Теоретическая оценка возможности прямого определения золота в скважинах Текст научной статьи по специальности «Физика»

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1. Инструкция но магниторазведке. Л.: Недра, 1981. 263 с.

2. Магниторазведка: Справочник геофизика. М.: Недра, 1990. 470 с.

3. Рсвякнн П.С., Бродовой В.В., Ревякина Э.А. Высокоточная магниторазведка. М.: Недра, 1986. 272 с.

УДК 550.835

Ю.В. Белышев, Г.С. Возжепиков

ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ОЦЕНКА ВОЗМОЖНОСТИ ПРЯМОГО ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЗОЛОТА В СКВАЖИНАХ

Введение

В статье обсуждаются возможности прямого определения золота в условиях геологических скважин на основе методов нейтронной геофизики. Рассмотрены варианты идентификации Au по дочерним продуктам ядерных реакций 79а11197 (n,y) tçAu198 и ^Au1"' (n,n'y) wAu1'"™, идущих соответственно на тепловых и быстрых нейтронах. Речь идет о нейтронно-активационном методе и методе, основанном на регистрации у-излучения неупругого рассеяния быстрых нейтронов. Приведены решения прямых задач в связи с поведением вызванной активности дочерних продуктов применительно к идеализированным условиям геометрии измерений. Полученные решения использовались для численной оценки величины активационного эффекта, связанного с радионуклидами 79au198 и 79AU1' 11 с учетом конкретных условий активации золотосодержащих сред. Результаты расчетов и численных оценок носят приближенный характер и нуждаются в экспериментальной проверке на реальных геологических объектах.

Цель работы и краткий обзор изученности

Цель работы заключается в теоретической оценке возможностей методов нейтронной геофизики (нейтронная активация и неупругое рассеяние быстрых нейтронов) для получения экспрессной информации о наличии золота и его массовой доле в исследуемой природной среде в условиях in situ (например, в геологических скважинах) дистанционным образом, т. е. без отбора и подготовки традиционных проб.

Судя по имеющимся публикациям, наиболее перспективными методами прямою определения золота в условиях геологических скважин считаются у-активационный и рентгенорадиометрический (6]. хотя реальные технологии, базирующиеся на положительных результатах применения этих методов в скважинных условиях, еще не разработаны. В то же время известны положительные примеры использования методов нейтронной геофизики для аналитики на золото в буровых скважинах как у нас, так и за рубежом [8].

Дальнейшее развитие технологий дистанционного определения золота принято связывать с решением вопросов аппаратурного характера (разработка каротажных '/-спектрометров с высоким разрешением, малогабаритных генераторов нейтронов с выходом до 10 н/с и генераторов у-излучения с выходом до 104 квант/с). С другой стороны, представляется не менее важным использование имеющейся теоретической базы для ответа на основные вопросы, связанные с дистанционной оценкой массовой доли золота в условиях геологических скважш .

Интенсивность у-излучення вызванной активноегн 79Аитдля пласта конечной мощности

Согласно работе [3], допустим, что в неограниченном по простиранию пласте конечной мощности h равномерно распределен химический элемент, который в результате ядерной реакции на тепловых нейтронах образует искусственный радиоактивный изотоп с постоянной распада л. Будем при этом считать, что вмещающие породы не отличаются от пласта по свойствам, определяющим перенос нейтронного и у-излучения. Найдем интенсивность у-излучения наведенной активности.

связанную с отмеченным изотопом в любой точке по оси глубин 2, нормальной к простиранию пласта.

А

Л

\/

а

к/2

\/

1 о

! в

Л

у

А

И/2-1

Л/2 + /

\/

Рис. 1. К расчету интенсивности вызванного гамма-излучения:

а - вне пласта: б - внутри пласта

Интенсивность вызванного гамма-излучения с!1 в точке Р, расположенной вне пласта по оси г на расстоянии И от элемента объема ¿V (рис. 1,а), определяется по формуле

<11 = лт-7(Мп)п(11)«Ю<1У, (1)

где п(Я) - плотность тепловых нейтронов на расстоянии К от точечного источника; ¡(Я) - функция, описывающая ослабление у-лучей в среде; т - среднее время жизни тепловых нейтронов относительно ядер изотопа-индикатора; г) - выход квантов аналитической линии; /(Мп) - функция, зависящая от времени активирования и остывания.

Будем интегрировать (1) в цилиндрической системе координат:

2я *ыг ®

I = 2 /('>'„) \<Ь ¡п{яУ(И)р4р. (2)

Т О -А/2 О

Функция п(Я) определяется в зависимости от типа среды переноса нейтронного излучения. Для сильно замедляющих сред (с высоким водородосодержанием) выражение для п(К) выглядит следующим образом:

0г'

8/Т 1?а

-Я I К А V

а )

(3)

где Ь и и - длина замедления и длина диффузии соответственно; (} - мощность источника; х' -среднее время жизни тепловых нейтронов относительно среды переноса; а = 1 - 1? .

2 2

Пусть для данной среды выполняется условие I » 1^, тогда

- бт' .-Ы

Вид функции учитывает ослабление только первичных квантов:

1

4*/Г

(4)

(5)

где ц - линейный коэффициент ослабления первичного у-излучения.

Имея в виду (2), (4) и (5), а также полагая /(1,1«) = 1, после интегрирования по <р получим выражение для интенсивности I:

/ = * ]-^ехР[- 0/^+И)*]р*Р ; <6>

16Я1??-Ь:2 О К

Интегрируя (6) по р. имеем:

' = - + . (8) 16* Л г >л 2

с - интегральная показательная функция; ц/= 1Л + //,

/ - расстояние по оси г от центра пласта (начало координат) до т. Р.

Интеграл от функции Е, в (8) является табличным, поэтому имеем для интенсивности званной у-активности по оси скважины г в точках вне пласта следующее выражение:

7 ——{^(/-Л/2)]-<1>[^/+Л/2)]Ь (9)

2 \bnlf г V

В формуле (9) разность в фигурных скобках представлена функциями Кинга. Частные случаи: I. Г'амма-излучение наведенной активности на границе пласта

Для определения интенсивности на контактах пород примем в (9) величину / = ±/;/2. Учитывая, что Ф(0) = 1, получим:

Qrj г'

' I Э 3 (Ю)

•/-±Л2 16ni)

Выражение (10) позволяет упростить расчет интенсивности у-излучения в точках, находящихся внутри пласта. Пусть точка Р' находится внутри пласта на расстоянии / от его центра (рис. 1,6). Интенсивность 1(Р) в силу аддитивности первичного у-излучения можно рассматривать как сумму ннтенсивностей на контакте двух безграничных по простиранию пластов АР'и РЪ, то есть

/(/>') = 1 i {1 - ф^Л/2 - /)] +1 - ФИл/2 + /)]}.

16jzlf г v

или 1 :,<^=-^Т-1!2-фИл/2-/)]-ФИл/2 + /)]}. (11)

,üh 2 \6л1/ т V

2. Гамма-излучение наведенной активности в центре пласта

Выражение для максимальной интенсивности легко получить из (11), в котором для этого достаточно принять / = 0, тогда

Пусть мощность пласта такова, что у/й/2 » 1. Это условие является критерием насыщенности пласта. Учитывая, что при больших аргументах функция Кинга близка к нулю, т. е. Ф(=о) =0. получим для интенсивности у-излучения наведенной активности следующее выражение:

Л--2^. ' (13)

8nÜ * V

Правая часть (13) характеризует интенсивность у-излучения вызванной активности в момент снятия с бесконечного облучения в случае среды 4/г-геометрии. Сравнивая между собою (10) и (13), видим, что для случая насыщенного пласта интенсивность у-излучения наведенной активности на границах равна половине максимальной, т. е. при yh!2 » 1

'U,.2=W2. (14)

Выражение (14) можно использовать при интерпретации диаграмм актирационного каротажа, аналогично методике интерпретации кривых ГК. Следует иметь в виду, что (14) справедливо лишь для случая квазиоднородной среды. При значительных различиях в свойствах, определяющих перенос нейтронного и у-излучения, интенсивность наведенной активности на границах пласта, строго говоря, должна отличаться от Im,¿2.

Численный расчет величин вызванных активностей по формулам (9), (11) и (12) возможен лишь при наличии сведений о каждом из параметров, входящих в их правые части. Некоторые из них

(r¡, f, ц) табулированы или задаются условиями расчета (0, Л). Основные трудности связаны с подстановкой нетабулированных величин, зависящих от конкретных условий измерений.

К таким величинам относятся длина замедления L и среднее время жизни тепловых нейтронов г относительно среды их переноса. Расчетное значение величины г может быть получено лишь при наличии данных о массовых долях всех компонент (включая микропримеси), входящих в конкретную геологическую среду. Особенно необходимы сведения о присутствии высокобарных элементов, отличающихся аномально высокими сечениями захвата тепловых нейтронов. Отсутствие данных о содержании В, Li, Cd, Gd и др. практически исключает получение расчетным способом надежных сведений о параметре г для реальной геологической среды. Аналогичные затруднения возникают в связи с длиной замедления ¿, значения которой также зависят от особенностей состава и свойств среды. Особенно сильное влияние на замедление нейтронов оказывает водород.

Несмотря на отмеченные затруднения, возможность получения надежных данных о величинах вызванной активности для конкретною радионуклида, например для изотопа ?oAu >s. имеется. Речь идет о приближенной оценке активности *Аи1Чв, которую можно получить п>тем сопоставления активационных параметров двух радионуклидов, если активность одного из них известна. Сопоставление упрощается в тех случаях, когда оказываются близкими между собой энергии аналитических линий у-излучения. Применительно радионуклиду 79А1Г98 таким репером может служить искусственно-радиоактивный изотоп меди ^Си .

Имея в виду (12), найдем отношение насыщенных активностей 79А111 s и »Cu"4, образующихся, например, при нейтронной активации золотосодержащей медпоколчеданной руды. Из-за близости энергий аналитических линий (412 и 511 кэВ) будем считать равными у/ для обоих нуклидов. Полагая равными также параметры L, ?,huQ, получим [4]:

¡m __ ат ^198 (J5)

" «64 >64 '

где oti©*, га«« — активационпые параметры для изотопов 79AU и »Cu'*; Pi9g, Рм - массовые доли золота и меди в среде соответственно.

Выражение для активационного параметра имеет вид

а= arjq/A, (16)

где g - микросечение активации ядер соответствующего изотопа; А - атомный вес; q -распространенность изотопа в природной смеси элемента.

По данным работы [1], активационные параметры для аналитических линий 79А11 л и »Си01 составляют 0.49 и 0.018 барн соответствен но. При равном содержании золота и меди в среде, согласно (15), имеем:

'т/'м" =27.

Другими словами, при прочих равных условиях отношение насыщенных активностей изотопов ?9au19s и 29С1164 в момент прекращения активирования составляет около 30 единиц.

По данным работы |1], вызванная насыщенная активность радионуклида 29С1164, приходящаяся на 1% меди, в момент прекращения активирования полоний-бериллисвым источником нейтронов с выходом 106 н/с составляет 43 имп/мин для газоразрядного детектора типа ВС-9, размещенного в снаряде каротажной станции АЭКС-900.

Можно ожидать, что величина насыщенной активности 79AU195 в аналогичных условиях составит более 1000 имп/мин (1160 имп/мин) или более двадцати значений естественного фона (1$ « 50 имп/мин). Для пороговой концентрации золота Ю'% (1 г/т) такую же величину отклика можно получить, используя источник нейтронов с выходом 10° н/с.

Как свидетельствует опыт [1] при регистрации вызванной у-активности долгоживущих изотопов (например, 2$Cuw), с помощью интегральной аппаратуры оказывается возможным обеспечение надлежащей статистики даже в тех случаях, когда отношение полезного сигнала к фону составляет не более 0.1-0.2. Другими словами, насыщенная у-активность 79а11 "R, составляющая 20 % от фона, может быть получена с помощью источника нейтронов, имеющего выход 108 н/с. С учетом реальных экспозиций активирования (0.1 периода полураспада 79Aul9R) 20 % превышение вызванной активност и над фоном может быть достигнуто при использовании источника с выходом 109 н/с.

Отношение полезного сигнала к фону увеличивается при использовании сцинтилляционных детекторов, имеющих значительно большую эффективность регистрации у-излучения в сравнении с газоразрядными. По данным [4], спектр&тьная чувствительность сцинтилляционного детектора №»/(77) 40x30 мм для квантов с энергией 400 кэВ составляет около 50 %, что более чем на порядок выше эффективности счетчиков типа ВС. Увеличение доли полезного сигнала достигается в этом случае дискриминацией фоновой компоненты за пределами аналитического спектрального интервала при использовании спектрометрической аппарату ры.

Таким образом, для получения надежной информации о массовой доле золота при его содержании не менее 1 г/т в условиях геологической скважины необходимы дискретные измерения наведенной у-активности радионуклида 79А11''8, вызванной источником нейтронов с выходом не менее 10* н/с в течение времени активирования -в часов. При использовании спектрометрической аппарату ры время активации можно снизить в несколько раз с сохранением всех прочих условий.

Из-за большого периода полураспада 79Аи|9гу, равного 65 ч., для нейтронного облучения предпочтительнее использовать ампульные источники неГггронов, поскольку трубки нейтронных генераторов имеют ограниченный рес\рс по времени работы.

Среди ампульных источников целесообразнее использовать имеющий высокий

удельный выход нейтронного излучения - 4.4-10; н/с на 1 Ки С^52. Доводом в пользу применения СГ^: источника служит и тот факг, что в сухих породах доля активации золота в скважинах на 70-80 % обусловливается резонансными нейтронами, сечение реакции (п,у) ча которых существенно выше, чем на тепловых.

Метод у-излучеиня неупругого рассеянии нейтронов

Неупругое рассеяние быстрых нейтронов - это пороговая реакция, идущая через стадию составного ядраАХ* по схеме (н.я'у)

АХ+п->А'1Х* ^>АХ* + п',АХ* ->АХ + у. (17)

Ядро-продукт реакции ЛХ* (изомер) оказывается в возбужденном состоянии, из которого за время 10'9-10 4 с оно переходит в основное состояние, испуская ряд у-квантов, называемых у-излучением неупругого рассеяния нейтронов (ГИНР). Тем не менее имеется целая группа изомеров, получаемых по реакции (п.п'у), среднее время жизни которых составляет от долей секунды до нескольких часов (табл. 1) [7].

Таблица 1

Относительно долгоживущие изомеры, получаемые по реакции (п.п'у)

Изотоп Распространенность. % Изомер ет„„ мб Тщ Состав у-излучения. МэВ (выход. %)

А$'> 100.00 130 0.017 с 0.310(100)

ВгМ 50.54 Вт7*" 213 4.78 с 0.207(70)

100.00 400 16.1 с 0.909(49)

7.г" 11.23 2гчш - 0.81 с 2.319(86), 2.186(14)

95.72 81 4.5 ч. 0335(95)

26.40 - 9.9 мин. 0.616(99). 0.316(96)

Аи1У' 100.00 Аа177» 2440 7.2 с 0.279(73), 0.130(3)

22.60 | РЬ207" - 0.95 с 1.064(86). 0.570(98)

Пороговая энергия £пор, при которой идет реакция (и,//'у), связана с энергией первого возбужденного уровня £,* ядра-мишени и его атомным номером по следующей формуле:

£„ор = (1-А-')£Л (18)

Энергетические уровни ядер £,* как функции А и 7. не подчиняются каким-нибудь законам или правилам, однако существует закономерность, присущая большинству ядер: величина £,* уменьшается с ростом А от первых МэВ для легких и средних ядер до 10-100 кэВ - для тяжелых (табл. 2). Из табл. 2 [5] видно, что для основных породообразующих элементов порог реакции (пл'у). согласно (18), составляет от 0.5 до 6.5 МэВ. Для тяжелых элементов £мор существенно меньше. Например, для изотопа 79А111' порог реакции (п.п'у) составляет всего 80 кэВ.

Таблица 2

Энергетические уровни некоторых ядер

Изотоп Распространенность. % £,*. МэВ fj*. МэВ

С12 98.2 4.43 7.66

0li 99.8 6.06 6.13

Na" 100.0 0.44 2.08

Mjf 78.6 1.37 4.12

Лг 100.0 0.84 L.01

Si" 92.3 1.77 4.61

к» 93.1 2.53 2.82

or 97.0 3.35 3.73

Fe* 91.3 0.84 2.08

Au,v' 100.0 0.077 0.27

иЫ| 99.3 0.045 0.15

Сечение неупругого рассеяния <т,„ увеличивается с энергией в запороговой области, а при Е> 3 МэВ выходит на постоянное значение, равное геометрическому сечению ядра тг/?2. Поскольку

Л« MSIOV* (19)

то о* = 0.066\АЮ (барн). (20)

Сечение о,п возрастает с увеличением атомной массы пропорциональна Л2 \ Для нейтронов с энергией -1 МэВ сечение резко меняется от ядра к ядру, и четкой зависимости сг„, от А при этом не наблюдается. Средняя энергия неупругого рассеянного нейтрона с начальной энергией 14 МэВ составляет 1-2 МэВ, поэтому в одном акте рассеяния быстрый нейтрон теряет более 80 % своей первоначальной энергии и после одного-двух столкновений выбывает в энергетический интервал ниже £и0р. Угловое распределение сечения реакции (п,п'у) для большинства ядер приблизительно изотропное. Исключениями являются ядра 6СП и ^Mg24, для которых угловое распределение у-квантов слабо анизотропно.

Спектр у-излучения неупругого рассеяния нейтронов является весьма индивидуальной характеристикой для каждого нуклида. Для легких ядер (А<40) спектр ГИНР достаточно простой: он состоит из относительно небольшого числа у-линий в интервале энергий 0.5-5 МэВ. С увеличением атомной массы ядра возрастает вероятность возбуждения все более высоких энергетических уровней, снятие возбуждения которых происходит за счет испускания большого числа близких у-линий. Поэтому для тяжелых ядер спектр ГИНР приближается к непрерывному.

Нейтронные методы, основанные на использовании эффекта неупругого рассеяния нейтронов, получили распространение для контроля вещественного состава различных сред [7J. Особенно широко они применяются в нефтяной геофизике для определения О и С по разрезу скважины. Чаще всего эти исследования выполняют с помощью ИНГК-С. Кроме оценки содержаний О и С in situ, метод регистрации ГИНР пригоден и для экспрессного анализа других породообразующих элементов: Na, Mg, Al, Si, К, Ca и Fe. Так, например, при использовании нейтронного генератора с выходом 107 и/с м Ge(Li)-;ieTeKTOpa порог чувствительности в определении основных пстрогенных элементов оценивается в 0.2-2.7 % абс. [7J.

Несмотря на значительные успехи метода в нефтяной i-еофизике, метод ГИНР сравнительно редко используется на рудных объектах, где основную конкуренцию ему составляют нейтронно-активационный, рентгенорадиометрический и у-активационный анализы.

Ниже приводится оценка возможности метода ГИНР для определения золота в скважинах. С этой целью необходимо решить в первую очередь задачу об интенсивности у-излучения неупругого рассеяния быстрых нейтронов для заданной среды и 4я-геометрии измерений.

Интенсивность ГИНР для облучаемой пробы в приближении однократного рассеяния

Рассмотрим геометрию измерений, изображенную на рис. 2, а. Начало цилиндрической системы координат (х, у, <р) совпадает с расположением источника быстрых нейтронов мощностью Q (н/с). Цилиндрическая проба облучается потоком нейтронов Q. На расстоянии z от источника

детектором регистрируется у-излучение неупругого рассеяния, произошедшего в элементе объема ¿V. Требуется оценить скорость счета у-квантов, регистрируемых детектором, как функцию от геометрии измерений, параметров детектора и свойст в изучаемой среды.

¿г детектор

а- х2

2х\

х, х

(2!)

Рис. 2. К расчету интенсивности гамма-излучения неупругого рассеяния нейтронов: а - для пробы; б - в скважине

Если поток частиц обозначить за Ф, то плотность потока быстрых нейтронов на расстоянии /?; от источника определяется выражением

<м>« = £

(К 4/гЯ,2

Пусть на интервале длины переноса г\ происходит ослабление потока быстрых нейтронов за счет их рассеяния и поглощения. Тогда поток нейтронов (1Фп, проходящий по нормали через элементарную площадку (13 на расстоянии от источника, определяется формулой

^>п(^)=-2Тсхр(-р1г1>/5, (22)

АЩ

где р - плотность среды переноса нейтронов; I - макроскопическое массовое сечение ослабления потока быстрых нейтронов.

Ослабление потока М\, на интервале длины ¿/г за счет неупругого рассеяния нейтронов происходит одновременно с формированием потока вызванного у-излучения ¿/Ф„-г, причем

<*<*>„• у (/?|) = с7Ф„ (Я| )якрЪпус1г; (23)

где ч - массовая доля элемента, на ядрах которого происходит реакция (п, п', у); к - квантовый выход реакции; макроскопическое массовое сечение реакции неупругого рассеяния нейтронов. Подставляя в формулу (23) выражение для ¿Ф,,(/?!), получим:

¿Ф„у (*,) = £ ехр(- рЪг, У/,

АЩ

где (}У- ^/г/У- элемент объема, генерирующий поток у-излучения.

Будем считать элемент dV точечным источником у-квантов. Оценим поток регистрируемый детектором при прохождении у-квантов через элемент площади dSi - Xdz, расположенный по оси у на расстоянии z от источника. Запишем выражение для в виде

¿М>„>(г) = ^п/ехр(-рцъ)рdS¡ cosa, (25)

4я/?2

где R\ - расстояние от элемента объема dV до площадки dS\\ ц - массовый коэффициент ослабления ГИНР в пробе для данного элемента; г2 - интервал, на котором происходит ослабление у-излучения; е - эффективность регистрации детектором у-излучения данной энергии; а - угол падения потока db.f^z) на элемент площади детектора.

Имея в виду (24), перепишем (25) следующим образом:

¿Ф exp^Ir. -p^j ^ (26)

16л2 RfRj

Учитывая, что cosa = x/R2 :. dV= xdxdydcp, dS\ - Xdz, имеем:

i*. í \ Qx4keP^ny expl-pZr, -рцг2) г, .

</Ф„. (z) =---o ? ч---ux¿dxaydzd<p. (27)

16*2

Интегрируя выражение (27) по объему пробы и длине детектора, получим выражение для регистрируемого потока Ф„ г:

ехр^,-^) ^ ; (28)

>>, R¡R\

Следует отмстить, что выражение (28) для потока Фп-Г, образованного за счет присутствия в среде элемента-индикатора, получено в допущении мгновенного "высвечивания" квантов ГИНР.

Если в процессе неупругого рассеяния нейтронов образуются ялра атомов, нахоляшиеся в возбужденном состоянии достагочпо продолжительное время, то в формулу (28) необходимо ввести функцию /(/,/п)) которая должна учитывать время облучения среды / (период накопления активности) и время паузы /,„ в течение которой происходит снижение вызванной активности:

/(/,/п)=(1-е"Л/)е-Л/п> (29)

где Я - постоянная "распада" для образованного изомера.

С учетом вышеизложенного формула (30) приобретает вид

Ф„г ^^ , w. (30)

8/7 х, г, Rí

Интеграл в формуле (30! не имеет аналитического решения, но может быть найден численным методом с учетом следующих соотношений для переменных R\, Rг(, г2 в цилиндрической системе координат:

(32)

х~х\ ^2 ■ ..2

х + у , -ух^у1Х',

г2 =

——У1*2+у2> -У*\<У\Х; ^x2+(z-y)2, -(:-y)xiZ(z-y2)x;

-(2-y)xx<(z-y2)x.

(33)

При вычислении интеграла (30) следует учитывать возможность возникновения точек разрыва функции за счет неопределенностей, возникающих при вычислении расстояний г\ и г2 по

формулам (32) и (33) вблизи значений >> = у\ = 0 и y=y2 = z. Затруднений можно избежать выбором соответствующей геометрии измерений или наложением дополнительных ограничений на числовые значения переменных интегрирования.

Интенсивность ГИНР дли условии измерений в скважине Получим выражение для потока у-излучения неупругого рассеяния нейтронов, измеряемого детектором в скважине на расстоянии г\ от источника быстрых нейтронов Q, (рис. 2,6). Будем считать, что скважина необсажена и заполнена водой. Для расчета потока у-излучения Фпт, регистрируемого детектором, воспользуемся полученной ранее формулой (31), дополнив подынтегральное выражение функцией, учитывающей ослабление нейтронов и у-квантов в воде на интервалах длины r0i и r02 -Х/2 соответственно:

Л(г0|.г02) = ехр{-/>0[Е0г01 +v0(rQ2 -^/2)] }, (34)

где ро - плотность воды; 1о - массовое макросечение рассеяния быстрых нейтронов в воде: и о -массовый коэффициент ослабления ГИНР в воде.

Функция ослабления ^roi/ta)» определяемая формулой (34), получена при некоторых допущениях. В частности, средняя длина п>ти у-квангов в скважине близка к величине rQ2-ХИ лишь в случае, когда размер детектора удовлетворяет условию X « z2-z\. Впрочем, это обстоятельство не имеет решающего значения, поскольку величина интервала между стенками скважины и корпусом каротажного прибора довольно мала в рудных скважинах, и ослабление потока у-квантов на этом отрезке пути не должно существенно сказываться на величине аппаратурного параметра. Укажем, что точное выражение для длины пути квантов в скважине довольно громоздко и вряд ли может быть использовано при вычислениях.

поскольку R\ = /"ci + г| ил2 = Гц + г2,

То Ф,г= ^¿Ы ] *п

*т (1)1+1) (^2 Перепишем формулу (35) с учетом (34) следующим образом:

Мх>У,*У, (36)

К = <2.Гкер1пу{*х)-1-, (37)

«>+«0*2 2)]

<К*.У.*)= 1 / \---7 -Г2Т-\3-----х24фЬ, (38)

х]-*>г1 \г0\+г\) \г02+г2)

где К - некоторый постоянный пересчетный коэффициент; 0(дгдо) - интегральная функция, учитывающая геометрию измерений и свойства среды.

Интеграл (38) находят численным методом с учетом соотношений:

Пп ~-у1х2+ у2 ; (39)

Х-Х, I 2 •>

г, =-l-vr+r i (40)

'02 = -\1х2+(г-у)2 ; (41)

х

Г2-^У1Х2+(*-У? • (42)

При вычислении потока у-излучения Ф„-„ пределы интеграла в формуле (38) заменяют на конечные (по эффективному объему).

Имея в виду выражения (36Н42), оценим насыщенную активность ГИНР золотосодержащей кварцевой руды, регистрируя детектором в скважинных условиях по линии 0.279 МэВ при следующих условиях: массовая доля золота 1 г/т (10*4 % или 10"* г/г), выход источника нейтронов СГ2 - 109 н/с, детектор Ка1(Т1) 30x70 мм, сухая необсажснная скважина диаметром 60 мм, силикатная матрица представлена только кварцем.

Калифорииевый источник выбран по следующим причинам.

а) средняя энергия нейтронов С^52 составляет около 2.5 МэВ, и хотя спектр излучения простирается вплоть до 7 МэВ, вероятность прохождения реакций (п.р). (п,а). (п.2п) на ядрах основных породообразующих элементов довольно мала;

б) высокий удельный выход нейтронов (3-101' н/с на 1 гСГ:52) и немалый период полураспада (2.65 года) источника весьма удобны для решения широкого круга задач.

Альтернативой источнику может служить генератор нейтронов, основанный на

использовании ядерной реакции Н*(<1,п)Не3 с энергией вылетающих нейтронов 2.3 МэВ. Главным его недостатком является сравнительно невысокий выход нейтронов по этой реакции, поэтому (!-(1-генераторы ограничены мощностью ~10х н/с. К преимуществу перед С/2 ' источником можно отнести моноэнергетичность испускаемых нейтронов ¿-¿-генератором, что заведомо исключает мешающее влияние большинства пороговых реакций на быстрых нейтронах. Требуются дополнительные экспериментальные исследования для однозначной оценки пригодности того или иного источника для решения поставленной задачи.

Микроскопическое сечение а„-у реакции 79Ли|97(п,п'у)т9Аи19/т для энергии нейтронов 2.5 МэВ равно 1.3 барн. Массовое макроскопическое сечение определяется как

Ъ„у=<гпу~-, (43)

где Л'л - число Авогадро; А - атомная масса.

Для изомера ?9Аи|97т величина 3.9710'3 см2/г при энергии нейтронов 2.5 МэВ.

Предварительно оценим величину перссчетного коэффициенте К в формуле (36). При значении параметров 0 10й н/с; X - 3 см; к » 0.73; е = 0.75; р = 2.7 г/см3; 1„> = 3.9710 1 см2/г коэффициент К равен 7.01 105 ими/(с%).

Массовый коэффициент ослабления у-квантов в горной породе характеризующейся 7*}, = 11.6, для Еу = 279 кэВ составляет 0.11 см2/г [51.

Массовое макроссчение ослабления £ нейтронов с Е„ = 2.5 МэВ для кварца было оценено исходя из данных об общих микросечениях ослабления нейтронов группы 2.5-4 МэВ на ядрах О (о.« = 2.02 барн) и (ст!0, = 2.38 барн) [5]. Величина а,* учитывает сечения упругого, неупругого рассеяния нейтронов и сечение поглощения быстрых нейтронов за счет реакций (п,р), (п,а) и др. При расчетах С(х,у,г) по формуле (38) было принято значение I = 0.064 см2/г.

Укажем также, что для сухой скважины функция А(г0|,г(12) = 1. При численном интегрировании выражения (38) бесконечные пределы были заменены на конечные с учетом длины замедления быстрых нейтронов в кварце (Ь, « 30 см) и среднего пробега у-квантов для Еу - 279 кэВ (около 3.5 см). Приняты следующие размеры "насыщенной пробы", которая моделирует условия измерений в скважине: Х\ = 3 см; дг2 = 60 см; у\ = -20 см; = 60 см. Заметим, что глубинность анализа на золото по ГИНР определяется прежде всего длиной переноса у-излучения в горной породе, поэтому объем эффективной пробы (которая формирует основную долю регистрируемого у-излучения) можно приблизительно оценить как

л[(х,+3.5)4*,* 3000 см3.

Для указанных выше условий было рассчитано поведение интегральной функции в(х^) в зависимости от длины зонда 1\ и размера сциигидетектора А? = Г2-Г|. Результаты расчетов показаны на рис. 3 (шифр кривых - размер детектора, см).

030

0.20

0.10

0.00

V 10 л 7 \ \ \ • • -■ -»---- ™т !--- —1 1

• *

\ \ \ \\ 4 \ч

\ > \

N. ! —Г т 1 1

... ; - ^ '—' 1 -1- -1

10

15

20

25

Рис. 3. Интегральная функция активационного эффекта (ГИНР) для разных зондов 7.\ и размеров детектора Дг (шифр кривых)

га, см

194

Оценим чувствительность метода на золото по насыщенной активности ГИНР. При длине зонда 12 см и детекторе Nal 30x70 мм аппарату рный параметр составит

Ф„у=0.1 Kq.

Иными словами, 10"6 г/г Аи в кварце обеспечит регистрируемую скорость счета импульсов —7-10"2 имп/с. С учетом вклада двукратно рассеянных нейтронов чувствительность метода можно оценить в 0.1 имп/с на 1 г/т золота. Если помехи отсутствуют, то при суммарной экспозиции 2 мин. (измерения в течение нескольких циклов "активация-пауза-регистрация") относительная погрешность анализа массовой доли золота составит около 30 %. С учетом затрат времени на активацию и паузу общая продолжительность исследований на одну точку может быть оценена приблизительно в 5-7 мин.

Заключение

Рассмотрены возможности методов нейтронной геофизики (нейтронная активация и неупругос рассеяние нейтронов) для прямого определения массовой доли золота в условиях разведочных скважин.

Теоретически оценена величина вызванной активности изотопа ^Аи1''8, образующегося при нейтронной активации золотосодержащей колчеданной руды в скважине.

Количественная оценка вызванной активности tjAu1** выполнена с использованием ранее полученного решения [3] для отклика в центре пласта конечной мощности подсеченного скважиной нулевого диаметра.

Численное значение аппаратурного параметра, связанного с активностью ^Аи198, найдено сопоставлением активационных характеристик изотопа ?5Аи!98 с аналогичными параметрами радионуклида ^Си64. удельная активность которого, применительно к реальным условиям разведочной скважины, получена экспериментально [1,4].

Для концентрации Au 1 г/т в золотосодержащей колчеданной руде с равномерным распределением металла насыщенная активность изотопа 79А11198, составляющая около двух фоновых значений, может быть достигнута при мощности источника 10 ' н/с.

Отношение полезного сигнала к фону можно увеличить путем спектральной дискриминации фоновой компоненты.

Для нейтронного облучения предпочтительнее использование ампульных источников (Cf: Pu+Be или Pu+B), поскольку нейтронные трубки имеют ограниченный ресурс работы во времени.

Серьезной помехой при определении золота в колчеданных рудах по изотопу -*Au 4 является изомер joZn69n, образующийся по ядерной реакции на тепловых нейтронах за счет материнского изотопа 3oZn6\

При отсутствии "/-спектрометрической каротажной аппаратуры, способной разрешить аналитические линии 412 кэВ (79Аи ^) и 440 кэВ GoZn69m), для снижения мешающею влияния "цинковой помехи" целесообразно использование временной селекции, основные элементы которой опубликованы в работе [2].

Теоретически оценена величина вызванной активности изомера 79Аи'Ч п, образующегося в результате ядерной реакции неупругого рассеяния нейтронов (п,п'у) на ядрах ^Аи'9'.

Количественная оценка насыщенной активности ^Аи1' выполнена применительно к золотосодержащей кварцевой среде при следующих условиях: массовая доля золота 1 г/т, мощность калифорниевого источника нейтронов 10' н/с, детектор Nal(Tl) 30x70 мм, скважина сухая, необсаженная с диаметром 60 мм. Дня принятых выше условий чувствительность метода ГИНР оценивается в 0.1 имп/с по насыщенной у-активности ^Аи1 ,п (линия 279 кэВ) при нулевом времени остывания.

При отсутствии помех относительная погрешность анализа на золото в скважинах по изомеру 79А1119 ' оценивается ~30 % на уровне 1 г/т. С учетом затрат на активацию и паузу суммарная продолжительность анализа на золото по изомеру 7$Au составит около 5-7 минут.

Результаты расчетов свидетельствуют о более высокой чувствительности дистанционного анализа на золото по изотопу 79AU л в сравнении с анализом по изомеру -9Au19 !П. С другой стороны, анализ на золото по неупругому рассеянию нейтронов выгодно отличается своей экспрессностью.

Приведенные выше -еоретические выводы о технологических параметрах прямого определения золота в скважинах по радионуклидам 79Аи"> и 7*Ли14 носят приближенный (оценочный) характер и нуждаются в экспериментальной проверке.

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1. Возжеников Г.С. Активационный анализ в рудной геофизике. М.: Недра, 1965. 71 с.

2. Возжеников Г.С. Временная селекция в активационном анализе // Атомная энергия. Т. 34. Вып. 2. М., 1973.

3. Возжеников Г.С. Интенсивность гамма-излучения наведенной активности для пласта конечной мощности // Атомная энергия. Т. 28. Вып. 2. М., 1970.

4. Возжеников Г.С., Белышев Ю.В. Радиометрия и ядерная геофизика. Екатеринбург: Изд-во УГТГА, 2000.406 с.

5. Разведочная ядерная геофизика: Справочник геофизика / Под ред. О.Л. Кузнецова, А Л. Полячснко. М.: Недра, 1985. 432 с.

6. Рыжков Г.С., Хрынин Б.А. Ядсрно-гсофизические методы при поисках и разведке месторождений золота. М., 1981. 53 с. (Регион., развод, и промысл, геофизика: Обзор/ВИЭМС).

7. Филиппов Е.М. Ядерная разведка полезных ископаемых. Справочник. Киев.: Иаукова думка, 1978. 573 с.

8. Senftle F.E. Use of Cf-252 for minerai exploration with accelerators for insitu neutron of silver. Isotops and Radiat. Technol., 1970. vol. 7. X<>4. P. 411-418.

УДК 552.323 : 550.835

С.А. Игумнов, З.Р. Закиров, А.И. Минцев, Н.Б. Папулой, А.Н. Распутин , К.Г. Башта, А.И. Марченко' Ю.С. Каретин3

'УПТА; 2УГРЭ СГБ ГН11П -Недра"; 'ИГиГ УрО РАН

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ЕСТЕСТВЕННЫХ РАДИОАКТИВНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ В РАЗРЕЗЕ УРАЛЬСКОЙ СВЕРХГЛУБОКОЙ СКВАЖИНЫ, ПО ДАННЫМ ГАММА-СПЕКТРОМЕТРИИ КЕРНА

К середине 1999 года Уральская сверхглубокая скважина СГ-4, начатая бурением в 1985 году, достигла отметки 5400 м. Отобран уникальный керновый материал, позволяющий получить пстрохимическую характеристику вскрытого скважиной разреза. Химизм породообразующих элементов к настоящему времени подробно охарактеризован более чем 900 силикатными анализами.

Значительно хуже изучено распределение редких и рассеянных элементов, в частности урана и тория. Так, в [2] приведены результаты определения содержания этих элементов в 36 пробах. Нсйтронно-активационные анализы выполнены с довольно высоким порогом определения, так что во многих пробах присутствие урана и тория вообще не было обнаружено. Определения, произведенные в пстрофизической лаборатории НИО СГБ (г. Ярославль), выполнялись на трехканальном гамма-спектрометре, не оснащенном системой реперной стабилизации. При этом возможно появление существенных ошибок, связанных с нестабильностью спектрометрического тракта; статистическая погрешность также довольно значигельна, так как в трехканапьной методике информация, содержащаяся в спектре гамма-излучения, использхется лишь частично.

Таким образом, можно констатировать, что надежные данные по содержанию урана и тория в разрезе Уральской сверхглубокой скважины отсутствуют. Целью настоящих исследований являлось изучение распределения урана и тория по всему геологическому разрезу, вскрытому скважиной к настоящему времени, и анализ основных закономерностей этого распределения. Попутно определялось содержание калия, что позволяет уточнить и дополнить ранее полученные данные по распределению этого элемента.