный баллон; 5 — электрический вывод катода

Резкое повышение скорости счета после плато связано с ростом числа самопроизвольных разрядов из-за высокой на­пряженности поля в счетчике. Протяженность плато достигает нескольких сотен вольт. Если рабочее напряжение выбрать в середине плато, то скорость счета не зависит от изменения напряжения до нескольких десятков вольт. Это наряду с боль­шой амплитудой импульсов позволяет создавать на основе счетчиков Гейгера—Мюллера простые и надежные радио­метры.

Единственным недостатком данных счетчиков является их малая эффективность к γ-квантам, обусловленная следующим. Поглощение γ -квантов в газе, заполняющем счетчик, ничтожно. Регистрация происходит из-за поглощения квантов в корпусе счетчика, в результате чего образуются быстрые электроны (фотоэффект и комптон - эффект) или пара электрон—позитрон. Чтобы эти частицы попали внутрь счетчика (в газовый объем) и зарегистрировались, толщина стенок должна быть не более нескольких миллиметров. При такой малой толщине стенок вероятность поглощения ими γ-квантов, т.е. эффективность счетчика, оказывается равной всего нескольким процентам.

В случае постоянной толщины катода эффективность счет­чика при энергии более п• 10-1 МэВ растет с увеличением энер­гии γ - кванта (см.рис.6, в). Однако в области очень малых энергий наблюдается обратная картина, особенно резко выра­женная для счетчиков с катодом из тяжелых материалов (см. кривую для счетчиков ВС-4 с вольфрамовым катодом). Увеличение эффективности для них в области Eγ< 0,6 МэВ связано с резким ростом фотоэффекта. Из рис. 18, в видно, что в обла­сти Еγ> 0,8 МэВ эффективность всех типов счетчиков примерно одинакова. В то же время при Еγ< 0,8 МэВ эффективность счетчиков с тяжелым катодом (ВС-4) значительно выше, чем счетчиков с алюминиевым (АС-2), графитовым (ГС-4), сталь­ным (СТС-2, СТС-4) и с медным (МС-4) катодами.

Пропорциональные счетчики дают на выходе импульсы с гораздо меньшей амплитудой, чем счетчики Гейгера—Мюллера. Конструктивно пропорциональные счетчики подобны счетчикам Гейгера—Мюллера, но отличаются меньшей напряженностью поля в критической области. Преимуществом этих счетчиков является пропорциональность импульса заряду первичных ионов, что позволяет определять тип частиц и их энергетиче­ский спектр. Недостаток счетчиков — малая амплитуда импульса и ее зависимость от напряжения питания.

Поскольку для изучения энергетического спектра γ-квантов в ядерной геофизике удобнее использовать сцинтилляционные счетчики, пропорциональные счетчики для этой цели применяются редко. Однако их широко используют для регист­рации медленных нейтронов. Такие счетчики заполняют газом 3Не или BF3, хорошо поглощающим нейтроны. При поглощении нейтрона по реакциям (п, р) и (п, α) образуются быстрые протоны и α-частицы с энергией несколько мегаэлектронвольт.

Пробег этих тяжелых частиц почти полностью укладывается в объем счетчиков, в связи с чем они вызывают интенсивную первичную ионизацию газа в счетчике и относительно мощный импульс на его выходе. В то же время электроны и позитроны, выбиваемые γ -квантами из материалов счетчика, имеют малую плотность ионизации и большой пробег в газе, значительно пре­вышающий размеры используемых счетчиков. Они вызывают в счетчике весьма слабую ионизацию. Благодаря пропорцио­нальности выходного импульса первичному заряду амплитуда импульсов, соответствующих регистрации γ -квантов, значительно' меньше амплитуды импульсов при попадании в счетчик нейтро­нов. Дискриминатором легко «отсечь» первые и регистрировать лишь вторые даже при наличии интенсивного поля γ - квантов. Это важно, поскольку прохождение нейтронов в веществе обя­зательно сопровождается образованием γ - квантов радиацион­ного захвата. При применении счетчиков Гейгера—Мюллера импульсы от нейтронов имели бы такую же амплитуду, что и импульсы от γ - квантов.

Эффективность пропорциональных нейтронных счетчиков зависит от их размера и макроскопического сечения поглоще­ния газа. Для повышения последнего счетчики заполняют газом под относительно большим давлением, а в счетчиках с газом BF3 используют бор, обогащенный до 80—90 % изотопом 10В, которому и обязано поглощение нейтронов с образованием α - частицы (в естественном боре содержится 20% 10В).

Эффективность счетчиков нейтронов для тепловых нейтро­нов составляет несколько десятков процентов. Если необходимо регистрировать лишь надтепловые нейтроны, счетчики для теп­ловых нейтронов окружают чехлом из кадмия, имеющего высо­кое сечение поглощения для тепловых нейтронов и относительно небольшое — для надтепловых. Такой чехол толщиной около 1 мм пропускает в счетчик лишь нейтроны с энергией более 0,3—0,5 эВ. Чтобы замедлить прошедшие через кадмиевый экран надтепловые нейтроны и поднять вероятность их регист­рации, между экраном и счетчиком располагают вещество, богатое водородом (полиэтилен, оргстекло).

 

3. Сцинтилляционные и полупроводниковые счетчики

Сцинтилляционные счетчики

В сцинтилляционном счетчике регистрация заряженной частицы происходит благодаря возбуждению атомов и молекул вдоль траектории частицы. Возбужденные атомы за короткое время переходят в основное состояние, испуская электромагнитное излучение. У ряда прозрачных веществ, называемых фосфорами, часть спектра этого излучения приходится на область видимого света. Прохождение заряженной частицы через такое вещество вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и понижения его поглощения в фосфоре добав­ляют специальные примеси — активаторы. Вид активатора указывают в скобках после символического обозначения фос­фора. Например, кристалл Nal, активированный таллием, запи­шется в виде Nal(Tl).

Рис. 7. Принципиальная схема сцинтилляционного счетчика.

1 — фосфор; 2 — корпус контейнера фосфора; 3 — отражатель; 4 — фотоны; 5 — корпус ФЭУ; 6 — фотокатод; 7 — фокусирующий динод; 8 — диноды; 9 — собирающий электрод, (анод); R1-Rn—делитель напряжения; Rа — анодная нагрузка; С — разделительная емкость

Световая вспышка (сцинтилляция) в фосфоре преобразуется в электрический импульс и усиливается в 105—106 раз с по­мощью фотоэлектрического умножителя (ФЭУ). Сочетание фосфора и ФЭУ и называют сцинтилляционным счетчиком (рис. 7).

Регистрация γ – квантов в сцинтилляционном счетчике про­исходит благодаря вторичным электронам и позитронам, обра­зующимся при поглощении γ - квантов фосфором. Поскольку фосфоры обладают хорошей оптической прозрачностью, обеспе­чивающей сбор света на фотокатод ФЭУ со значительного объема фосфора, для регистрации γ - квзнтов можно применять фосфоры большой толщины. Это обеспечивает высокую эффек­тивность регистрации γ - квантов сцинтилляционным счетчиком, на порядок и более превышающую эффективность газонаполнен­ных счетчиков (рис. 8).

В скважинной радиометрической аппаратуре для регистра­ции γ - квантов в основном используются фосфоры из неоргани­ческих монокристаллов, особенно Nal(Tl), CsI(Tl). Их преиму­ществом является высокая эффективность, обусловленная боль­шими величинами плотности и Z (табл. 3), а у Nal(Tl) — также высокое энергетическое разрешение. Недостаток Nal (T1) — высокая гигроскопичность, приводящая к помутнению кристаллов при попадании влаги. Поэтому его упаковывают в герметичных контейнерах.

Для регистрации тепловых нейтронов применяют смесь бор­ной кислоты с ZnS(Ag). При поглощении нейтрона бором образуются α-частицы, вызывающие сцинтилляцию фосфора. Поскольку такая смесь мало прозрачна, сцинтиллятор изготов­ляют в виде тонких слоев с большой поверхностью.


Рис. 8. Зависимость эффективности е кристалла Nal от энергии у-излучения.

Диаметр и высота сцинтиллятора, мм: 1 — 30X20, 2-40X40, Л-60X40, 4-80x80, 5 — 120X120, 6 — 200X200


ТАБЛИЦА 3. Характеристика некоторых фосфоров

Общим недостатком всех фосфоров является значительная зависимость интенсивности высвечивания от температуры.

Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умно­жающих электродов — динодов и анода (см. рис. 19). Потен­циал каждого последующего электрода на некоторую величину (~102 В) превышает потенциал предыдущего, что обеспечивает ускорение электронов между ними.

Фотоны, поступающие из фосфора на фотокатод, выбивают из последнего несколько десятков или сотен электронов. Послед­ние, фокусируясь и ускоряясь электрическим полем, бомбарди­руют первый динод. При торможении в диноде каждый уско­ренный электрон выбивает m = 5—10 вторичных электронов. Такой процесс, повторяясь на п динодах, обеспечивает умноже­ние числа электронов в стп раз (с — коэффициент сбора вто­ричных электронов).

Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых дино-дов на выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает некоторый темновой ток. Вследствие этого возникают неболь­шие шумовые импульсы, для отсечения которых в схему регистрации вводят дискриминаторы.

Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии γ -излучения

В случае регистрации γ - квантов сцинтилляционным счетчи­ком амплитуда импульсов на его выходе пропорциональна энергии вторичного электрона (и позитрона), образовавшегося в процессе взаимодействия γ – кванта с сцинтиллятором. При фотоэффекте энергия фотоэлектрона равна энергии γ –кванта или отличается от нее на известную постоянную величину — энергию связи k-электрона. Электрону при комптоновском рас­сеянии и паре электрон—позитрон в эффекте образования пар передается лишь часть энергии γ –кванта. В первом случае в зависимости от угла рассеяния энергия электрона может меняться в широких пределах, а во втором — кинетическая энергия пары на 1,02 МэВ меньше, чем энергия γ -кванта. В ре­зультате спектр энергии вторичных электронов, образующихся в сцинтилляторе при поглощении монохроматических 7-квантов, имеет сложный вид (рис. 9, а—в).

Появление дополнительных линий Еу — 0,51 МэВ и Еу при эффекте образования пар обусловлено тем, что в ряде случаев один или даже оба γ - кванта с энергией 0,51 МэВ, образующиеся при аннигиляции позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в ре­зультате фотоэффекта. Вспышки от этих фотоэлектронов и от первичной пары электрон—позитрон сливаются. Согласно с формуле максимальная энергия комптоновского электрона (при θ = π).

Рис. 9. Спектр вторичных электронов в сцинтилляторе при фотоэффекте (а), комптоновском рассеянии (б), эффекте об­разования пар (в) и аппаратурный спектр γ - излучения 24Na (г)

 

Реальное амплитудное распределение импульсов на выходе ФЭУ еще более расплывчатое, чем спектр электронов на рис. 9, а—в из-за статистического характера процессов в фос­форе и ФЭУ. Оно не дискретное, а непрерывное.

Аппаратурный спектр 24Na (Eγ,==1,38 и 2,76 МэВ) показан на рис. 9, г. Для линии 1,38 МэВ вклад эффекта образования пар ничтожен и соответствующие пики почти незаметны; наб­людаются лишь пик 1,38 МэВ, обусловленный фотоэффектом, и менее четкий комптоновский пик (1,17 МэВ).

Для линии 2,76 МэВ наблюдаются три пика с энергиями 1,74; 2,25 и 2,76 МэВ. Два первых пика обязаны эффекту обра­зования пар, последний (2,76 МэВ)—следующим процессам: фотоэффекту, эффекту образования пар, сопровождающемуся поглощением фосфором обоих квантов аннигиляции, комптон-эффекту, когда рассеянный квант также поглощается фосфором в результате фотоэффекта. В указанных процессах вся энергия кванта превращается в световую энергию, в связи с чем этот пик называют пиком полного поглощения.

Отношение ΔEγ/Eγ полуширины пика ΔEγ, на половине его высоты к средней энергии Е называют амплитудным разреше­нием счетчика. Чем меньше амплитудное разрешение ΔEγ/Eγ, тем лучше спектрометр. Величина ΔEγ/Eγ растет с уменьшением энергии и для хороших сцинтилляционных спектрометров при Eγ = 1,33 МэВ (60Со) составляет примерно 6 %.

Сцинтилляционные счетчики обладают гораздо большей эффективностью регистрации γ-квантов (30—50% и выше), чем газоразрядные, и дают возможность изучения спектрального состава излучения. К преимуществам сцинтилляционных счет­чиков относится также более низкий уровень их собственного и космического фона. Однако сцинтилляционные счетчики сложнее газоразрядных, характеризуются значительным влия­нием температуры, несравнимо более высокими требованиями к стабилизации источника питания, а также сильным измене­нием характеристик во времени.

Полупроводниковые счетчики

В твердых телах, как и в газах, энергия быстрых заряжен­ных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов, причем пробег частиц в них примерно в 103 раз меньше, чем в газе, а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому имеется принципиальная возможность резкого уменьшения раз­меров ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности за счет замены газа в камере твердым наполнением.

Основной проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на основе полупроводниковых материалов. Чтобы использовать полупроводник в качестве детектора излу­чения, в нем создают некоторую область, называемую n-р-переходом, которая обладает достаточно большим удель­ным сопротивлением.

Пусть имеются две пластинки полупроводника, одна из которых с электронной проводимостью, другая — с дырочной, например соответственно n-германия и р-германия. Если пла­стинки привести в тесное соприкосновение, то в месте 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 n-p-переход, подобный заряжен­ному конденсатору, который препятствует дальнейшей диффу­зии носителей заряда через переход. Такой переход, как известно, обладает свойствами диода. Если присоединить n-полупроводник к катоду, а р-полупроводник к аноду, то через переход течет ток, а в случае обратной полярности толщина п-р-слоя растет и система не проводит тока. При подаче напря­жения в запорном направлении основное падение потенциала происходит именно в этой области, и слой ведет себя как кон­денсатор или ионизационная камера.

В процессе прохождения ионизирующей частицы через за­порный слой в нем происходит ионизация и образуются свобод­ные носители заряда. Заряды под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам. Амплитуда импульса пропор­циональна числу носителей заряда, образованных частицей, а следовательно, энергии частицы (если весь ее пробег уклады­вается в пределах n-р-перехода). Поскольку наибольший (при­мерно 1 мм/МэВ) пробег среди заряженных частиц имеют электроны, то для спектрометрии электронов и γ-квантов необходимы детекторы с толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение толщины слоя для γ-квантов необхо­димо, кроме того, с целью повышения эффективности регист­рации.

По конструктивным особенностям и методу изготовления полупроводниковые детекторы подразделяются на поверхностно-барьерные, диффузные и р-i-n-детекторы. Рассмотрим лишь последние, используемые для регистрации γ-квантов.

Чтобы получить большую толщину чувствительного слоя, необходимую для регистрации γ-квантов, в один из торцов р-полупроводника внедряют атомы лития, обладающего высо­ким коэффициентом диффузии. Этим создают три слоя.

В слое, куда не проникли атомы лития, полупроводник со­храняет р-проводимость. Тонкий слой на другом конце, где концентрация донора (лития) больше концентрации акцепторов в р-полупроводнике, приобретает свойства n-полупроводника. В промежуточном слое концентрации доноров и акцепторов равны. Этот 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 с избытком достаточно для получения хорошего энергети­ческого разрешения и неплохой эффективности регистрации γ-лучей. Эффективность такого счетчика на основе германия диаметром 18 мм и толщиной чувствительного слоя 8 мм состав­ляет 0,7 и 0,2 % для γ-квантов с энергией соответственно 0,663 и 1,333 МэВ. Созданы детекторы с чувствительным объемом до нескольких десятков кубических сантиметров, который сравним с объемом фосфора в сцинтилляционных счетчиках, и имеющих эффективность до 10 %.

Полупроводниковые детекторы излучения обладают такими преимуществами, как экономичность питания, компактность, нечувствительность (в отличие от ФЭУ) к магнитному полю, а также высоким амплитудным разрешением (в 20—30 раз лучшим, чем у сцинтилляционных счетчиков).

Для повышения эффективности регистрации и доли фотопика в спектре γ -излучения i-слой должен иметь высокий атомный номер Z. Поэтому p-i-n-детекторы для γ-излучения изготовляют обычно на базе германия (Z = 32). Однако их широкое при­менение ограничивается необходимостью охлаждения. При ком­натной температуре собственный («тепловой») ток детектора столь велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядер­ных частиц невозможна. Поэтому детектор охлаждают жидким азотом (Т = —196°С). Более того, он должен и храниться между измерениями при температуре жидкого азота. Лишь детекторы из сверхчистого германия, требующие охлаждения в процессе работы, могут храниться и перевозиться при комнатной температуре.

В случае охлаждения жидким азотом детекторов в скважинных приборах возникает проблема удаления испарившегося азота. В закрытых системах, используемых в скважинах, кото­рые заполнены жидкостью, время работы достигает лишь 6—8 ч, тогда как для открытых систем (с выпуском газа в скважину), применяемых в незаполненных скважинах, оно составляет 20 ч. Исходя из этого в зарубежной литературе имеются рекомендации об использовании кабелей с трубоч­ками для подъема газа из скважинного прибора на поверхность.

Время работы несколько повышается при использовании твердого азота и особенно твердого пропана (лучше смеси про­пана с другими углеводородами). Преимуществами последнего являются меньшее критическое давление и возможность обой­тись без выпуска испарившего хладоагента наружу.

Имеются более теплостойкие детекторы на базе кремния, активированного литием, для охлаждения которых реально использование термоэлектрических холодильников. Созданы (пока малочисленные) полупроводниковые счетчики на базе теллурида кадмия (CdTe) и иодида ртути (Hgl), работающие при комнатной температуре.

4. Интенсиметры

Интенсиметр состоит из стандартизующего устройства (фор­мирующего каскада), интегрирующей ячейки (ИЯ) и устрой­ства для измерения силы тока или напряжения (рис. 10). Основным принципиальным элементом интенсиметра является интегрирующая ячейка, представляющая контур из параллельно включенных конденсатора С и резистора R.

Рис. 10. Интенсиметр

Амплитуда импульсов от детектора может иметь широкий спектр. Для устойчивой регистрации импульсов, прошедших через усилитель, в том числе импульсов с относительно малой амплитудой, в схему включают формирующий каскад (норма­лизатор). При поступлении импульса на вход нормализатора независимо от формы и амплитуды этого импульса на выходе образуется импульс прямоугольной формы со стандартной амплитудой и длительностью.

Роль формирующего каскада обычно выполняет триггер с одним устойчивым состоянием (ждущий мультивибратор). Поскольку после нормализатора импульсы имеют стандартную форму, то средняя сила тока, обусловленная ими, прямо про­порциональна числу импульсов в единицу времени (скорости счета).

Для сглаживания пульсаций этого тока, т.е. преобразования отдельных импульсов в постоянный ток, сила которого пропор­циональна частоте поступления импульсов, служит интегрирую­щая ячейка. В моменты поступления импульсов на вход ячейки заряжается конденсатор С. В то же время заряд с конденсатора непрерывно стекает через сопротивление R. По прошествии некоторого времени после включения прибора (или изменения скорости счета) достигается приближенное равновесие между величиной заряда, приносимого одним импульсом, и средним зарядом, стекающим через сопротивление R за среднее время между двумя импульсами; средняя сила тока через сопротив­ление становится равной произведению скорости счета J на величину заряда q, несомого одним импульсом. Соответственно равновесная разность потенциалов на сопротивлении R

, (5)

т.е. пропорциональна измеряемой скорости счета J.

Найдем зависимость напряжения на выходе интегрирующей ячейки от скорости счета. Пусть на вход ячейки подается ток, изменяющийся во времени по закону i(t). В нашем случае i является разрывной функцией, равной нулю между импульсами и io во время поступления прямоугольного импульса.

Величину заряда и напряжение на конденсаторе в момент времени t обозначим соответственно Q и U, а силу тока, про­ходящего по сопротивлению R — через iR. За интервал времени (t, t + dt) на конденсатор поступает заряд i dt за счет входного тока и стекает через R заряд iRdt=(U/R)dt. Результирующие изменения величины заряда и напряжения конденсатора за это время

где iяt=RC постоянная времени интегрирующей ячейки.

Последнее уравнение перепишем в виде

(6)

Рассмотрим решение уравнения (6) для случая, когда, начиная с момента t = О, на вход интегрирующей ячейки под­водится ток постоянной силы i=io, а напряжение на конденса­торе в начальный момент U(t = 0) = 0.

Решение уравнения (6) без правой части (однородного уравнения) при интегрировании с разделением переменных будет иметь вид

где А — постоянная интегрирования.

Частное решение неоднородного уравнения

Общее его решение

Подставляя это выражение в начальное условие U(t = Q) =О, получаем:

; .

График этой функции показан на рис. 11, а в виде плавной кривой 1. Напряжение на ИЯ растет от нуля при t = 0 до при t. Скорость роста зависит от величины ; за время t =отношение растет до , через - до 87%, через - до 95%. Итак, через с погрешностью 5 % процесс в ячейке может считаться установившимся.

Если ток на входе ИЯ в момент t = U скачком уменьшается до нуля, то напряжение U подчиняется уравнению (6) без правой части при начальном условии Uо. Поэтому решение уравнения при t > t0 имеет вид

. (7 а)

Если на вход ячейки подается импульс тока

то на выходе получается импульс, изменяющийся при по закону (7) и достигающий к моменту to величины . Он изменяется при t > t0 по закону

 

Рис. 11. Форма кривых на выходе интегрирующей ячейки при скачкообразном изменении скорости счета на входе ячейки.

а — изменения напряжения на выходе ИЯ после включения прибора; б, в — диаграммы, зарегистрированные соответственно при большом и малом значениях постоянной времени интегрирующей ячейки; пунктиром показана истинная характеристика горных повод; г — усредненные кривые напряжений на выходе ИЯ при разных значениях

. (7 б)

Если напряжение на ячейке равно нулю при t = 0, а в слу­чае t > 0 на ее вход поступает ток, изменяющийся во времени по закону i(t), то его приближенно можно заменить последо­вательностью импульсов с началом и окончанием соответственно на временах ti и ti+1 = ti +Δt (i=l, 2, ...). В произвольный момент времени t > ti+1каждый из этих элементарных импуль­сов создает согласно уравнению (7 6) элементарное напряже­ние на выходе ячейки

.

Разлагая выражение в квадратных скобках в ряд Тейлора и оставляя лишь член, пропорциональный Δt, получаем:

.

Сумма ΔU для всех элементарных импульсов от t= 0 до t имеет вид

. (8)

Если напряжение в начальный момент не было равным нулю, а соответствовало равновесному состоянию с некоторой постоянной силой тока io=Uo/R, то по формуле (8) с заме­ной i(t') на i(t')i0 рассчитывается изменение величины U(t) U0. Окончательно в общем случае

, (8 а)

поскольку R i0 = U0.

Предполагая, что скорость счета достаточно велика, ра­зобьем ось времени на малые интервалы dt', а случайный поток импульсов со скоростью счета J(t') приближенно заменим последовательностью импульсов (по одному импульсу на каж­дый интервал dt'), несущих заряд qJ(t')dt', где J{t')dt' — число частиц, приходящихся на интервал dt'. Тогда напряже­ние на конденсаторе представляет сумму (интеграл) напряже­ний вида (9) для всех интервалов времени от начала работы (t = 0) прибора до текущего момента t

. (9 а)

Величины J(t')dt' распределены по Пуассону, поэтому их математические ожидания равны дисперсиям

.

Интеграл (9 а) — линейная функция от подобных элемен­тарных слагаемых J(t')dt' с коэффициентами

.

Поэтому математическое ожидание интеграла (1.97а)

. (10)

а дисперсия

. (11)

Отсюда средняя квадратическая величина флуктуаций

. (11 а)

а относительная погрешность

. (12)

Формулы (10) и (12) перепишем, вводя вместо значения U пропорциональную ему скорость счета , которая регистрируется на выходе ИЯ. Получаем:

. (6 а)

. (13)

При временах t≈(3—5) , необходимых для завершения переходного процесса после включения прибора (или резкого изменения ), выражение (13) будет иметь вид

. (14)

т.е. флуктуации величины J таковы, как будто бы интегрирую­щая ячейка осуществляет усреднение показаний в течение времени . Таким образом, относительная флуктуация показа­ний интенсиметра в данный момент времени (или в данной точке диаграммы) уменьшается с ростом скорости счета и постоянной времени интегрирующей ячейки. Это, однако, не доказывает целесообразность использования слишком больших значений . С ростом увеличивается длительность времени уста­новления процесса в ИЯ (или длины переходного участка у гра­ниц пластов на диаграммах (см. рис. 11, б, в). Поэтому вели­чина должна быть такой, чтобы протяженность этого пере­ходного участка по возможности не превышала мощность пласта h.

Формула (6 а) легко обобщается и на случай, когда до момента t = 0 скорость счета была не нулевой, а постоянной, равной J1, в момент же времени t = 0 она скачком изменилась до J2. При этом разность подчиняется формуле (6 а) при замене в правой части на

или

. (10 б)

При непрерывной регистрации диаграмм время t равно z/υ, где z— расстояние от границы пласта; υ — скорость перемеще­ния радиометра. С использованием формулы (10 6) на рис.11, г построены усредненные кривые напряжений при разных значе­ниях . Как видим, переходный процесс практически заканчивается в пределах пласта, и регистрируемая величина Jр приближается к истинной скорости счета J2 (с погрешностью не более 5%) лишь в случае, если , т.е. когда время нахождения радиометра против пласта составляет не менее (3—4) .

Если мощность однородного по J пласта больше указанной величины, на диаграмме появляется участок почти постоянных значений JрJ, а статистическая погрешность для каждого точечного отсчета определяется формулой (14). Обычно в качестве искомого значения J берут не его величину в опре­деленной точке, а средние показания в указанном интервале, не искаженном переходными процессами.

Когда время нахождения прибора против указанного интер­вала мощностью h' значительно больше, чем , т.е. t'=h'/υ>>, погрешность определения величины по интер­валу h' получается из формулы путем подстановки t' вместо t:

.

Дата публикации:2014-01-23

Просмотров:611

Вернуться в оглавление:

Комментария пока нет...


Имя* (по-русски):
Почта* (e-mail):Не публикуется
Ответить (до 1000 символов):







 

2012-2018 lekcion.ru. За поставленную ссылку спасибо.