ЯДЕРНАЯ ГЕОФИЗИКА

ЯДЕРНАЯ ГЕОФИЗИКА
Ядерная геофизика объединяет методы исследования горных пород и
руд по их естественной радиоактивности (радиометрия или радиометрическая разведка) и изучения вызванной, т.е. предварительного облучения,
радиоактивности с целью определения состава или различных физических
свойств пород и руд (ядерно-физические методы).
Прямые задачи ядерной геофизики связаны с изучением пространственно-энергетического
и
пространственно-временного
распределения
излучения в веществе при известных: сечениях элементарных процессов
взаимодействия излучения с веществом; свойствах вещества; заданных
геометрических условиях. Теоретическое решение прямых задач основано на
использовании математических моделей переноса излучения в заданных
средах. Наряду с теоретическим моделированием необходимым является
экспериментальное моделирование, которое является критерием оценки
точности теоретических исследований, а в ряде случаев – единственно
возможным решением прямых задач в ядерной геофизике.
Обратные задачи ядерной геофизики представляют собой определение
элементного состава или других свойств среды (плотность, пористость,
влажность и др.) по данным измерения интегральных или спектральных
характеристик полей ядерного излучения.
Как правило, регистрируемая плотность потока ядерного излучения
зависит от целого ряда параметров среды – ядерное излучение, в процессе
его переноса в веществе, может испытывать десятки элементарных процессов
взаимодействия. Именно этим объясняется широкое разнообразие методов
ядерной геофизики, классификация которых базируется на учете особенностей физических процессов и типа регистрируемого излучения.
Роль и место ядерной геофизики в науках о Земле
Сравнивая
ядерно-геофизические
методы
с
другими
методами
разведочной геофизики, можно отметить следующее.
Находясь на стыке между геофизикой и геохимией, она по своей
1
сущности, методике и технике наблюдений относится к геофизическим
методам, хотя решает некоторые геохимические задачи. Ядерная геофизика
отличается «близкодействием», т.е. малой глубинностью исследований
вследствие
быстрого
поглощения
ядерных
излучений
окружающими
породами и воздухом. Однако продукты радиоактивного распада способны
мигрировать, образуя вокруг пород и руд газовые, водные и механические
ореолы рассеяния, по которым можно судить о радиоактивности коренных
пород.
Принципиальная особенность ядерно-геофизических методов состоит в
том, что они дают информацию непосредственно о вещественном составе
горных пород и руд. И если классические методы геофизической разведки
(гравиразведка, магниторазведка, электроразведка, сейсморазведка) можно
назвать «геологическими» (они дают сведения об условиях залегания аномальных объектов, оценивают их форму и геологические структуры), то ядерная геофизика стоит ближе к геохимии, поскольку решает геологических
задачи путем выявления закономерностей распределения в геологических
образованиях петро- и рудогенных элементов.
В отличии от методов лабораторной химической аналитики, на
которые до недавнего времени опирались все геологические исследования,
ядерно-геофизические
методы
являются
чисто
инструментальными,
следовательно, более объективными, экспрессными.
Особое достоинство ядерно-геофизических методов состоит в том, что
они позволяют вести количественные определения целого ряда элементов
таблицы Менделеева непосредственно в естественных условиях. Это
качество методов ядерной геофизики имеет принципиальное значение и
делает их незаменимым средством интенсификации геологоразведочных
работ. Ядерно-геофизические методы представляют также основу для
решения задач экологии, уменьшения потерь полезных ископаемых при их
обогащении и более полного комплексного их извлечения из недр.
2
Краткие характеристики основных методов ядерной геофизики
I. Радиометрические методы.
Основными методами радиометрии являются гамма-съемка (ГС или гаммаметод ГМ), при которой изучают интенсивность гамма-излучения, и эманационная съемка (ЭС), при которой по естественному альфа-излучению почвенного воздуха определяют концентрацию в нем радона — радиоактивного
газа. Гамма-методы (ГМ) служат для поисков и разведки не только радиоактивных руд урана, радия, тория и других элементов, но и парагенетически
или пространственно связанных с ними нерадиоактивных полезных ископаемых (редкоземельных, металлических, фосфатных и др.). С их помощью
можно определять абсолютный возраст горных пород. Гамма- и эманационную съемки используют также для литологического и тектонического картирования и решения других задач. К радиометрии условно можно отнести так
называемый геокосмический метод, основанный на подземной регистрации
космических излучений (ПРКИ).
II. Гамма-гамма методы (ГГМ).
1. Плотностной ГГМ-П основан на комптоновском рассеянии γквантов, применяется при определении плотности пород.
2. Селективный ГГМ-С основан на фотоэлектрическом поглощении γквантов, применяется для определения Zэфф пород.
3. Метод ядерного гамма-резонанса (ЯГР) – основан на резонансном
поглощении и рассеянии γ-квантов на ядрах атомов (эффект Мессбауэра). Применяется при фазовом анализе пород и руд на
содержание железа и олова.
III. Рентгеновский эмиссионный метод. Наибольшее распространение получил рентгенрадиометрический метод (РРМ) с использованием радиоактивного источника или рентгеновской трубки, с помощью которых возбуждают
характеристическое рентгеновское излучение, Регистрируют линии K- или Lсерии спектра характеристического излучения. Применяется для количественного элементного анализа горных пород и руд.
IV. Нейтронные методы.
3
1. Нейтрон-нейтронный метод по тепловым (ННМт) или надтепловым
(ННМнт) нейтронам. Основан на замедлении надтепловых и диффузии
тепловых нейтронов. В нефтегазовой геофизике используется для
определения влажности и пористости пород. В рудной геофизике – для
оценки содержания в породах поглощающих элементов (B, Mn, редкие
земли и др.).
2. Нейтронный-гамма метод (НГМ) – испускание γ-излучения при
радиационном захвате нейтронов ядрами атомов, используется для
определения пористости, газонасыщенности.
3. Фотонейтронный метод (ГНМ). При облучении породы γ-квантами
определенной энергии происходит поглощение γ-кванта ядром атома с
последующим испусканием нейтрона (реакция γ,n), регистрируются
вторичные нейтроны. Используется для определения содержания Be в
породах.
4. Нейтрон-активационный метод (НАМ). Основан на возбуждении
стабильных ядер горной породы под действием нейтронов. Регистрируются вторичные γ-кванты. Используется для элементного анализа
пород. Характеризуется очень высокой чувствительностью.
Методы ядерной геофизики подразделяют, по условиям проведения,
на: аэрокосмические; полевые; подземные; лабораторные; наибольшее
применение находят скважинные ядерные методы.
Исторический очерк развития ядерной геофизики.
Идея использования ядерных свойств элементов, входящих в состав
горных пород, возникла непосредственно за открытием явления радиоактивности. Уже в 1902 году Пьер Кюри, а затем Э. Резерфорд, высказали
мысль о том, что скорость радиоактивного распада элементов может быть
использована в качестве эталонов времени для определения абсолютного
возраста горных пород. В 1907 году эта идея получила практическое осуществление ( Б. Болтвуд).
Параллельно с разработкой радиологических методов определения
4
возраста пород, исследуется распределение естественных радиоактивных
элементов в земной коре и тепла, выделяющегося при их распаде. Первое
обобщение результатов этих исследований приводят в 1905-1907 гг. английских ученых Рэлее и Джолли к мысли о том, что радиоактивные элементы
играют важную роль в геологической истории Земли. Появляются ряд
гипотез о роли радиоактивности в тепловом режиме Земли, в динамике
земной коры, в генезисе нефти и т.д.
В 1910 году по инициативе и под руководством В.И. Вернадского в
России была организована Радиевая экспедиция Академии Наук. Становление ядерной геофизике относится к 20-ым годам 20-ого столетия. Тогда
А.П. Кириковым, А.Н. Богоявленским, А.Г. Граммаковым и др. были
заложены основы поисково-разведочной радиометрии, которая особо
развилась в нашей стране и за рубежом в послевоенные годы в связи с
решением проблемы ядерного сырья. Создание полевой радиометрии и
гамма-каротажа в 50-ые годы (Г.В. Горшков, Л.М. Курбатов, В.А. Шпак)
можно считать началом формирования методов ядерной геофизики.
Собственно ядерно-геофизические методы возникли несколько позднее. Появление их, прежде всего, обязано развитию атомной энергетике,
когда стало возможным получение разнообразных изотопных источников.
Разработка новых методов ядерной геофизики следовала за открытиями и
достижениями ядерной физики, совершенствованию методов регистрации и
измерения ядерных излучений.
Первым таким методом был нейтрон-гамма-каротаж (НГК), который
был предложен Б. Понтекорво в 1941 году, вскоре после открытия нейтрона
Д.Чедвиком (1932 г.). Примерно в это же время Г. Хевеши и Х. Леви заложили основы нейтрон-активационного анализа (НАА). В 1947 году Дж. Холенбах предложил гамма-гамма-метод (ГГМ), основанный на регистрации горными породами гамма-излучения радиоизотопного источника. В 1956 году Г.
Флеров обосновал импульсный нейтронный метод (ИНМ), который явился
началом использования в ядерной геофизике искусственных генераторов
нейтронов. В 1949 году был создан гамма-нейтронный метод (ГНМ) опреде5
ления бериллия, основанный на ядерном фотоэффекте (Б. Айдаркин, Г. Горшков, А. Граммаков).
Начало 50-х годов характеризовался интенсивными исследованиями по
усовершенствованию ГГМ. В начале ГГМ, благодаря способности дифференцировать горные породы по плотности,
был ориентирован на изучение
нефтяных коллекторов. В1954 году ГГМ впервые был успешно испытан для
выделения в скважинах сульфидных руд (М. Соколов, А. Очкур и др.), а с
1955 года стал использоваться и в угольном каротаже. В 1957 году Г. Воскобойников предложил модификацию ГГМ с источниками мягких гамма лучей
(селективный ГГМ). В теорию и практику ГГМ существенный вклад внесли
Е. Филиппов, В. Арцыбашев, И. Дядькин и др.
В качестве важного этапа развития методов, основанных на взаимодействии гамма-излучения с веществом, следует отметить исследования Рейфола
и Хемфрода по рентгенфлюоресцентного анализа с радиоизотопными источниками. В 1958 году А. Якубович и В. Залесский, используя эту идею, создали методику рентген-радиометрического анализа (РРА).
Почти одновременно с возникновением РРА в ядерную геофизику
вошла мёссбауеровская спектроскопия, основанная на ядерно-резонансном
поглощении гамма-излучений (ЯГР). Первым промышленным приложением
ЯГР в геологии было создание методики для исследования оловянных руд (В.
Гольданский, А. Доленко и др.). К 70-м годам большого разнообразия достигли нейтронные методы. К этому времени дополнительно к НГК, были созданы нейтрон-нейтронный каротаж с регистрацией тепловых нейтронов (ННКТ) и с регистрацией надтепловых нейтронов (ННК-НТ) (Л. Полак, Х. Холл).
6
Естественная радиоактивность горных пород
Общие сведения о радиоактивности
Естественная радиоактивность, т.е. самопроизвольный распад неустойчивых атомных ядер, спонтанно превращающихся в ядра других элементов,
сопровождается испусканием альфа-, бета-частиц, гамма-квантов и другими
процессами. Известно более 230 радиоактивных изотопов различных элементов, называемых радиоактивными нуклидами или радионуклидами. Радиоактивность тяжелых элементов с порядковым номером в таблице Менделеева, большим 82, сводится к последовательным превращениям одних
элементов в другие и заканчивается образованием устойчивых нерадиоактивных изотопов. Основными радиоактивными рядами, или семействами,
тяжелых элементов являются ряды урана-238, урана-235, тория-232.
Конечным продуктом превращений урана является нерадиоактивный так
называемый радиогенный свинец.
Кроме радиоактивных семейств имеются одиночные радионуклиды, в
которых радиоактивный распад ограничивается одним актом превращений.
Среди них наиболее распространен калий-40. В целом в земной коре повышены концентрации следующих трех радиоактивных элементов: урана-238
(2,5*10-4 %), тория (1,3*10-3 %) и калия-40 (2,5%). Поэтому в радиометрии
изучают только эти элементы. Они находятся в горных породах в рассеянном
состоянии в виде изоморфных примесей и самостоятельных минералов.
Радиоактивный распад, как
процесс превращения одних
изотопов в другие, обусловлен
внутренним,
независи-
мым от внешних условий
состоянием атомных ядер.
Характеризуют
радиоактив-
ный распад периодом полураспада (Т1/2), который у различных элементов изменяется в очень широких
пределах — от 10-6 сек до 1010 лет. Для каждого элемента Т1/2 является опре7
деленной и постоянной величиной и может служить его диагностическим
признаком.
Ряды радиоактивных семейств урана и тория. Другие естественные
радиоактивные элементы.
На рисунке приведена схема радиоактивных превращений семейства урана.
На рисунке приведена схема радиоактивных превращений семейства тория.
(На этих рисунках стрелками указана последовательность распада. Над стрелками приведены типы излучений, сопровождающие распад, под стрелками –
периоды полураспада в следующих единицах: л – годы (лет), д -дни, ч –
часы, м – минуты, с – секунды.)
В настоящее время известно более 50 естественных радиоактивных
элементов. К ним относятся тяжелые элементы, входящие в состав
8
радиоактивных семейств, и более легкие радиоактивные элементы, распад
которых ограничивается одним звеном превращений.
В число радиоактивных семейств входят элементы семейств урана U238,
ак-тиноурана U236 и тория Th232. Представители ряда актиноурана U236 в природе встречаются в малых количествах.
Распад этих семейств имеет много общего.
Родоначальники семейств характеризуются самыми большими массовыми числами и относятся к наиболее долгоживущим. Во всех случаях в
результате распада образуются все более легкие элементы. В первой половине цепи превращений каждого семейства распад сопровождается преимущественно испусканием α-частиц, во второй половине преобладает β-распад. В
середине цепи превращений каждого семейства имеются радиоактивные газы
— эманации ( в ряду урана это радон Rn220, в ряду тория – торон Tn220), относящиеся к группе инертных. За эманациями следуют группы короткоживущих элементов, часть атомов которых распадается с испусканием α-частиц, а
другая часть - β-частиц. Эти элементы образуют разветвления рядов - «вилки». Необходимо отметить, что α- и β-распады сопровождаются испусканием
γ-квантов различных энергий. Конечным продуктом распада этих двух
семейств являются стабильные изотопы свинца РЬ206 и РЬ208.
По суммарной α-активности семейства урана и тория примерно одинаковы, энергетические спектры α-частиц, испускаемых каждым семейством в
целом, друг от друга существенно не отличаются, энергия α-частиц находится в интервале 2 ÷ 8 Мэв. По суммарной интенсивности β-излучения семейства урана и тория существенно не различаются.
Основными γ-излучателями в семействе урана являются продукты распада радия (Ra226) и радона (Rn222). Важной особенностью этого семейства
является то, что на долю продуктов распада урана, расположенных в цепи
превращения до радия, приходится всего лишь около 2% от общего γ-излучения ряда. Вследствие этого при нарушении в горных породах радиоактивного равновесия между ураном и радием, приводящего к недостатку радия, γактивность горных пород резко снижается, и, наоборот, породы, обогащен9
ные солями радия или радоном, даже при отсутствии в них урана являются γактивными. В семействе тория основные γ-излучатели распределены относительно равномерно. Ниже, в таблице, приведены сведения об основных γизлучателях в рядах урана и тория.
Основные γ-излучатели в ряде урана
Изотоп
Pb214
Pb214
Bi214
Bi214
Bi214
Bi214
Е (Мэв)
0.295
0.352
0.609
1.112
1.764
2.204
% выхода
10.0
19.4
22.3
7.8
8.4
2.6
Основные γ-излучатели в ряде тория
Изотоп
Pb212
Ac228
Tl208
Tl208
Ac228
Ac228
Tl208
Е (Мэв)
0.239
0.338
0.511
0.583
0.911
0.967
2.615
% выхода
22.5
6.2
4.5
15.0
14.5
11.5
17.9
Строка «% выхода» в таблице показывает процент γ-квантов данной
энергии от суммарного количества γ-квантов, испускаемых всеми изотопами
данного ряда в единицу времени. Необходимо отметить, что в обоих рядах
излучается примерно по 50 γ-квантов различных энергий, значительная часть
которых обладает энергией меньшей 250 Кэв. Максимальной энергией γквантов в ряде урана обладает Bi214 (2.204 Мэв), в ряде тория - Tl208 (2.615).
К числу радиоактивных элементов, не входящих в состав рассмотренных семейств, относятся изотопы калия (К40), рубидия (Rb87), индия (In ll5),
самария (Sm l47), лютеция (Lu l76), рения (Re l87) и др. Основные характеристики некоторых из этих изотопов приведены в таблице.
Все одиночные радиоактивные изотопы характеризуются весьма большими периодами полураспада (Т >109 лет). За исключением самария и вольфрама они распадаются путем К-захвата и β-распада, превращаясь в
устойчивый изотоп нового элемента. Содержание в природе большинства из
перечисленных радиоактивных изотопов, как правило, очень мало. В ядерной
геологии и геофизике наибольший интерес представляют радиоактивные изотопы калия (К40) и рубидия (Rb87), распад которых используется для опреде10
ления возраста пород.
Радиоактивные элементы, не входящие в ряды
K40
Продукт
превращения
Ca40
Rb87
Sr87
27.8
5*1010
β-
Zr98
Nb98
2.8
6.2*1016
β-
In115
Sn115
95.8
6*1014
β-
Te130
I130
34.1
1.4*1021
β-
La138
Ba138
0.089
7*1010
Sm147
Nd143
15.1
6.7*1011
α
Lu176
Hf176
2.6
2.4*1010
β-
W180
Hf176
0.126
2.2*1017
α
Re187
Os187
62.9
4*1012
β-
Изотоп
Содержание
изотопа, %
0.0119
1.3*109
К-захват, β-
Т, годы
Тип распада
К-захват
Наибольший интерес представляет изотоп K40, т.к. распространенность
элемента Ca40 в природе огромно – этот элемент входит в состав породообразующих минералов (например кальцит, известняк, доломит и др.). Другие
радиоактивные элементы, не входящие в ряды, за исключением вольфрама,
относятся к группе редкоземельных, и их вклад в естественную радиоактивность пород ничтожен. В ядерной геофизике эти элементы используются при
определении абсолютного возраста пород.
Основные законы радиоактивных превращений.
Радиоактивный
распад
происходит
так,
что
количество
ядер
радиоактивного элемента dN, распавшихся за бесконечно малый промежуток
времени dt, пропорционально числу ядер N, не распавшихся к моменту
времени t:
-dN = λNdt
(1)
где λ - коэффициент пропорциональности, характеризующий вероятность
распада ядра в единицу времени и называемый постоянной распада. Интег11
рируя уравнение (1) и полагая, что при t = 0, N = No (No - число атомов
радиоактивного вещества в начальный момент времени), получим
N = N0exp(-λt)
(2)
Из уравнения (2) следует, что радиоактивный распад подчиняется
экспоненциальному закону.
Из уравнения (1) видно также, что произведение λN характеризует скорость радиоактивного распада, называемую активностью:
λN= -dN / dt.
(3)
То есть можно сказать, что величина λ есть отношение числа распадающихся
в единицу времени ядер к имеющемуся к этому времени нераспавшихся ядер.
Размерность λ (t-1)- обратная времени.
Зная величину λ, легко вычислить среднюю продолжительность жизни
tЯ радиоактивного ядра. Так как согласно (1) суммарная продолжительность
жизни атомов, распадающихся в промежуток времени между t и t + dt, равна
tλNdt, то:
1 
1
tÿ 
t

Ndt


N0 0

(4)
В практике продолжительность жизни радиоактивных элементов часто
характеризуют не величиной tЯ, а периодом полураспада Т - временем, на
протяжении которого распадается половина всех атомов данного радиоактивного элемента. Полагая в (2) N = N / 2 при t = Т, получим
T = ln2 / λ ≈ 0.69/ λ ≈ 0.693 tЯ
(5)
Для каждого радиоактивного элемента постоянная распада λ и период
полураспада Т являются характерными величинами и имеют строго определенные значения. Для различных же элементов эти параметры резко изменяются.
В тех случаях, когда рассматривается
распад не отдельно взятого радиоактивного элемента, а образующего при этом
радиоактивного продукта его распада (дочернего элемента), закон изменения
12
содержания последнего во времени может быть найден следующим образом.
Предположим, что в начальный момент времени t = 0 имелось N01 атомов исходного элемента, а к моменту времени t имеется N1 атомов исходного
и N2 атомов дочернего элементов. Очевидно, что скорость накопления дочернего элемента dN2/dt будет определяться разностью скоростей распада исходного и дочернего элементов:
dN2/dt = λ1N1 – λ2N2
(6)
где λ1 и λ2 — постоянные распада соответственно исходного и дочернего
элементов.
Подставив в выражение (6) величину N1 = N01exp(-λ1t) получим линейное
неоднородное дифференциальное уравнение первого порядка
dN2/dt + λ2N2 = λ1 N01exp(-λ1t)
(7)
Общее решение уравнения (7) имеет вид
N2 
N 01 1
2  1

 e  1t  e   2 t
 (8)
В случае, когда исходный элемент распадается медленнее продукта его
распада (λ1 < λ2) или (Т1 > T2), выражение (8) через промежуток времени,
достаточно большой по сравнению с продолжительностью жизни атомов
дочернего вещества (t > 10T2), принимает вид
N2 
N 01 1
2  1
e  1t
или с учетом формулы (2)
N2
1

N1 2  1
(9)
Выражение (9) определяет состояние, при котором отношение количеств исходного вещества и продуктов его распада стремится к некоторому
постоянному значению. Такое состояние называют подвижным
равнове-
сием.
Если исходное вещество распадается несоизмеримо медленнее продукта его распада (λ1 << λ2) или (Т1 >> T2), формула (8) при условии t >> 10T1
имеет вид N2/N1 = λ1/λ2 = T2/T1 или
13
2 N 2
1 N1  1
(10)
Последнее выражение характеризует такое состояние, когда число
распадающихся атомов исходного радиоактивного вещества равно числу
распадающихся атомов продукта его распада. Убыль дочернего вещества
вследствие распада полностью компенсируется его образованием из
исходного. Это состояние называется устойчивым равновесием.
Классическим примером устойчивого радиоактивного равновесия
является равновесие между ураном (Т = 4,49*109 лет) и радием (Т = 1540
лет), которое наступает по истечении длительного промежутка времени (t ≈
16 000 лет) и наблюдается только в древних хорошо сохранившихся горных
породах и минералах. Наличие устойчивого радиоактивного равновесия в
радиоактивных семействах имеет важное значение, так как позволяет судить
о содержании в породах радиоактивных элементов по результатам измерений
других элементов рассматриваемого семейства.
Процессы радиоактивного распада носят статистический характер, т. е.
число атомов радиоактивного элемента, распадающихся в единицу времени,
не строго постоянно, а колеблется около некоторого среднего значения. Высокая статистическая точность измерений радиоактивности обеспечивается
лишь в случае, когда количество распадов в единицу времени достаточно
велико или когда измерения проводятся на протяжении достаточно большого
промежутка времени.
Использование закона радиоактивных превращений для определения
абсолютного возраста горных пород.
Количество атомов радиоактивного элемента, содержащегося в породе,
изменяется со временем по закону
N = N0exp(-λt)
(1)
где: N - число ядер радиоактивного элемента, не распавшихся к моменту
14
времени t; N0 – первоначальное число ядер радиоактивного элемента (t = 0);
λ - постоянная распада.
Для задач геохронологии более удобна следующая запись этого уравнения:
t = (1/λ)*ln(N0/N)
(2)
В процессе радиоактивного распада материнский изотоп N1 превращается в
стабильный дочерний изотоп N2 - такая ситуация характерна для радиоактивных элементов, не входящих в ряды. Накопленное за время t количество
атомов дочернего изотопа определяется:
N2 = N01 – N1
(3)
где N01 – первоначальное (при t=0) количество материнских изотопов. С
учетом уравнения (1) выражение (3) можно переписать так:
N2 = N1(eλt – 1)
(4)
откуда получаем решение для возраста исследуемого образца:
t = (1/ λ)ln(1+N2/N1)
(5)
При выводе формулы (5) предполагалось, что в момент образования
объекта (породы, минерала), т.е. при t =0, в его составе не было атомов изотопа N2. Если исследуемый объект в момент своего образования уже содержал N02 атомов (например, известняк в момент образования уже содержит
Ca40, который со временем дополнительно образуется из K40), тогда N2 = N02
+N01 – N1 и формула (5) усложняется:
t = (1/ λ)ln[1+(N2-N02)/N1]
(6)
Таким образом, в изучаемом образце необходимо измерять содержания
материнского (радиоактивного) и дочернего (стабильного) изотопов. Для этого, как правило, используются методы масс-спектроскопии, позволяющие с
достаточной точностью определять мизерные содержания элементов и изотопов. Точность определения времени, которое принимается за абсолютный
геологический возраст, зависит от точности определения содержания изотопов N1 и N2 и от точности определения постоянной распада λ.
В общей сложности разработано более десяти ядерно-геохронологических методов. При определении возраста молодых образований используют
изотопы со сравнительно небольшими периодами полураспада, чаще всего
15
С14 с Т = 5768 лет, т.к. распространенность этого изотопа значительна. Максимальное время, которое можно определить радиоуглеродным методом
ограничивается десятью периодами полураспада, т.е. 60000 лет – после 10Т
С14 практически не остается. С другой стороны, если у радиоактивного элемента период полураспада составляет миллиарды лет, то погрешности
определения в интервале времен, меньших 0.01T, очень большие. Поэтому
геологический возраст пород в интервале 105 лет ÷ 3*106 лет определяется с
большими погрешностями.
Важной предпосылкой использования методов геохронологии является
замкнутость исследуемого образца относительно радиоактивного и дочернего изотопов. Это означает, что за весь период жизни минерала или породы ни
материнский, ни дочерний изотопы не выносились или не добавлялись извне.
Например, при высокой температуре, характерной для метаморфических процессов, становится вероятной диффузия атомов, что означает удаление (привнос) элементов в минералы. Надежным подтверждением замкнутости системы, и способом повышения точности определения возраста, служит совпадение возраста одного и того же объекта исследований, полученных разными
методами с использованием различных материнских изотопов.
Единицы измерения радиоактивности.
Для сравнительной оценки радиоактивности горных пород применяются два вида единиц: единицы активности, или содержания в породах
радиоактивных элементов, и единицы дозы, определяющие меру воздействия
радиоактивных излучений на вещество.
Абсолютная радиоактивность элементов оценивается числом распадов
в 1 секунду (беккерель (Бк) ≡ расп./с), а также единицей кюри (Ки). Под единицей кюри понимается количество любого радиоактивного изотопа, в
котором в 1 сек происходит в среднем (3,7-1010) распадов, примерно столько
же, сколько и в 1 г радия.
Согласно закону радиоактивных превращений, число ядер радиоактивного изотопа, распадающихся за 1 с, равно λN. Тогда число ядер изотопа,
16
соответствующее 1 Ки, можно определить по формуле
N = 3,7*1010/λ = 3,7*1010T/0.693
а массу изотопа (в г), излучающего эту активность, по формуле
mи = NA / NA = 8,86 •10-14 МТ
где A- атомная масса изотопа; NА - 6,023 *1023 - число Авогадро; Т - период
полураспада изотопа. Из этой формулы видно, что масса радиоактивных
элементов, соответствующий активности 1 Ки, возрастает с увеличением периода полураспада. Если, например, для полония (Т = 138 дня), эта масса
равна 0,22 мг, для радия (Т = 1590 лет) - 1 г, то для урана (Т = 4,49*109 лет)
она равна 3 т.
В практике часто используются единицы, производные от кюри: милликюри (10-3 Ки), микрокюри (10-6 Ки) и нанокюри (10-9Ки). Единицей концентрации радиоактивного изотопа в некотором веществе является Ки/кг и ее
производные (Ки/г и т. п.), а также Ки/м3 и ее производные. Концентрация
радона и других газообразных радиоэлементов выражается в единицах кюри
на литр (Ки/л) и в единицах эман (эман-10-10 Ки/л = 10-7 Ки/м3).
Для оценки -активности пород используют единицу грамм-эквивалент
радия (г-экв Ra), соответствующую такому количеству любого радиоактивного вещества, интенсивность γ-излучения которого эквивалентна интенсивности γ -излучения 1 г радия (в равновесии с продуктами распада), заключенного в платиновый фильтр толщиной 0,5 мм. Эта единица весьма удобна для
практического использования, однако ее численные значения зависят от соответствия спектрального состава измеряемого γ-излучения спектру γ-излучения эталона - радия, а также от индивидуальных особенностей измерительной аппаратуры.
Единицы дозы излучения позволяют проводить количественную оценку воздействия радиоактивных излучений на облучаемую среду. Поглощенная доза определяется как энергия излучения любого вида, поглощенная
единицей массы любого вещества, и может измеряться в джоулях на килограмм (Дж/кг) или в эргах на грамм (эрг/г). Применяют также единицу рад,
равную 100 эрг/г, или 10-2 Дж/кг.
17
Поглощенная доза, создаваемая в единицу времени, называется мощностью поглощенной дозы и измеряется в единицах рад/с или его производных
(рад/ч, мрад/мин и т. д.).
Для данного вида вещества и спектра излучения поглощенная энергия
пропорциональна интенсивности (потоку) излучения. Учитывая это, для
характеристики интенсивности рентгеновского и γ-излучения (с энергией до
3 МэВ) часто используют поглощенную дозу или (что для фиксированного
вещества одно и то же) ионизирующую способность в воздухе. Такой частный случай поглощенной дозы (для γ-излучения в воздухе) принято называть
экспозиционной дозой (или дозой) излучения. Она выражается отношением
суммарного электрического заряда ионов одного знака, образованного излучением, поглощенным в некоторой массе сухого воздуха, к этой массе.
Единицей дозы излучения является рентген (Р). Один рентген соответствует поглощению такого количества рентгеновского или гамма-излучений,
которое в 1 см3 сухого воздуха при температуре 00С и давлении 760 мм
(0,001293 г воздуха) образует ионы, несущие одну электростатическую единицу количества электричества каждого знака (2,083*109 пар ионов). Энергетический эквивалент рентгена: 1P = 88 эрг или 5,5 *107 Мэв поглощенной
энергии в 1 г воздуха (0,88*10-2 Дж в 1 кг воздуха).
Доза, образуемая излучением в единицу времени, называется мощностью дозы и выражается в рентгенах в час (Р/ч), а также в производных единицах: мР/ч и мкР/ч.
Радиоактивность горных пород и руд
Радиоактивность горных пород и руд тем выше, чем больше
концентрация в них естественных радиоактивных элементов семейств урана,
тория, а также калия-40. По радиоактивности (радиологическим свойствам)
породообразующие минералы подразделяют на четыре группы.
Наибольшей радиоактивностью отличаются минералы урана (первичные - уранит, настуран, вторичные — карбонаты, фосфаты, сульфаты уранила и др.), тория (торианит, торит, монацит и др.), а также находящиеся в
18
рассеянном состоянии элементы семейства урана, тория и др. Высокой
радиоактивностью характеризуются широко распространенные минералы,
содержащие калий-40 (полевые шпаты, калийные соли).
Средней радиоактивностью отличаются такие минералы, как магнетит,
лимонит, сульфиды и др.
Низкой радиоактивностью обладают кварц, кальцит, гипс, каменная
соль и др.
В этой классификации радиоактивность соседних групп возрастает
примерно на порядок.
Радиоактивность горных пород определяется, прежде всего, радиоактивностью породообразующих минералов. В зависимости от качественного и
количественного состава минералов, условий образования, возраста и степени метаморфизма их радиоактивность изменяется в очень широких пределах.
Радиоактивность пород и руд по эквивалентному процентному содержанию урана принято подразделять на следующие группы:
а) породы практически нерадиоактивные (содержание урана менее 10-6 %);
б) породы средней радиоактивности (содержание урана от 10-5 % до 10-3 %);
в) высокорадиоактивные породы и убогие руды (содержание урана от 10-3%
до 10-2 %);
г) бедные радиоактивные руды (содержание урана от 10-2 % до 10-1%);
д) рядовые и богатые радиоактивные руды (содержание урана свыше 10-1%).
К практически не радиоактивным относятся такие осадочные породы,
как ангидрит, гипс, каменная соль, известняк, доломит, кварцевый песок и
др., а также ультраосновные, основные и средние породы. Средней радиоактивностью обладают кислые изверженные породы, а из осадочных – песчаник, глина и особенно тонкодисперсный морской ил, обладающий способностью адсорбировать радиоактивные элементы, растворенные в воде.
Рассмотрим некоторые геохимические особенности урана, определяющие его поведение в процессах седиментации. Химические свойства урана,
высокая растворимость его соединений позволяет говорить о том, что уран
поступает в бассейн седиментации в виде водных растворов. Основными
19
формами нахождения урана могут быть как катионы и анионы, так и электронейтральные соединения. Преобладание той или иной формы зависит от гидрохимической характеристики вод, количества и характера твердой взвеси.
Основным регулятором, определяющим распределение урана между гидросферой и толщей отлагающихся илов, являются сорбционные процессы.
Максимальной способностью к извлечению урана из водных растворов и
прочному удержанию его обладают (по нисходящей): органическое вещество, фосфорит, глинистые минералы, гидроокислы железа и алюминия.
В отличие от урана, торий и его соединения практически не растворяются в воде. Торий поступает в бассейн осадконакопления двумя способами:
1. в виде обломочных минералов, определяющих накопление тория в песчаниках, алевролитах;
2. в сорбированной форме, но не в виде водных растворов, как уран, а с коллоидами, сорбированными глинистыми минералами.
Различие форм миграции и седиментогенеза урана и тория в зоне гипергенеза приводит к тому, что отношение содержаний урана и тория (U/Th)
может, в определенных случаях, служить для выяснения условий образования осадочных пород. Применение калия-40 для решения подобных задач
определяется возможностью использования глинистых минералов, так как
калий-40 входит в кристаллическую решетку глинистых минералов, и распределение калия-40 подчиняется процессам формирования минералогических типов или ассоциаций глинистых минералов.
Радиоактивные руды (от убогих до богатых) встречаются на урановых
или ураноториевых месторождениях эндогенного и экзогенного происхождения. Их радиоактивность изменяется в широких пределах и зависит от
содержания урана, тория, радия и других элементов.
С радиоактивностью горных пород тесно связана радиоактивность
природных вод и газов. В целом в гидросфере и атмосфере содержание
радиоактивных элементов ничтожно мало. Подземные воды могут иметь
разную радиоактивность. Особенно велика она у подземных вод радиоактивных месторождений и вод сульфидно-бариевого и хлоридно-кальциевого
20
типов. Радиоактивность почвенного воздуха зависит от количества эманации
таких радиоактивных газов, как радон, торон.
Физические основы ядерной геофизики
1. Общие положения.
Важнейшей характеристикой ядерных излучений является энергия
частицы (γ-кванта), выражаемая внесистемной единицей
электрон-вольт
(эв): 1 эв = 1.6*10-12 эрг (СГС) = 1.6*10-19 Дж (СИ).
Поле ядерных излучений характеризуется плотностью, плотностью
потока и интенсивностью излучения.
Плотность частиц (γ-квантов) N – это число частиц (γ-квантов),
находящихся в данный момент времени в единице объема среды N = n /V, где
n – число частиц (γ-квантов). Единица измерений – n/м3 (n/cм3).
Плотность потока частиц (γ-квантов) Ф – это число частиц (γ-квантов), падающих в 1 секунду на единичную площадку, перпендикулярную направлению параллельного потока частиц (γ-квантов). Ф = nv, где v – скорость
частиц (γ-квантов) в среде. Единица измерения n/(м2*с) или n/(см2*с).
Интенсивность излучения I – это энергия излучения, падающая в единицу времени на единичную площадь, которая измеряется в Вт/(м2*с). Для
моноэнергетического пучка частиц с кинетической энергией Е: I = ФЕ.
Если на мишень падает перпендикулярно поток частиц (γ-квантов), то
число взаимодействий Nв, происходящих в единицу времени на единице площади мишени, оказывается равным Nв = σФN, где N – число атомов на 1 см2
площади мишени, σ – коэффициент, характеризующий вероятность взаимодействия, т.е. среднее число взаимодействий, приходящихся на один атом
при единичном потоке частиц (квантов). Коэффициент σ имеет размерность
площади и измеряется в см2 (м2). σ можно представить как поперечное
сечение шара, при попадании частицы в который происходит взаимодействие
между частицей и атомом, поэтому σ называют эффективным сечением
взаимодействия. Величина 10-24 см2 называется барн и принята в качестве
21
внесистемной единицы сечения взаимодействия.
Суммарное сечение всех атомов в единице объема вещества называется
макроскопическим сечением взаимодействия и обозначается Σ. Для моноэлементного вещества (состоящего из атомов одного элемента) Σ = σN, где N –
число атомов в единице объема. Для среды сложного состава, состоящей из
атомов нескольких типов:
k
   i N i
i 1
где Ni – число атомов i-типа в единице объема вещества, σi – сечение взаимодействия для атомов i-типа.
Альфа-распад.
α-распадом называется самопроизвольный (спонтанный) процесс
испускания ядром Я(A,Z) (A – атомная масса ядра, Z – порядковый номер
или заряд ядра) ядра гелия 4He2+ (α-частицы) с освобождением энергии ΔЕα
в форме кинетической энергии α-частицы и дочернего ядра Я(A-4,Z-2). При
условии, что исходное ядро находится в состоянии покоя, подавляющая
часть кинетической энергии, выделяющейся при α-распаде, уносится αчастицей, и лишь незначительная доля (менее5%) приходится на ядропродукт.
Условием
энергетической
возможности
α-распада
является
отрицательная величина энергии связи α-частицы в исходном ядре:
   M   M ( A  4, Z  2)  M ( A, Z )  c 2  0
где: M(A,Z) – масса исходного ядра; M(A-4,Z-2) – масса дочернего ядра, Мα –
масса α-частицы, с – скорость света. Это выражение получено из формулы
Энштейна Е=мс2.
Кинетическая энергия α-частиц при распаде естественных радиоактивных элементов не превышает 10 Мэв, периоды полураспада изменяются в
широких пределах: от 10-7 сек до 107 лет. Энергетический спектр α-частиц
при распаде данного ядра дискретен, т.е. имеет строго определенную
энергию.
22
Бета-распад.
β-распадом
называется
процесс
спонтанного
превращения
нестабильного ядра в ядро с зарядом, отличным на ΔZ=±1. Известны три
вида β-распада: β- - распад (е-), β+-распад (е+) и
е-захват (к-захват).
Примером электронного β- -распада является
распад трития 3Н1 → 3Не2. В конечном итоге β- распад трития сводится к превращению нейтрона в протон, энергия β-распада
– 18 кэв.
Примером позитронного β+-распада является
распад ядра 11С6 → 11В5. В этом случае β+-распад
ядра 11С6 сводится как бы к превращению одного
протона в нейтрон. Это превращение надо понимать условно, т.к. масса протона меньше массы нейтрона. Следовательно, позитронный распад свободного протона невозможен, в отличие от электронного распада нейтрона.
Однако для протона, связанного в ядре,
подобное
превращение
возможно,
т.к.
недостающая энергия восполняется ядром.
Энергия β+-распада ядра 11С6 составляет примерно 1 Мэв.
Третий вид β-радиоактивности – электронный захват (е-захват). Он
заключается
в
захвате
ядром
электрона
из
электронной
оболочки
собственного атома. В результате образуется вакансия в электронной
оболочке, которая заполняется электроном с более высокого уровня. Поэтому
е-захват
сопровождается
рентгеновским
излучением,
по
энергии
соответствующим разности энергий электронных уровней того электрона,
который заполнил вакансию. е-захват имеет существенное значение для
тяжелых ядер, у которых К-оболочка расположена близко к ядру (К - захват).
Наряду с К - захватом наблюдаются, но значительно реже, L - M – захваты.
Примером К – захвата у легких ядер является ядро 7Ве4 , захватывающее К –
электрон и превращающееся в ядро 7Li3, энергия β-излучения 0.86 Мэв.
23
Следует отметить, что β-распады ядер возможны различными способами одновременно. Например, β-распад 52Mn25 → 52Cr24 происходит за счет β+распада – 35% случаев распада, а 65% - за счет К – захвата. β-распад 64Cu29 в
40% случаев испускает электрон, в 40% случаев – электронный захват и в
20% случаев испускает позитрон.
В процессе β-распада испускаются
частицы всех энергий – от нуля до
Еmax, т.е. энергетический спектр βраспада непрерывен. В случае β—распада Еmax приблизительно равна
разности исходного и конечного
энергетических состояний ядра. Средняя энергия Eb электронов, испускаемых тяжелыми ядрами, обычно составляет около 1/3 от Еmax. Для естественных радиоактивных элементов Еmax β- -распада заключена в пределах
0.25 ÷ 0.45 Мэв. Спектры β-- распада легких ядер более симметричны, для
них Eb ≈ 0.5* Еmax.
Некоторые радиоактивные ядра обладают двумя и более периодами
полураспада для испускаемого ими β-излучения. О таких ядрах говорят, что
они могут существовать в двух изомерных состояниях. Наличие у ядра двух
периодов полураспада можно объяснить, если предположить, что ядро может
существовать в двух изомерных состояниях – основном и возбужденном,
долгоживущем (метастабильном).
Рассмотрим β-распад изотопа
Исходное ядро
35
80Br ,
35
80Br .
образующееся
в результате захвата нейтрона ядром
35
79Br ,
в первоначальный момент
существования находится в сильно
возбужденном
состоянии.
Снятие
возбуждения происходит за счет
последовательных переходов ядра во
все более низкие энергетические
24
состояния с одновременным испусканием γ-квантов . При наличии метастабильного состояния переходы могут происходить двумя различными путями.
По способу I, ядро быстро (≈ 10-13 сек) приходит в основное состояние, из
которого испускает β- - частицы с периодом полураспада 18 минут. При
способе II ядро быстро приходит в метастабильное основное состояние
80mBr
35
, из которого медленно, с периодом полураспада 4,4 часа, переходит в
основное состояние с последующим испусканием β- - частицы. В результате
этого одного процесса мы имеем два периода полураспада β-излучения и
четыре энергии γ-квантов. Ядерная изомерия широко применяется при создании искусственных источников γ-квантов, в большинстве которых используется β- - распад радиоактивного изотопа. Например, широко применяемый в
рудной геофизике источник 75Se, испускает γ-кванты четырех энергий: 76 Кэв
(11%), 138 Кэв (18%), 270 Кэв (60%) и 400 Кэв (11%).
Нейтронное излучение.
Нейтрон представляет собой нейтральную по заряду элементарную
частицу, которая совместно с протоном входит в состав ядер атомов. Масса
нейтрона примерно равна массе протона, в свободном состоянии неустойчив
и распадается по схеме n → p + e- + γ-квант с периодом полураспада 11,7
минут. Поскольку, в целом, нейтроны электронейтральны, они в сравнении с
другими элементарными частицами, проходят значительные расстояния в
веществе.
Энергия нейтрона обусловлена его кинетической энергией и связана со
скоростью движения нейтрона в вакууме эмпирическим соотношением
E V
2
2  10 8
где: Е – энергия нейтрона, эВ; V – скорость движения, м/сек.
В зависимости от энергии, нейтроны подразделяются на: холодные (с
энергией менее 0,025 эв), тепловые (≈0,025 эв), надтепловые (0,03 ÷ 100 эв).
Эта классификация принята в ядерной энергетике. В физике высоких энергий
принята следующая классификация нейтронов: резонансные нейтроны (1 ÷
25
100 эв), медленные (0,1 ÷ 1000 эв), промежуточные (1 ÷ 500Кэв), быстрые
(0,5 ÷ 10 Мэв) и очень быстрые (более 10 Мэв).
В силу электронейтральности, нейтроны в веществе взаимодействуют
только с ядрами атомов. С электронами атомов нейтроны практически не
взаимодействуют потому, что масса нейтрона на три порядка больше массы
электрона.
Гамма-излучение.
γ-излучение
-
самопроизвольный
процесс
перехода
ядра
из
возбужденного состояния в основное, или менее возбужденное, сопровождающееся испусканием кванта коротковолнового электромагнитного излучения. α – и β-распады сопровождаются испусканием γ-квантов. Кинетическая
энергия α – и β-частиц очень велика (Мэв), а энергетические уровни в ядре –
квантованы (т.е. имеют строго определенные значения) и маловероятно,
чтобы ядро пришло в стабильное состояние после испускания элементарной
частицы. Поэтому при α – и β-распадах, для того чтобы ядро пришло в
стабильное энергетическое состояние, распады сопровождаются испусканием γ-квантов. Энергия γ-квантов определяется разностью энергий между
уровнем энергии после испускания частицы и стабильным энергетическим
уровнем ядра. Следовательно, энергетический спектр гамма-излучения для
каждого изотопа строго индивидуален (характерен) и имеет строго определенные энергии.
Для естественных радиоактивных элементов после α –
распада обычно испускаются γ-кванты с энергией не выше 0,5 Мэв, после βраспада, энергия γ-кванта может быть больше и достигает 2 ÷ 2,5 Мэв.
Нет принципиальной разницы между квантами видимого света (оптических)
и γ-квантами – это кванты электромагнитного излучения. Различие между
ними только в частоте излучения, т.е. в энергии. Можно условно подразделить кванты по энергии на следующие типы: оптические ( до 1 эв), ультрафиолет ( до 1 Кэв), рентгеновские ( до 100 Кэв) и гамма-кванты (свыше 100
Кэв). Источником оптических квантов являются процессы, происходящие в
валентных электронах атома, ульрафиолетового излучения – процессы, прои26
сходящие на электронных уровнях, следующими за валентными.
Происхождение рентгеновского излучения обусловлено процессами,
происходящими на наиболее близко расположенных к ядру атома внутренних электронных оболочках. Энергия этих трех излучений (оптического,
ультрафиолетового и рентгеновского) определяется энергией связи электронов с ядром атома, т.е. потенциалом ионизации данной электронной оболочки. Источником γ-квантов являются процессы, происходящие в самом ядре.
Энергетические уровни электронных оболочек и ядра строго определены для каждого атома (или кристаллической решетки вещества). Говорят,
что они характерны для каждого вещества. Следовательно, изучая энергетические спектры вышеперечисленных излучений, можно точно определить
тип вещества, а по интенсивности излучения можно перейти к количественным определениям этого вещества (определить концентрацию данного вещества). С этой целью в ядерной геофизике, помимо изучения гамма-излучения,
очень широко применяется исследование рентгеновского (характеристического) излучения.
2. Взаимодействие радиоактивных излучений с окружающей средой
Взаимодействие заряженных частиц.
К заряженным частицам относятся α- и β – частицы. α-частица
представляет собой ядро гелия (4He2+), масса α-частицы составляет 4 а.е.м.(
по меркам микромира это огромная величина), заряд - +2.. Масса электрона
(позитрона) примерно в 7300 раз меньше массы α-частицы, а заряд βчастицы, равный по модулю заряду электрона, равен ±1. Энергия заряженной
частицы – кинетическая энергия, которая пропорциональна массе частицы и
квадрату скорости ее движения.
Будучи электрически заряженными, частицы взаимодействуют с кулоновскими полями ядра и электронов атома вещества. Необходимо отметить,
что ядро занимает ничтожно малый объем атома (примерно 10 -12 части объема атома), поэтому вероятность взаимодействия заряженной частицы с кулоновским полем ядра невелика. В результате взаимодействия частицы вызыва27
ют ионизацию окружающей среды, т.е. образование положительных ионов и
свободных электронов вследствие вырывания электронов из внешних оболочек атомов. При ионизации вещества происходит потеря части энергии (скорости) заряженной частицы в каждом акте взаимодействия. После некоторого
числа взаимодействий энергия (скорость) заряженной частицы уменьшается
практически до нуля и происходит ее нейтрализация путем присоединения
электронов для α-частицы или присоединения электрона к иону для β-частицы. Таким образом, при каждом акте взаимодействия происходит замедление
частицы, т.е. частица имеет отрицательное ускорение. Известно, что при движении заряженной частицы с ускорением, частица начинает излучать энергию, что приводит к потере энергии частицы. Следовательно, при взаимодействии заряженной частицы с веществом имеют место быть ионизационные и
радиационные потери энергии.
Радиационные
потери
пропорциональны
квадрату
ускорения.
Учитывая, что ускорение a = F/M, где F – сила, действующая на частицу
массой М, получим, что радиационные потери при рассеянии на кулоновском
центре пропорциональны
Z e 2
M 
2
(Ze – заряд центра). Отсюда
следует, что радиационные потери для α-частицы примерно в 108 раз меньше,
чем для β-частицы (т.к. масса α-частицы примерно в 104 раз больше массы
электрона). Для β-частицы радиационные потери пропорциональны EZ2, а
ионизационные – Z, поэтому отношение радиационных потерь энергии Eр к
ионизационным Еи оказывается пропорциональным EZ:
Eð
Åè

EZ
800
где энергия β-частицы дана в Мэв. Следовательно, для основных породообразующих элементов (Z = 8 ÷ 20) при значениях энергии β-частицы, характерных для естественных радиоактивных элементов 0.1 ÷ 2 Мэв, Еи / Ер > 10.
Таким образом, для заряженных частиц характерны ионизационные потери.
Количественными характеристиками потерь энергии частицы служит
28
величина удельных потерь энергии (dE/dx) (т.е. потери энергии на единицу
длины пути частицы) и пробег частицы L в веществе (полный путь частицы в
веществе).
Линейный пробег в воздухе α-частицы в области энергий 4 Мэв < Eα <
9 Мэв, характерной для естественных радиоактивных элементов, приближенно выражается:
R0  0.318E01.5
и составляет от 2.5 до 9 см. Зная пробег
α-частицы в воздухе, легко найти ее пробег в любом другом веществе. Например, пробег в алюминии RAL относительно пробега в воздухе RO можно
записать так:
R Al

AAl
 0 
R0  Al
A0
где: ρ – плотность; А – атомный вес. Атомный вес воздуха (28% кислорода и
72% азота) равен 14.4, плотность воздуха 0.0013 г/см3, для алюминия: плотность 2.7 г/см3, А равняется 27. Подставляя эти значения, получаем, что пробег α-частицы в алюминии равен десяткам микрон.
Т.к. масса α-частицы почти на 4 порядка больше массы электрона, то
направление движения α-частицы при соударении с электронами практически не меняется.
β-частицы, ввиду малой массы электрона,
при соударении сильно отклоняются от
первоначального
направления,
и
их
траектория представляет ломанную линию.
Поэтому полный максимальный пробег
частицы по прямой от начала до конца
(эффективный пробег Rm) гораздо меньше длины траектории по ломанной.
Величина массового эффективного пробега моноэнергетических электронов
(в г/см2) находят по формулам:
29
Величина Rm есть массовая толщина такого слоя вещества, необходимая для полного поглощения электронов данной энергии. Однако из-за сложного характера траекторий пробег большинства электронов в веществе гораздо меньше Rm. Для сравнения, пробег β-частицы в воздухе составляет, в
зависимости от энергии, от единиц до десятков метров.
Удельная потеря энергии оценивается следующим выражением:
dE N e q 2

 2
dx
v
Ne 
AZ
M
где: Ne – концентрация электронов в веществе; q – заряд частицы; v –
скорость движения частицы; A – число Авогадро; δ – плотность вещества; М
– атомная масса; Z – заряд ядра.
Ионизирующее действие Ф α-частицы увеличивается по мере приближения их к концу пробега R, т.е. с
уменьшением
скорости.
мость ионизации,
Зависи-
вызываемая α-
частицей, зависит от длины пробега
R0:
Ô  6.25 10 4  ( R0  R)1.5
где Ф – число пар ионов, образованных на пути между рассматриваемой
точкой и концом пробега.
Удельная ионизирующая способность β-частицы примерно на порядок
ниже, чем у α-частицы.
30
Взаимодействие γ-излучения с веществом.
Распространяясь в веществе, γ-кванты взаимодействуют с электронами
ядрами атомов, а также с кулоновским полем, окружающим электроны и ядра
атомов. Имеется возможность осуществления более десятка элементарных
процессов взаимодействия γ-излучения с веществом, завершающееся
рассеянием или поглощением γ-квантов. Вероятность протекания каждого из
этих процессов зависит от энергии γ-кванта, атомного номера Z элемента
вещества.
В ядерной геофизике используется γ-излучение с максимальной энергией до 3 Мэв. Для такого γ-излучения характерно взаимодействие с электронами атомов. Наиболее вероятны: фотоэлектрическое поглощение (фотоэффект) на электронах внутренних оболочек атома; поглощение γ-кванта в
процессе образования пары электрон – позитрон в кулоновском поле электронов и ядра (рождение электрон - позитрона РЭП); неупругое рассеяние γкванта на электронах (эффект Комптона); упругое рассеяние γ-кванта на
электронах (эффект Томсона).
I. Рассеяние γ-квантов свободными электронами
Считать электроны свободными, т.е. пренебречь связью электронов в
атоме, можно лишь для энергий фотонов, значительно превышающей энергию связи электрона εе. Энергия связи валентных электронов – величина
порядка единиц электрон-вольта (эВ), для электронов внутренних оболочек
это значение возрастает, достигая максимума для электронов К-оболочки - от
единиц до десятков Кэв (в зависимости от Z – заряда ядра).
При томсоновском рассеянии энергия гамма-кванта до взаимодействия
(Еγ) равняется энергии гамма-кванта после
взаимодействия (Еγ’), т.е. процесс идет без
потери энергии γ-кванта (Еγ = Еγ’).
Томсоновское рассеяние преобладает
при Еγ << mec2 (mec2 = 511 Кэв, me – масса
электрона, с – скорость света), когда энергия
γ-кванта
сопоставима
с
энергией
связи
31
электрона
εе.
Дифференциальное
сечение
рассеяния
характеризует
вероятность рассеяния γ-квантов под данным углом θ на одном электроне.
Дифференциальное, по телесному углу, сечение томсоновского рассеяния
описывается:
d e T

 r0 2 
  1  cos 2 

d  2 



где r0 – классический радиус электрона r0=e2/mc2 = 2.8*10-13 см
Интегральное сечение (вероятность) томсоновского рассеяния на электроне:
eσT
= (8/3)πr02 = 0.66*10-28 м2/электрон
Комптоновское рассеяние соответствует случаю неупругого рассеяния
γ-кванта на свободном электроне, когда в результате взаимодествия рассеянный γ-квант имеет меньшую энергию, чем первичный (Еγ > Eγ’). Возникает в
тех случаях, когда энергия γ-квантов значительно превосходит энергию связи
электрона в атоме (Еγ > εе), в области энергий 0.05 < Еγ < 10 Мэв комптонэффект является преобладающим видом взаимодействия γ-квантов с веществом. Разность энергий Еγ - Eγ’ уносится электроном, который получает кинетическую энергию Pe.
E ' 
E
1
E
mc
2
 1  cos 
Из этого выражения следует, что максимальная энергия гамма-кванта, после
рассеяния на электроне, при θ = 0, а минимальная – при θ = 1800.
Микросечение комптоновского рассеяния σk при малых энергиях растет, а затем медленно уменьшается с
увеличением энергии γ-квантов. Для
легких элементов (Z < 20), кроме водорода, макроскопическое сечение μк
комптоновского рассеяния не зави32
сит от Z и пропорционально плотности вещества δ. Действительно, число
атомов в 1 см3 вещества N = δ*A/M (А – число Авогадро, М – атомная масса
вещества), следовательно μk =N*σk = AδZσk/M. Учитывая, что для легких
элементов Z/M ≈ 0.5, получаем μk = Aδσk/2.
II. Поглощение γ-квантов электронами атомов
Фотоэффект. Фотоэффектом называется такой процесс взаимодействия γ-кванта с электроном, при котором электрону передается вся энергия γкванта. При этом электрон выбрасывается за пределы атома с кинетической
энергией Ее = Еγ – Ii где Еγ – энергия γ-кванта; Ii – потенциал ионизации iоболочки атома. Освободившийся в результате фотоэффекта место на
электронной оболочке заполняется электронами с вышерасположенных
орбит. Этот процесс сопровождается испусканием характеристического
рентгеновского излучения, либо испусканием электронов Оже.
Чем
меньше
энергия
связи электрона с атомом, по
сравнению с энергией γ-кванта,
тем
менее
вероятен
фотоэффект.
Это
обстоятельство определяет все
основные
свойства
фотоэффекта: ход сечения в
зависимости
от
энергии
γ-
кванта; соотношение вероятности (сечения) фотоэффекта на разных
электронных оболочках атома; зависимость сечения от Z вещества.
Вероятность фотоэффекта тем больше, чем меньше разность энергий
потенциала ионизации i-оболочки и энергией γ-кванта. Для γ-кванта с энергией, значительно превышающей энергию связи электрона с атомом,
электрон оказывается свободным и фотоэффект становится маловероятным,
более вероятно комптоновское рассеяние. По мере убывания Еγ сечение
фотоэффекта возрастает. Рост σф продолжается до тех пор, пока Еγ не станет
равной потенциалу ионизации IK (энергии связи) К-оболочки. Начиная с Еγ >
33
IK, фотоэффект на К-оболочке становится невозможным и сечение
фотоэффекта определяется только взаимодействием γ-квантов с электронами
L-оболочки, далее М-оболочки и т.д. Но электроны этих оболочек связаны с
атомом слабее, чем электроны К-оболочки. Поэтому при равных Еγ
вероятность фотоэффекта электрона с L-оболочки (а тем более с Моболочки) существенно меньше, чем с К-оболочки. В связи с этим на кривой
сечений фотоэффекта наблюдается резкий скачок при переходе с К-оболочки
на L-оболочку.
Для одного и того же вещества для К-оболочки ход сечения фотоэффекта приблизительно оценивается:
при Еγ > IK σф ≈ 1/ Еγ3.5;
при Еγ >> IK σф ≈ 1/ Еγ.
Вероятность (сечение) фотоэффекта очень резко зависит от вещества
(заряда Z атома), на котором происходит фотоэффект: σф ≈ Z5. Это объясняется различной энергией связи электрона в различных веществах. В легких
элементах , при Z < 25, электроны связаны кулоновскими силами относительно слабее, чем в элементах с Z > 50 (тяжелые элементы).
Образование (рождение) электронно-позитронных пар (РЭП). Процесс
образования пар состоит в том, что вся энергия кванта в кулоновском поле
ядра или электрона передается образующей паре электрон-позитрон. Энергия
покоя пары равна 2mеc2 = 1022 Кэв, которая совпадает с пороговой энергией
γ-кванта, при которой начинается РЭП в поле ядра. При образовании пары в
кулоновском поле электрона пороговая энергия γ-кванта повышается до
4mеc2 = 2044 Кэв. Учитывая, что в ядерной геофизике используются γ-кванты
с энергией до 3 Мэв, роль РЭП при поглощении γ-квантов пренебрежимо
мала.
Поглощение γ-кванта в процессе РЭП сопровождается вторичным процессом. Возникший при поглощении γ-кванта позитрон замедляется и, соединяясь с одним из электронов среды, аннигилирует. При этом образуются два
аннигиляционных γ-кванта с энергией 511 Кэв каждый, разлетающиеся в
противоположные стороны.
34
Характеристическое излучение элементов.
В результате фотоэффекта электрон выбрасывается за пределы атома,
т.е. происходит ионизация атома. Поскольку электроны, окружающее
атомное ядро, находятся на определенных энергетических уровнях (K, L, M и
т.д.), при удалении одного из электронов, образуется вакансия и атом
оказывается в возбужденном состоянии. Всякое возбужденное состояние
энергетически неустойчиво и через очень короткий промежуток времени (от
10-16 до 10-7 сек) происходит заполнение образовавшейся вакансии
электроном с более удаленного уровня, понижая возбуждение. Разность
энергий,
между уровнями с
которого электрон перешел на
другой,
высвобождается
испусканием фотона характеристического излучения. Так как
энергетические уровни электронных
оболочек
для
каждого
вещества имеют строго фиксированные значения, то и энергия
излучения фотона для каждого
элемента
строго
фиксирована
(характерна).
Согласно
квантовой
теории,
электроны в атоме располагаются на стационарных орбитах, заполнение
которых идет с орбиты с минимальным уровнем энергии. Для характеристик
этих энергетических уровней служат так называемые квантовые числа: n –
главное квантовое число, равное 1, 2 …. 0;
l – орбитальный момент, l = n-1, n-2 … 0; mL – магнитный момент, mL = ±
│l│, = ±│l-1│ ...0; s – спиновое число, равно ±1/2.
Характеристическое излучение, испускаемое атомами, имеет линейчатый дискретный спектр, который состоит из нескольких групп или серий
линий (K-, L-, M-серии и т.д.). Наиболее высокоэнергетичной (до нескольких
35
десятков Кэв) является К-серия, далее, в порядке уменьшения, следуют Lсерия (до 10 Кэв), M-серия (до 1 Кэв) и т.д.
Излучение К-серии возникает при переходе электрона с более удаленного уровня на К-уровень, при этом энергия испускаемого кванта равна разности энергий уровня, из которого вышел электрон и К-уровня. В том случае,
когда появляется вакансия на L-уровне, возникают линии спектра L-серии.
При этом неважно, удален ли электрон с L-уровня вследствие внешних причин (фотоэффекта) или в результате перехода электрона с L-уровня на К-уровень. Если атомы данного элемента испускают линии К-серии, то при наличии возможности, в спектре всегда будут присутствовать линии L-серии.
Спектры характеристического излучения данной серии для различных
элементов одинаковы по структуре, то есть по числу и взаимному расположению линий, и отличаются друг от друга только энергией. Наименьшее число
линий имеет К-серия (α1, α2, β1, β2), причем Eβ2 > Eβ1 > Еα1 > Eα2 . В связи с
тем, что вероятность переходов электронов с уровня на уровень разная, при
возбуждении большого количества фотонов всех линий К-серии, интенсивность их будет различной. Соотношение интенсивностей К-серии для одного
и того же вещества такова: Кα1 : Kα2 : Kβ1 : Kβ2 ≡ 100 : 50 : 25 : 5. Аналогичные условия выполняются и для L-серии: Lα1-2 : Lβ1-4 : Lγ ≡ 100 : 80 : 9.
При заполнении вакансии электроном с более высокого уровня не всегда возникает фотон характеристического излучения. В некоторых случаях
избыток энергии атома может уноситься не фотоном, а электроном (эффект
Оже). Такой переход между двумя состояниями атома называется безрадиационным и его можно рассматривать как внутриатомное поглощение характеристического излучения. Если с К-уровня удален электрон, то возникающий фотон характеристического излучения обладает энергией, достаточной
для возбуждения L-уровня. В результате такого внутриатомного фотоэффекта фотон К-серии поглощается и атом испускает L-электрон (оже-электрон).
L-уровень оказывается в состоянии двойной ионизации и атом переходит в
нормальное состояние путем излучения фотона L-серии или безрадиационным путем, с испусканием еще одного электрона с более удаленного уровня.
36
Эффект Оже конкурирует с процессом образования фотонов характеристического излучения и приводит к снижению выхода характеристического
излучения (Х.И.). Отношение числа атомов, испустивших Х.И. (Nqx) к общему числу атомов, возбужденных на q-уровень (Nq) определяет коэффициент
выхода Х.И. для q-уровня: Wq = Nqx / Nq. Приблизительное значение этого
коэффициента можно найти по эмпирической формуле:
Wq  Z
4
Z 4  aq
где aq для К-серии равно aK = 1.06*106, для L-серии aL = 108. Таким образом
эффект Оже более существенен для легких элементов (Z < 20), и для L-уровня коэффициенты выхода Х.И. в несколько раз меньше, чем для К-уровня.
Полное сечение взаимодействия γ-излучения с веществом.
Элементарные процессы взаимодействия γ-квантов с веществом не
зависят друг от друга, поэтому полное сечение взаимодействия равно сумме
трех сечений: μ = σк + σт + σф, где индексы к, т, ф относятся, соответственно,
к комптоновскому и томсоновскому рассеяниям и фотоэффекту. μ называют
коэффициентом ослабления γ-излучения. Его
размерность равна обратной длине (см-1).
Для плоскопараллельного пучка γ-квантов,
испытывающих однократное взаимодействие,
справедливо выражение N=N0exp(-μx), где N0 –
кол-во γ-квантов до взаимодействия, N – после
взаимодействия,
μ
–
коэффициент
ослабления,
характеризующий
поглощающие свойства среды, х – толщина поглотителя. Значение μ
возможно рассчитать через параметры среды:
 ô  ê Z 
 ,
  N A 

A 
 À
где ρ – плотность, NA – число Авогадро, А – атомный вес среды, Z – порядковый номер элемента в таблице Менделеева, σф – сечение фотоэффекта и σк –
37
сечение комптоновского рассеяния. Так как μ пропорционально плотности,
иногда удобнее рассматривать массовый коэффициент ослабления к, равный
k = μ / ρ. Для сложной среды массовый коэффициент ослабления γ-излучения
равен:
n
k   pi ki
i 1
где i – количество компонент (элементов) среды, pi – весовая доля каждой
компоненты, ki – коэффициент ослабления i-компоненты.
Выше было показано ослабление γизлучения
в
случае
однократного
взаимодействия. В реальных средах
такое допущение очень грубое, поэтому
расчет ослабления потока γ-квантов
ведется по функции Кинга. Функция
Кинга табулирована и представлена в
справочниках.
Взаимодействие нейтронов с веществом.
Не обладая электрическим зарядом, нейтроны не испытывают действия
зарядов электронов и ядер, поэтому характеризуются большой проникающей
способностью. Взаимодействуют, в основном с ядрами атомов. В ядерной
геофизике используются, в подавляющем большинстве, тепловые и
надтепловые нейтроны с энергией до 100 эв. Для таких нейтронов
характерны реакции: поглощения (радиационный захват нейтронов) и
рассеяния (упругое и неупругое).
Упругое рассеяние аналогично столкновению двух идеально упругих
шаров: сумма энергий до и после рассеяния остается постоянной. Сечение
упругого рассеяния σр для большинства ядер в области энергий до 100 эв
остается постоянной. Исключением является водород, имеющий наибольшее
σр среди основных породообразующих элементов.
38
n
- нейтрон до взаимодействия; M – ядро-
мишень до взаимодействия; n’- положение
нейтрона
после
взаимодействия;
M’-
положение ядра-мишени после взаимодействия; Ψ – угол рассеяния нейтрона. Часть
энергии нейтрона при соударении расходуется
на создание импульса отдачи ядра-мишени.
Потеря энергии нейтрона при упругом рассеянии зависит от массы
ядра-мишени М и угла рассеяния нейтрона. Энергия нейтрона до Е 0 и после
соударения Е с покоящимся ядром:
E  E0
M 2  2M cos  1
M  12
Минимальное значение энергии при лобовом соударении (ψ = π) равно:

Emin  E0 M  1
2

 E0  Emax  E0  Emin  1   E0
M 1
2
M

1

где   
M 1
Отсюда следует, что наибольшая потеря энергии нейтрона наблюдается при
соударении с ядром-мишенью с М=1, т.е. с ядром водорода. При лобовом
соударении с водородом возможна полная потеря энергии нейтрона. Для
сравнения: потеря энергии нейтрона при соударении с ядром кислорода
составляет 11%; при соударении с ядром кремния – 6%. Благодаря высокому
сечению рассеяния и большой потере энергии нейтрона, водород является
аномальным замедлителем нейтронов.
В теории чаще употребляется среднелогарифмическая потеря энергии
на одно соударение, так называемый параметр замедления
  ln E0  ln E  1 

ln 
1
Неупругое рассеяние нейтронов. При этом взаимодействии кинетическая энергия нейтрона расходуется не только на создание отдачи ядра-мишени, но и на повышение его внутренней энергии, т.е. на возбуждение ядра.
39
Энергия возбуждения в последующем высвобождается в виде γ-кванта.
Спектр излучения γ-квантов для каждого элемента характерен, т.е. строго
определен по энергиям γ-квантов. Неупругое рассеяние – поровая реакция,
энергия порога Епор уменьшается с ростом массы ядра - от нескольких тысяч
Кэв для легких ядер до 100 Кэв для тяжелых. Поэтому неупругое рассеяние
происходит только с быстрыми нейтронами и преимущественно на тяжелых
ядрах. Сечение неупругого рассеяния становится больше 0 при достижении
нейтроном энергии выше Епор, при энергии 10-15 Мэв достигает максимального значения.
Поглощение нейтронов. Для ядерной геофизики, из всех реакций поглощения нейтрона веществом, наиболее важны: реакция радиационного
захвата нейтрона ядром (n, γ); а также реакция (n, α) на изотопах 10B и 6Li.
Эти реакции идут при любых энергиях нейтронов, но максимум сечения
приходится на область низких энергий. Сечение реакции захвата в тепловой
области убывает обратно пропорционально энергии нейтрона, для тяжелых элементов (Z > 45) в области
промежуточных энергий существуют
интервалы резкого роста сечения поглощения – резонансные интервалы.
Остальные реакции поглощения, т.е.
реакции типа (n, p) и (n, α) для большинства элементов, являются реакциями
пороговыми и начинаются при энергии нейтронов более 2 – 5 Мэв. В результате поглощения нейтрона ядром, образуются изотопы, отличные от ядрамишени, большинство из них являются радиоактивными. Спектр γ-излучения
радиационного захвата нейтронов, т.е. число квантов, образующихся по
реакции (n, γ) при поглощении 100 нейтронов, различен для разных элементов. Это различие может быть использовано для определения элементного
состава породы. Необходимо отметить, что энергия γ-квантов, образующихся
в результате радиационного захвата нейтронов, достаточно большая – до 8
Мэв, что облегчает регистрацию их в полевых и скважинных условиях.
40
Полное сечение и пробеги нейтронов в веществе. Нейтроны, испускаемые источником и попавшие в горную породу, относительно быстро (за 10 -4
÷ 10-5 сек) замедляются в результате упругих и, частично, неупругих соударений. Большая часть нейтронов избегает поглощения в области высоких
энергий, и захватывается ядрами по реакции радиационного захвата (n, γ),
уже имея очень малую энергию (0.025эв). Распределение нейтронов в среде
определяется нейтронными свойствами среды, главным образом массой ядер
и сечением различных процессов. Полное сечение равно сумме сечений элементарных процессов: σt = σрз + σур + σнр ≈ σрз + σур, где индексы означают: t –
суммарное сечение, ур – упругое рассеяние, нур – неупругое рассеяние, рз –
радиационный захват. С целью уменьшения числа величин, характеризующих распределение нейтронов, вводится относительно небольшое число
параметров, называемых нейтронными параметрами среды.
Макроскопическое сечение ∑ равно произведению микроскопического
сечения процесса σ на плотность ядер (атомов) среды ma : ∑ = σma = σρNA /
A, где NA –число Авогадро, ρ –плотность среды, А – атомный вес.
Замедляющая способность среды, равная произведению макроскопического сечения рассеяния ∑Р на параметр замедления ξ. Чем больше замедляющая способность среды ξ∑Р, тем быстрее происходит замедление нейтронов.
Длина замедления нейтронов
2
Lç  r
6
, где r2 – среднее значение
квадрата расстояния между источником быстрых нейтронов и точкой замедления до тепловой энергии.
Среднее время жизни тепловых нейтронов в среде τ = λз/v =1/v∑з , где
∑з – макросечение поглощения тепловых нейтронов, λз =1/∑з – путь нейтрона
от точки замедления до точки поглощения (Lрз = 1/∑з), v – кинетическая скорость теплового нейтрона, равная 2200 м/с .
Полный пробег нейтрона в среде будет рассчитываться по формуле:
1  1  1
.
L
Lç
L ðç
41
Радиометрическая аппаратура
Для обнаружения и измерения интенсивности ядерных излучений
применяются приборы, называемые радиометрами. Радиометры состоят из:
индикаторов (детекторов) излучения, блока регистрации излучения, а
также источников, фильтров и других специфических устройств методов
ядерной геофизики.
Детекторы излучений
Детектор ионизирующих излучений – это устройство, преобразующее
энергию излучения в другие виды энергии, удобные для регистрации, чаще
всего в электрическую энергию.
Детекторы, применяемые в радиометрах, различают:
1. По принципу действия, т.е. по эффекту, используемому для преобразования энергии излучения. Подразделяются на ионизационные и сцинтилляционные: ионизационные детекторы основаны на ионизирующей способности излучения; сцинтилляционные – на преобразовании фотоэлектрическим умножителем световых вспышек (сцинтилляций), возникающих в люминофорах от воздействия излучения, в электрические сигналы.
2. По состоянию среды, в которой происходит эффект от действия излучения. По этому признаку сцинтилляционные детекторы относятся к твердотельным (хотя в геохронологии используются и жидкие сцинтилляторы). По состоянию среды ионизационные детекторы подразделяются на
газовые (счетчики Гейгера-Мюллера, пропорциональные счетчики и др.),
жидкостные (некоторые типы ионизационных камер) и твердотельные
(полупроводниковые детекторы).
3. По возможности регистрировать энергетическое распределение излучения детекторы подразделяются на интегральные и спектрометрические.
Для спектрометрических детекторов характерно прямо пропорциональная
зависимость выходного сигнала от энергии регистрируемого излучения.
Для интегральных детекторов, вне зависимости от энергии излучения,
выходной сигнал остается постоянным. Примером интегрального детек42
тора может служить газоразрядный счетчик Гейгера-Мюллера, у которого
выходной сигнал не зависит от энергии регистрируемого излучения.
Спектрометрические детекторы: сцинтилляционные, полупроводниковые,
пропорциональные.
Основными характеристиками детекторов являются: эффективность
регистрации, чувствительность, счетная характеристика, уровень собственного фонового излучения, разрешающее время и энергетическое разрешение.
Счетная характеристика детектора – это зависимость частоты зарегистрированных импульсов детектора от напряжения, подаваемого на детектор. Характеризуется следующими
параметрами: протяженностью плато и его наклоном. Плато счетной
характеристики
–
это
интервал
напряжений, в пределах которого
частота импульсов от излучения
постоянной интенсивности, изменяется незначительно. Счетная характеристика
детектора
выражается
следующими характеристиками: напряжение начала счета V0; напряжение
начала плато V1; напряжение окончания плато V2; протяженностью плато V2
– V1; рабочее напряжение счетчика VР, выбираемое посередине плато.
Наклон плато выражается в процентах изменения счета в интервале
напряжений 100 вольт относительно счета при рабочем напряжении.
Эффективность регистрации - это отношение количества зарегистрированных сигналов к количеству частиц (-квантов), падающих на детектор:
 = J/S
где: J - частота зарегистрированных импульсов от излучения;  - плотность
потока частиц (-квантов), падающих на детектор, S – площадь чувствительной поверхности детектора.
Чувствительность детектора – это отношение количества зарегистри43
рованных сигналов к плотности потока частиц (-квантов):
 = J/
Чувствительность детектора связана с его эффективностью соотношением:
=S
Разрешающее время детектора  - это минимальный интервал времени
между двумя раздельно зарегистрированными импульсами. Иногда вместо
значения  приводится величина Nmax – максимальная частота или предельная загрузка детектора:
Nmax = 1/
Энергетическое разрешение спектрометрического детектора А. Под
энергетическим разрешением детектора понимают способность детектора
раздельно регистрировать близкие по энергетическому спектру
линии.
Разрешение
определяют
по
детектора
аппаратурному
спектру на выходе детектору. Численно энергетическое разрешение, выраженное в процентах,
характеризуют
отношением
ширины пика от моноэнергетического источника на половине высоты к
энергии источника:
A = (E/E0)*100%
Энергетическое разрешение детектора, в паспортных данных, приводится
для энергии -квантов Е0 = 1 Мэв. Энергетическое разрешение уменьшается
с ростом энергии излучения как (E)-0.5.
Газонаполненные индикаторы излучения. Применение газонаполненных индикаторов излучения основано на измерении электрического заряда (тока), образующегося в газе при ионизации заряженной частицей. Незаряженные
частицы регистрируются
благодаря
вторичным
заряженным
частицам,
образующимся в различных реакциях: поглощения -квантов с образованием
44
электронов и поглощения нейтронов в реакциях (n,а) и (n,р).
Газонаполненные индикаторы представляют собой наполненные газом
баллоны с двумя электродами. В качестве одного из них обычно выступает
сам металлический (или металлизированный стеклянный) баллон. Для
собирания электронов
электрическое
и ионов из газа на электроды межу ними подается
напряжение.
При отсутствии ионизирующих излучении газ
является изолятором. При прохождении заряженной частицы
происходит
ионизация молекул газа, он становится проводником, и в цепи
индикатора появляется ток.
Режим работы газонаполненного индикатора 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, взаимодействующего с детектором.
График разбит на 6 интервалов напряжений, описание каждого
интервала приводится ниже.
I. При очень малом напряжении
V скорость ионов и электронов мала:
значительная их часть успевает рекомбинироваться, т. е. воссоединиться в
нейтральные молекулы, не доходя до
электродов.
II. С увеличением V скорость
ионов растет, потери на рекомбинацию
уменьшаются. Ионизационный ток в
этой области, почти не зависящий от
изменения U, называется
током
насыщения. Он равен общему заряду
электронов и ионов, образующихся в единицу времени. Индикаторы, работающие в области насыщения, называются ионизационными камерами.
45
III. Рост тока с увеличением напряжения в области пропорциональности связан с увеличением напряженности поля до таких величин, при которых электроны между двумя соударениями с молекулами успевают набрать
энергию, достаточную для их ионизации, — происходит вторичная ионизация. Вторичные электроны вместе с первичными в следующих столкновениях ионизируют другие молекулы и т. д. - возникает лавинообразное размножение зарядов. Это явление, называемое газовым усилением, характеризуется коэффициентом газового усиления К, равным отношению заряда, собираемого на электродах, к первичному заряду. В интервале пропорциональности
коэффициент газового усиления К = 103 ÷ 104 и не зависит от первичного заряда, поэтому общий заряд от одной заряженной ядерной частицы пропорционален первичному заряду. Индикатор, работающий в области пропорциональности, называется пропорциональным счетчиком. Поскольку первичный заряд пропорционален энергии регистрируемой частицы, то и импульс
тока на выходе пропорционального счетчика оказывается пропорциональным
этой энергии. Поэтому такой счетчик позволяет проводить спектрометрию.
IV. В этой области пропорциональность между импульсом тока и первичным зарядом (с энергией частицы) нарушается: чем больше первичный
заряд, тем меньше величина К.
V. Ток вовсе не зависит 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 индикатора зависит лишь от напряжения на нем, но не зависит от первичного
заряда, называют областью Гейгера - Мюллера, а индикатор, работающий в
таком режиме, - счетчиком Гейгера - Мюллера.
VI. При дальнейшем увеличении напряжения наблюдается пробой газа
- самостоятельный газовый разряд, возникающий даже без наличия излучения, благодаря вырыванию мощным электрическим полем электронов из
материала электродов.
Ионизационные камеры в ядерной геологии и геофизике используют в
основном для регистрации α-частиц. Распространены цилиндрические камеры
46
с размерами, близкими к длине пробега α -частицы в газе (~10 см при нормальном давлении). Типичная конструкция цилиндрической камеры состоит из
корпуса (полого герметичного цилиндра), служащего одновременно катодом,
и металлического стержня (собирающего электрода), электрически изолированного от цилиндра. С помощью ионизационных камер можно определять
средний ток от действия большого числа частиц (интегральная ионизационная
камера), или же раздельно регистрировать токовые импульсы от каждой частицы, прошедшей через камеру (импульсная).
Эффективность камер равна
приблизительно 100%.
Счетчики Гейгера - Мюллера обладают высоким газовым усилением
(более 106) и обеспечивают высокую амплитуду выходного импульса (единицы вольт). Конструктивно счетчик Гейгера - Мюллера исполняется либо в
виде металлического цилиндра (катод) с очень тонким анодом по оси цилиндра, либо металлический катод, напыленный на стеклянный баллон и тонкая металлическая нить (анод) в центре стеклянной колбы.
В небольшом объеме вокруг нити анода, называемом критическим, напряжённость поля становится достаточной для лавинообразной вторичной
ионизации. Выбирая анод достаточно тонким, можно создать критическую
область и большое газовое усиление при умеренном U (200 ÷ 1000 В). За
время сбора электронов на аноде (10-7 с) тяжелые положительные ионы успевают уйти в направлении катода на очень малое расстояние. Чехол положительных зарядов вокруг анода ослабляет напряженность поля вблизи последнего. Если в это время пролетит новая заряженная частица, в критическом
объеме не будет происходить газового усиления зарядов и эта частица не
будет зарегистрирована счетчиком. Время (τ ≈ 10-4 с), в течение которого
невозможно газовое усиление, называется мертвым временем счетчика.
Через время, несколько большее τ, все ионы достигают катода и счетчик
полностью
восстанавливает свои свойства. Однако, при нейтрализации
ионов на катоде, образуются возбужденные атомы и ультрафиолетовое
излучение, которое способно вырвать фотоэлектроны из металла катода и
начать новый, самопроизвольный, разряд в счетчике. Чтобы исключить эти
47
вторичные разряды, не связанные с попаданием в счетчик новой ядерной
частицы, чаще всего применяют систему самогашения счетчика. Для этого к
основному инертному газу (гелий, аргон и др.) добавляют небольшое количество (не более 1020 на весь счетчик) многоатомного газа (пары спиртов и т.
д.) или галогенов. Многоатомные газы и галогены хорошо поглощают ультрафиолетовое излучение. При столкновении с ионом основного газа счетчика молекула многоатомного газа легко отдает ему электрон и нейтрализует
его. В результате к катоду подходят уже ионы гасящего вещества, которые,
вырывая электрон из катода, также возбуждаются, но возбуждение в них за
редким исключением снимается не путем высвечивания фотонов, а в результате диссоциации молекулы на составные атомы. Поскольку в каждом разряде счетчика диссоциирует приблизительно 1010 молекул, то счетчики с
многоатомными гасящими веществами недолговечны и могут регистрировать
не более 1010 разрядов.
Протяженность плато счетчиков Гейгера - Мюллера достигает нескольких сот 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 счетчиках Гейгера — Мюллера простые и надежные радиометры. Единственным недостатком счетчиков Гейгера - Мюллера является их малая эффективность к γ-квантам. Поглощение γ -квантов происходит в основном в
корпусе счетчика (катоде), в результате чего образуются быстрые электроны (фотоэффект и комптон-эффект) или пара электрон — позитрон. Чтобы эти частицы могли попасть внутрь счетчика и зарегистрироваться, толщина стенки должна быть не более миллиметра. При такой малой толщине стенок вероятность поглощения в них γ -квантов (эффективность) оказывается не
более 1-2%. Вероятность регистрации α- и β-частиц, при условии их попадания в рабочий объем счетчика, практически равна 100%.
Импульсы на выходе пропорциональных счетчиков менее мощные, чем
у счетчиков Гейгера – Мюллера. Конструктивно пропорциональные счетчики
подобны счетчикам Гейгера - Мюллера, но отличаются меньшей напряженно48
стью поля в критической области. Преимущество этих счетчиков заключается
в пропорциональности импульса первичному заряду, что позволяет определять
тип частиц и их энергетический спектр, а недостаток - в малой амплитуде
импульса и ее зависимости от напряжения питания. Пропорциональные
счетчики широко применяются при регистрации спектра характеристического
излучения и низкоэнергетических γ –квантов (3 ÷ 15 Кэв), то есть там, где
невозможно применение сцинтилляционных детекторов. Эффективность
пропорционального счетчика также невелика – не более 3% и они требуют
более высокого стабилизированного напряжения питания – до 1200 В.
Сцинтилляционные счетчики. В сцинтилляционном счетчике регистрация заряженной частицы происходит за счет возбуждения атомов и молекул вдоль ее траектории. Возбужденные атомы, живущие короткое время,
переходят в основное состояние, испуская электромагнитное излучение. У
ряда прозрачных веществ (люминофоров) часть спектра этого излучения
приходится на световую область. Прохождение заряженной частицы через
такое вещество вызывает вспышку света. Для увеличения выхода света и
уменьшения его поглощения в люминофор добавляют активаторы. Вид
активатора указывают в скобках после обозначения люминофора. Так,
например, кристалл NaI, активированный таллием, обозначают NaI (T1).
Регистрация γ-квантов в сцинтилляционном счетчике происходит благодаря вторичным электронам и позитронам, образующимся при поглощении
γ-квантов люминофором. Поскольку люминофоры обладают хорошей оптической прозрачностью, обеспечивающей сбор света на фотокатод ФЭУ со
значительного объема люминофора, то для регистрации γ-квантов применяют люминофоры большой толщины. Это обеспечивает высокую эффективность регистрации γ-квантов сцинтилляционным счетчиком, на порядок и
более превышающую эффективность газонаполненных счетчиков.
Конструктивно сцинтилляционный детектор состоит из двух частей:
«кристалл», куда помещается люминофор, и фотоэлектронный умножитель
(ФЭУ). Назначение первого описывалось выше – преобразование энергии
частицы (кванта) в энергию фотона света. Назначение ФЭУ – преобразование
49
энергии фотона в электрический импульс.
Люминофоры. Важной характеристикой люминофоров является эффективность регистрации излучения, которая определяется плотностью ρ, эффективным атомным номером Zэф и его размерами.
Так, эффективность для параллельного пучка частиц равна
ε = 1- e
-μd
= 1- e
-μ ρd
m
где μ m - массовый коэффициент поглощения, который в случае фотоэффекта
определяется эффективным атомным номером Zэф. Эффективность также
растет с ростом плотности ρ и размера люминофора в направлении пучка d.
Для
большинства
люминофоров
эта
зависимость при регистрации β-частиц и γквантов линейна. Это наряду с линейностью
характеристика ФЭУ позволяет по амплитуде
импульса
на
выходе
регистрируемых
частиц,
судить
т.
об
е.
энергии
производить
спектральный анализ излучения.
В радиометрической аппаратуре, в основном, используются:
1. Для регистрации γ-квантов - кристаллы NaI (Tl). Их преимущество - высокая эффективность, обусловленная высокой плотностью и большим
эффективным атомным номером Zэфф, а также высокое энергетическое разрешение. Недостатком Nal(Tl) является их высокая гигроскопичность,
приводящая к помутнению кристаллов при попадании влаги. Поэтому
кристаллы
Nal
Конструктивно
(Tl)
упаковывают
сцинтилляторы
в
герметичные
выполняются
в
контейнеры.
герметичном
тонком
алюминиевом цилиндре, одна торцевая сторона цилиндра – прозрачное
стекло, которое присоединяется к фотокатоду ФЭУ.
2. Для регистрации α-частиц применяют ZnS (Ag);
3. Для регистрации тепловых нейтронов смесь борной кислоты с ZnS (Ag).
При поглощении нейтрона В10 образуются α-частицы, вызывающие сцин50
тилляцию в ZnS (Ag). Поскольку такая смесь мало прозрачна, сцинтиллятор обычно изготовляют в виде тонких слоев
с большой удельной
поверхностью.
Фотоэлектронные умножители состоят из фотокатода, умножающих электродов (динодов) и анода. Потенциал каждого последующего электрода на
некоторую величину (≈ 100 В)
превышает потенциал предыдущего, что обеспечивает ускорение электронов
между ними.
Фотоны, поступающие из сцинтиллятора на фотокатод, в
результате фотоэффекта на валентных электронах вещества фотокатода,
выбивают из последнего несколько десятков или сотен электронов. Электроны, фокусируясь и ускоряясь электрическим полем, бомбардируют первый динод. Тормозясь в диноде, каждый ускоренный электрон выбивает до 5
- 10 вторичных электронов. Такой процесс, повторяясь на каждом последующем диноде. Количество динодов в ФЭУ колеблется от 8 до 12, тем самым
обеспечивая коэффициент усиления 10 5 ÷ 10 8. Вторичные электроны собираются на аноде, в результате на выходе ФЭУ от каждого зарегистрирован ного кванта образуется ток от 0.03 до 30 миллиампер (в зависимости от
энергии γ–кванта).
Из-за термоэлектронной эмиссии фотокатода и первых динодов на
выходе даже полностью затемненного ФЭУ возникает темновой ток,
создающий небольшие фоновые импульсы, по энергии эквивалентные γ–
квантам до 5 – 10 Кэв (ток порядка единицы микроампер).
Недостатком ФЭУ является требование к стабилизации высоковольтного питания, т.к. ФЭУ имеет очень узкое и наклонное плато.
Энергетическое разрешение сцинтилляционного детектора, при регистрации γ-квантов энергии 1 Мэв, колеблется в интервале 8 – 15%, эффективность регистрации γ-квантов с энергии 1 Мэв достигает 30 - 40% для
сцинтилляторов диаметром цилиндра 40 мм и высотой 70мм (полевые и
51
рудные каротажные радиометры), и достигает 85 – 90 % для сцинтилляторов диаметром 300 мм (аэрогаммаспектрометры).
Особенности использования сцинтилляционных счетчиков для спектрометрии
γ-излучения. При попадании в сцинтилляционный детектор моноэнергетического γ-излучения, на выходе счетчика
возникает распределение импульсов,
называемое аппаратурной линией.
При
фотоэффекте
энергия
вторичного
электрона равна энергии γ-кванта Е0.
Пунктирной линией показано реальное
распределение импульсов на выходе ФЭУ
вследствие энергетического разрешения
детектора.
При комптоновском рассеянии вторичному электрону передается лишь часть энергии кванта. При комптон-эффекте, в зависимости от угла рассеяния γ-кванта,
энергия
вторичного
электрона
может
меняться в широких пределах.
При рождении электронно-позитронной пары (РЭП) кинетическая энергия
пары на 1,02 Мэв меньше, чем энергия γ-кванта. Появление дополнительных
линий Е0 - 0,51 Мэв и Е0 при РЭП обусловлено тем, что в ряде случаев один
или даже оба γ-кванта с энергией 0,51 Мэв, образующихся при аннигиляции
позитрона, поглощаются в сцинтилляторе в результате фотоэффекта, и
вспышка от этих фотоэлектронов сливается с вспышкой от первичной
пары электрон - позитрон. Необходимо помнить, что РЭП является
пороговой реакцией Е пор = 1.02 Мэв.
В результате реальный спектр от моноэнергетического γ-излучения
будет являться суммой всех трех составляющих.
Ниже приводится аппаратурный спектр изотопа
24
Na (E0 = 1,38 и 2,76
Мэв). Для линии 1,38 Мэв вклад эффекта образования пар ничтожен и
52
соответствующие пики почти незаметны; образуется лишь пик в 1,38 Мэв,
обусловленный фотоэффектом, а также менее четкий комптоновский пик с
энергией 1,17 Мэв. Для линии
2,76 МэВ наблюдаются три пика с
энергиями 1,74, 2,25 и 2,76 Мэв.
Пики с энергиями 1,74 и 2,25 Мэв
обязаны
эффекту
образования
пар (РЭП).
Пик 2,76 Мэв обусловлен
тремя
процессами:
фотоэффектом;
эффектом
образования
пар,
сопровождающемуся поглощением обоих γ-квантов аннигиляции; комптонэффектом, когда рассеянный γ-квант также поглощается люминофором в
результате фотоэффекта. Во всех трех процессах в световую энергию
превращается вся энергия γ-кванта. Поэтому этот пик называют пиком
полного поглощения. Форма пика полного поглощения близка к гауссовой
кривой.
Полупроводниковые детекторы (ППД). В твердых телах, как и в газах,
энергия заряженных частиц расходуется на ионизацию и возбуждение атомов,
причем пробег частиц в них в 103 раз меньше, чем в газе, а плотность ионизации соответственно выше. Поэтому возможно резкое уменьшение размеров
ионизационных камер при сохранении или даже увеличении их эффективности, если газ в камере заменить твердым наполнителем. Основной
проблемой при этом является выбор твердых тел с подходящей электропроводностью. Перспективным оказалось создание детекторов на
основе полупроводниковых материалов.
Для
использования
полупроводника в качестве детектора
ионизирующего излучения в нем создают
некоторую область, называемую p-n –
переходом и обладающую большим удельным сопротивлением. Пусть
53
имеются две пластинки полупроводника, одна с электронной, а другая —
с дырочной проводимостью, например, соответственно, n - германия и р германия. Если эти пластинки привести в тесное соприкосновение, то в
местах их соприкосновения начнется диффузия электронов из n германия и р - германий. Они нейтрализуют часть дырок в тонком
граничном
слое
р-германия.
Этот
слой
заряжается
отрицательно,
поскольку часть заряда неподвижных отрицательных ионов акцепторов в
р-германии остается некомпенсированной. Аналогично тонкий граничный
слой n - полупроводника заряжается положительно. В результате
создается переход, препятствующий дальнейшей диффузии носителей
заряда. Такой переход обладает свойствами диода. Если присоединить n
- полупроводник к катоду, а р –полупроводник - к аноду, то через переход
течет ток, а при обратной полярности толщина p – n слоя растет и система
не проводит тока. При подаче напряжения в запорном направлении
основное падение потенциала происходит в p – n слое, и он ведет себя
как конденсатор или ионизационная камера.
При прохождении ионизирующей частицы через запорны й слой в
нем происходит ионизация и образуются свободные носители заряда. Эти
заряды под действием поля дрейфуют к соответствующим электродам.
Так как практически все поле в счетчике сосредоточено в области p – n
перехода, время собирания зарядов равно времени, необходимому для
прохождения
только
этого
слоя. Поскольку толщина последнего
составляет лишь n*10 -2 – n*10 1 мм, то полупроводниковые счетчики
обладают
малым
разрешающим
временем
(10 -7
-
с).
10-9
Полупроводниковые счетчики обеспечивают относительно высокую амплитуду сигнала, достигающую 3 мВ на 1 Мэв энергии частицы. Амплитуда
импульса пропорциональна числу носителей заряда, образованных
частицей, а следовательно ее энергии, если весь ее пробег укладывается
в пределах р – n перехода. Поскольку наибольший пробег среди
заряженных частиц имеют электроны (примерно 1 мм/Мэв), то для
спектрометрии
электронов
и
γ-квантов
необходимы
детекторы
54
с
толщиной перехода не менее нескольких миллиметров. Увеличение толщины слоя для γ-квантов необходимо также для повышения эффективности
регистрации. Для регистрации и спектрометрии тяжелых частиц достаточна
толщина p – n перехода, равная приблизительно 10 мкм.
Поверхностно-барьерные детекторы обычно изготовляют на основе
пластинки n-полупроводника. Для создания электрического контакта на одну
из ее плоскостей наносится слой никеля. В атмосфере воздуха тонкий слой на
второй стороне пластинки окисляется и приобретает свойства р – полупроводника, возникает p – n переход. На эту поверхность для
электрического
контакта
с
р-
полупроводником напыляют тонкий слой золота. Толщина чувствительного
слоя в p – n переходе (несколько микрометров) достаточна для спектрометрии
тяжелых частиц. Слой золота на поверхности должен быть тонким, чтобы через
него свободно проходили регистрируемые ядерные частицы.
В детекторах p – i - n переходом большую толщину чувствительного слоя,
необходимую для регистрации β-частиц и γквантов, получают внедрением в один из торцов р
- полупроводника атомов лития, обладающего
высоким
коэффициентом
диффузии.
Этим
создают три слоя: в слое I, куда не проникли
атомы лития, сохраняется р - проводимость. Тонкий слой III с преобладанием
донора
(лития)
приобретает
свойства
n-полупроводника.
Наконец,
в
промежуточном слое II концентрации доноров и акцепторов равны. 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 достаточно для получения хорошего
энергетического разрешения и неплохой эффективности для γ-квантов: 0,7 и
0,2% для γ-квантов с энергией соответственно 0,66 и 1,33 Мэв.
Полупроводниковые детекторы отличаются экономичностью питания,
компактностью, нечувствительностью (в отличие от ФЭУ) к магнитному
55
полю, а также энергетическим разрешением в 20 - 30 раз лучшим, чем у
сцинтилляционных счетчиков. Однако их широкое применение ограничивается необходимостью их охлаждения жидким азотом (Т = 770 К). При
комнатной температуре собственный (темновой) ток детекторов столь
велик, что регистрация на его фоне импульсов от ядерных частиц
невозможна.
Радиометры
Для обнаружения и измерения интенсивности ядерных излучений
применяются приборы, называемые радиометрами. Радиометры
подразделяются:
1. Интегральные – измеряют суммарную интенсивность γ-излучения (или
потока частиц) вне зависимости от их энергии.
2. Спектрометрические – измеряют распределение γ-квантов (частиц) по
энергиям.
Интегральные радиометры. Полевые радиометры состоят из двух блоков: блока
детектирования и блока регистратора.
Источником питания полевых радиометров являются батареи (аккумуляторы), находящиеся в блоке регистратора. Чтобы предотвратить ухудшение
рабочих характеристик прибора из-за разряда батарей, все внутренние блоки
питаются от внутреннего стабилизированного источника питания. Например, в
полевом радиометре СРП-68, в блоке батарей расположены 9 элементов,
которые обеспечивают начальное напряжение 13.5 вольт. На выходе
стабилизированного источника питания – напряжение 5 вольт, что позволяет
работать радиометру при разряде батарей до 8 вольт.
56
Важным элементом радиометра, определяющим его характеристики,
является детектор. В настоящее время в полевых
радиометрах
наиболее
широко
используются
сцинтилляционные детекторы, гораздо реже – газонаполненные. Как для первых, так и для вторых, для
обеспечения их работоспособности необходимо на
питание детектора подавать высокое напряжение (300 
1000 В). В целях безопасности и надежности, в
полевых радиометрах высоковольтный блок питания
помещается в непосредственной близи от детектора – в
боке детектирования.
На выходе детектора (рис.1) наблюдается распределение импульсов различной амплитуды (-кванты
различной энергии). Импульсы с детектора поступают
на вход предварительного усилителя. Для передачи
импульсов без искажений первый каскад предусилителя имеет высокое входное
сопротивление и низкое выходное сопротивление. На выходе предусилителя (2)
– не искаженные импульсы, но уже большей амплитуды, которые поступают на
дискриминатор.
Назначение
дискриминатора
–
пропускать
импульсы,
амплитуда которых выше уровня дискриминации, и , соответственно, подавлять
импульсы ниже порога дискриминации (3). Уровень дискриминации должен
соответствовать импульсам -квантов с энергией  30 Кэв (эффективность
сцинтилляционных детекторов для -квантов с энергией ниже 30 Кэв практически равна 0). Формирователь предназначен для того, чтобы импульс после
дискриминатора, а они разной амплитуды и длительности, преобразовать в
импульс стандартной длительности, амплитуды и формы (4). Назначение
интенсиметра – преобразовать стохастическую (случайную) последовательность импульсов в постоянный ток, сила которого пропорциональна
частоте импульсов (т.е. количеству импульсов в единицу времени), поступающих с выхода формирователя (5).
57
В аналоговых приборах в качестве интенсиметра используют устройство,
основной элемент которого является интегрирующая ячейка. Интегрирующая
ячейка состоит из сопротивления R и емкости С. Если в
первоначальный момент времени емкость разряжена до
нуля, то при поступлении на вход импульса, емкость
начинает заряжаться. Как только импульс закончится, то
емкость начинает разряжаться. Скорость заряда (разряда)
емкости зависит от параметра интегрирующей ячейки 
=RC
(сек),
называемой
постоянной
времени.
Если
импульсы поступают редко, то усредненная величина тока
(напряжения) на выходе будет мала и наоборот. В качестве регистратора
используются стрелочные приборы.
В цифровых приборах интенсиметр реализуется проще: за определенное
время считаются импульсы с формирователя за определенное время. Перевод
показаний имп/сек в единицы экспозиционной дозы (мкр/час) производится при
помощи радиоактивных эталонов с известной активностью в процессе
эталонировки.
Спектрометр. В отличие от радиометров, к высоковольтному блоку питания спектрометров предъявляются более жесткие требования к стабильности
выходного напряжения. Это связано с тем, что ФЭК сцинтилляционного
детектора имеет узкое плато со значительным наклоном, и нестабильность
напряжения ФЭУ искажает амплитуду импульса, что приводит к ухудшению
энергетического разрешения детектора. В настоящее время, в современных
спектрометрах,
для
привязки
энергетической
шкалы
используют
калибровочный режим: на вход ФЭУ подают опорные световые импульсы и
амплитуду опорного сигнала регулируют автоматически коэффициентом
усиления
усилителя.
Это
более
эффективно,
чем
стабилизировать
высоковольтное напряжение ФЭУ, потому что калибруется весь измерительный тракт.
58
Блок-схема одноканального аналогового спектрометра показана на
рисунке. В блоке детектирования значимых различий между радиометром и
спектрометром нет, за исключением сцинтиллятора – спектрометрах, для
повышения эффективности детектора, применяются сцинтилляторы больших
размеров (диаметр 80 мм, высота 60 мм).
Все отличие спектрометра от
радиометра – в системе амплитудного анализа импульсов. Амплитудный анализ
проводится устройством, в который входят два дискриминатора (верхнего и
нижнего уровня) и схемой антисовпадений (САС). САС на выходе даст
сформированный импульс только в том случае,
если импульс будет выше нижнего уровня
дискриминации, но ниже верхнего уровня. Разность между уровнями дискриминации называют
«окном».
Обычно,
спектрометром,
на
панели
выставляют
управления
«окно»
и
для
получения спектра (амплитудного распределения)
пошагово двигают нижний уровень – верхний
уровень дискриминации выставляется автоматически. В полевых -спектрометрах обычно
имеется три канала: канал урана (радия), канал
тория и канал калия-40. Чтобы реализовать трехканальный спектрометр,
необходимо иметь три независимых устройства анализа импульсов и три
интенсиметра. Регистратор один на все каналы – опрос каналов ведется
пошагово.
Современные цифровые спектрометры, как правило, многоканальные
59
(255, 1023 или 2047 каналов). Это позволяет получать весь спектр -излучения
за короткое время, что резко поднимает представительность и точность
анализа.
Блок детектирования цифрового спектрометра подобен блоку детектирования аналогового спектрометра, за исключением тракта калибровки
энергетической шкалы. Аналоговый сигнал в виде импульса поступает на вход
аналого-цифрового преобразователя (АЦП), который измеряет максимальную
амплитуду импульса и представляет показания в двоичном цифровом коде (на
рисунке шина 20 ÷ 27). Выходная шина АЦП соединяется напрямую с адресной
шиной ОЗУ. Сигнал об окончании преобразования АЦП (ОП) добавляет в
ячейку памяти ОЗУ по адресу, соответствующему амплитуде импульса,
единичку (+1). Таким образом, через заданное время накопления спектра t,
получаем энергетический спектр излучения. В данном случае мы получаем
спектр по 255 каналам (28-1), потому что использован 8-разрядный АЦП. При
использовании 12 и более разрядного АЦП получим большее число каналов.
Управление спектрометром, обработка данных
и визуализация спектра
осуществляется при помощи ЭВМ.
Погрешности при радиометрических измерениях.
Чувстви-
тельность и фон радиометров. Основными источниками погрешностей
при радиометрии являются:
1. Нестабильность параметров аппаратуры.
60
2. Неточность эталонирования.
3. Статистический характер радиоактивного распада и взаимодействия
излучений.
Погрешности первых двух типов сходны с погрешностями других
измерений. При тщательной работе они могут быть менее 1—2% от измеряемой величины.
Рассмотрим третий тип погрешностей, обусловленных случайными
потоками частиц (квантов). Дисперсия σ и относительная погрешность измерений δ интенсивности излучения I за время t определяется формулой:
I  1
It
I  It
Отсюда видно, что уменьшения относительной погрешности измерений можно добиться увеличением времени измерений t и повышением
скорости счета I. Последнее достигается увеличением чувствительности
детекторов (их размеров и эффективности), а в методах ядерной геофизики,
использующих искусственные источники излучений, также повышением
мощности источников (в пределах техники безопасности).
Одной из причин снижения точности измерения, особенно в
случае аномалий малой интенсивности, является наличие радиоактивного фона. Фон приборов включает три составляющие: космический
фон (КФ), излучение окружающих пород и собственный (остаточный)
фон, обусловленный радиоактивным загрязнением материалов счетчика
и других частей радиометра.
Сумма космического и остаточного фона составляет натуральный
фон (НФ) прибора. Остаточный фон сцинтилляционных счетчиков не
превышает 1 мкР/ч, натуральный фон - 2 мкР/ч. Для определения НФ
можно применять также многократные измерения с экранами и без них.
Когда величина натурального фона не определена, за его значение
принимают показания на участках со слабо активными породами (чистые
известняки, каменная соль и т. д.).
При эталонировании полевых радиометров и при полевых изме61
рениях вводят также
радиоактивностью
понятие нормального фона, обусловленного
окружающих
пород
с
нормальным
(кларковым)
содержанием радиоактивных элементов.
Вычислим погрешность определения интенсивности излучения образца при наличии фонового излучения Iф. Через I’ обозначим интенсивность
излучения от образца, включая фон, через t и tф – соответственно время
измерений с образцом и без образца (фонового измерения). Истинная
интенсивность излучения образца (без фона) определяется по формуле: I =
I’ – Iф. Относительная погрешность измерений δI интенсивности в данном
случае будет:
I 
I
1 I  Iô
 ô
t
tô
I
Отсюда видно, что увеличение фона существенно снижает точность
измерений, если величины I и Iф соизмеримы. Поэтому при исследованиях
слабоактивных образцов большое внимание уделяют уменьшению фона.
Для этого выбирают индикаторы с малым собственным фоном и
помещают их в свинцовые домики для экранировки от космического
излучения и излучения окружающих предметов.
Наличие фона ограничивает и так называемый порог чувствительности
—
минимальную
интенсивность
излучения,
надежно
измеряемую
радиометром. За порог чувствительности радиометров обычно принимают
трех- четырехкратное значение среднеквадратического отклонения фона, что
для различных радиометров составляет от 0,5 до 2 мкР/ч.
Эталонирование радиометрической аппаратуры. Показания радиометров зависят не только от интенсивности излучения, но и от индивидуальных особенностей радиометра (типа счетчика, геометрии измерений
и т. д.). Для перехода от измеренной интенсивности (в имп/мин или делениях
шкалы) к истинной интенсивности (точнее к дозе) γ-излучения (в мкР/ч)
необходимо установить характер зависимости между ними, называемый
эталонировочной
характеристикой
Эталонировочный
график
или
позволяет
эталонировочным
учитывать
и
графиком.
чувствительность
62
радиометров, и нелинейность зависимости показаний от интенсивности
излучения, обусловленную просчетами импульсов счетной схемой.
Для получения и уточнения эталонировочного графика радиометры до
начала работ и систематически в процессе поисков (2—3 раза в месяц)
эталонируют. Переэталонирование обязательно и после ремонта радиометров
или при установлении изменений его чувствительности при ежедневных
проверках с помощью рабочего эталона.
Для эталонирования полевых радиометров выбирают участок 10 на 15
м с минимальной активностью пород и вдали от сооружений и предметов,
могущих создавать помехи за счет рассеяния излучения от эталонного
источника. На расстоянии 6—10 м друг от друга устанавливаются два столба
высотой приблизительно 2 м, между которыми натягивается трос или провод.
В верхней части одного из столбов устанавливается радиометр. Ось радиометра должна находиться на вертикальной плоскости, проходящей через
трос, на 8—10 см ниже последнего. На тросе подвешивается эталонный
радиевый источник известной активности. Его центр располагается на одной
высоте с центром детектора. Устанавливая источник на различных
расстояниях от детектора, создают различную интенсивность излучений. При
этом интенсивность излучения (в мкР/ч) рассчитывают по формуле:
Iγэт =840a / r2
где: а – активность радиевого источника в мКи; r – расстояние между
источником и детектором, м; 840 мкР/ч – доза облучения от 1 мг радия на
расстоянии 1 м.
По результатам измерений при
различных значениях Iγэт строят
эталонировочный
график.
Экстраполируя этот график до
нулевых показаний прибора, на
оси
абсцисс
отсчитывают
интенсивность фона I ф на пункте
эталонирования, а сместив шкалу на оси абсцисс на величину I ф , получают
63
окончательную шкалу Iγ эталонировочного графика (нижняя шкала).
Для спектрометрической аппаратуры, кроме того, эталонируют энергетическую шкалу, т. е. определяют связь между энергией излучения и
амплитудой импульсов на входе дискриминаторов (или иначе номером
канала амплитудного анализатора). Для изучения этой зависимости
обычно проводят исследование спектра от нескольких источников с
различной энергией излучения и строят график связи между уровнем
дискриминации в вольтах (номером канала) и энергией излучения. Для
эталонирования энергетической шкалы используют источники из Cs137
(энергия излучения 0,662 МэВ), Со 60 (энергия излучения 1,17 и 1,33 МэВ).
Источники ядерных излучений
В ядерной геофизике используются разнообразные источники ядерных
излучений. Среди них выделяют: радиоизотопные источники, для которых
характерны небольшие размеры, ограниченная энергия частиц и обычно
невысокая интенсивность излучений; ускорители заряженных частиц и
ядерные реакторы, имеющие сложное устройство, но позволяющие получать
интенсивные потоки излучения с разнообразной, при необходимости и очень
высокой, энергией частиц.
Радиоизотопные источники α-, β- и γ-излучения представляют
собой препараты радиоактивного вещества, выпускаемые в различных
формах в зависимости от назначения, типа излучения и его энергии.
Источники α-частиц. Из-за малого пробега α-частиц источники αизлучения изготовляют в виде тонкого слоя (меньше 0,1 мг/см 2) изотопа
на плоской подложке. Для получения высокой удельной активности период полураспада изотопа должен быть не слишком велик. Наиболее широко
применяют изотопы Рu238, Pu239, Pu240, U234 и Ро210.
64
Рu238
Pu239
Период
полураспада
86 лет
24360 лет
Pu240
6580 лет
Ро210
138 дней
Изотоп
Энергия
излучения, Мэв
5,45
5,10
5,14
5,16
5,12
5,17
Выход излучения
на 100 распадов
28
11,5
15,1
73,0
24
76
5,30
100
Источники β-излучения обычно представляют препарат с β-активным
изотопом, помещенный в герметичную ампулу. Поскольку спектр β-излучения сплошной, в таблице указывается максимальная энергия частиц Еmах.
Изотоп Y90, являющийся продуктом распада Sr90, имеет малый период полураспада. Поэтому через одну - две недели после изготовления источника Sr90,
между последним и Y90 устанавливается радиоактивное равновесие, т. е. получается смешанный источник Sr90 + Y90 с периодом полураспада 28 лет.
Изотоп
H3
C14
S35
Sr90
Y90
Ni63
Период
полураспада
12.3 года
5760 лет
87,2 дня
28 лет
64,3 часа
125 лет
Энергия
излучения, Кэв
18
155
167
546
2260
67
Выход излучения
на 100 распадов
100
100
100
100
100
100
Источники γ-излучения представляют собой радиоактивный препарат,
помещенный в герметичные ампулы из нержавеющей стали или алюминия; в
некоторых случаях используются источники в виде металлических подложек
с тонким слоем изотопа. Источники обычно испускают сложный спектр из
нескольких интенсивных линий. Большинство γ-активных препаратов испускает и β-излучение, однако оно поглощается в корпусе ампулы или может
быть легко исключено дополнительной экранировкой. Чистое γ-излучение,
65
без сопровождающего β-излучения, получается при изомерных переходах
или К-захвате.
Изотоп
Co60
Cs137
Tm170
Se75
Cd109
Период
полураспада
5.25 лет
29,6 лет
129 дней
120 дней
1,3 года
Энергия
излучения, Кэв
1330
661
84,2
121
136
265
Выход излучения
на 100 распадов
100
82,5
3
20
61
71
279
29
400
16
22,6
100
Изотопные источники нейтронов чаще всего представляют собой смесь
или сплав α-излучателя с бериллием или бором. При бомбардировке последних α-частицами происходит реакция (а, n), например Ве9 (α, n) С12; В11 (α,
n) N14. Спектр нейтронов этих реакций сплошной, в основном за счет потери
части энергии α-частиц на ионизацию в веществе самого источника. В качестве α-излучателя чаще всего применяют Ро210 или Рu239. Достоинством первого является практически полное отсутствие γ-излучения, не считая γ-квантов, сопровождающих часть реакций (α, n); недостатком — слишком малый
период полураспада. Достоинством Рn239 является большой период полураспада, недостатком — большой вес на единицу активности, обусловливающий
большой размер и большую стоимость по сравнению с источниками с Ро210.
Источники с бором дают более мягкий спектр нейтронов, чем источники с
бериллием.
66
Источник
Pu239 + Be
Pu238 + Be
Po210 +Be
Po210 +B
Sb124 + Be
Cf252
Период
полураспада
24360 лет
86,4 года
138 дней
138 дней
54 дня
2,2 года
Энергия
излучения, Мэв
До 10,8
До 11
До 10,9
До 5 - 6
0,024
До 7 - 8
Ядерная реакция
Be9 (α, n)
Be9 (α, n)
Be9 (α, n)
B11 (α, n)
Be9 (γ, n)
Спонтанное деление
Конструктивно Ро-Ве 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 Ро210.
Pu-Ве источники представляют собой двойные ампулы, заполненные сплавом Pu-Ве. К ампульным источникам относится источник из спонтанно
делящегося материала, в первую очередь из Cf252, с наиболее вероятной
энергией нейтрона 1,3 МэВ. Ограниченное применение, в основном при
градуировке приборов, имеют фотонейтронные источники, чаще всего Sb124 +
Be. Их недостатком является большой фон -излучения.
Методы определения содержания радиоактивных элементов
Радиометрический метод является основным при определении концентрации радиоактивных изотопов. Наиболее широко он применяется как оперативный метод определения урана и тория в процессе поисково-разведочных работ и при добыче радиоактивных руд. По своей точности он часто не
уступает химическому методу, будучи при этом в 4—5 раз дешевле и в 5—6
раз производительнее последнего.
В лаборатории исследуемые порошковые пробы и эталоны обычно
насыпают в специальные кассеты, форма которых определяется формой детектора излучения. По соотношению между толщиной образца и длиной
пробега регистрируемых частиц различают тонкий, промежуточный и
насыщенный (толстый) слой.
67
Тонким для данного излучения является слой, толщина которого значительно меньше длины пробега частиц и потому ослабление излучения в самом образце пренебрежимо мало. Насыщенным является слой, толщина которого столь велика, что дальнейшее ее увеличение не приводит к росту
потока излучения через его поверхность, обращенную к детектору. Результаты измерений с насыщенными слоями не зависят от колебаний толщины
образца.
Измерения с насыщенным слоем обычно проводят при бета-методе.
Измерения в тонких слоях используются при малом количестве, либо при
очень высокой удельной активности исследуемого вещества. Для γ-излучения измерения также проводятся в тонких или близких е тонким слоям.
Лабораторные методы радиометрии классифицируют в зависимости от
регистрируемого вида излучения: различают бета- и гамма-методы. Во всех
лабораторных методах используется относительный метод измерений, заключающийся в сравнении показаний прибора для исследуемого образца и
эталона.
Если измерения излучения пробы Iп и эталона Iэ проводятся в
идеентичных условиях, масса пробы и эталона одинакова, то измерения
будут пропорциональны концентрациям радиоактивного изотопа Iп /Iэ = Cп/Cэ
отсюда концентрация изотопа в пробе:
Cп = IпСэ/Iэ
Бета-метод используется при определении суммарной радиоактивности
в единицах равновесного урана, без разделения по составу радиоактивных
изотопов.
Гамма-метод используется для определения общей γ-активности проб,
определения содержания радия в урановых рудах и определения коэффициента эманации пробы. Суть метода заключается в том, что в урановом ряде
98% γ-активности обусловлено содержанием радия (Т ≈ 1600 лет) и продуктами его распада. Исходя из этого, гамма-метод, в качестве самостоятельного
используется редко, преимущественно для исследования проб, содержащих
один радий.
Комплексный бета-гамма-метод. Этим методом определяется:
68
1. Содержание урана и радия в образцах пород и руд с нарушенным радиоактивным равновесием. Основой для раздельного определения урана и
радия является то, что β-излучатели в ряду урана распространены равномерно по всему ряду, а почти вся γ-активность ряда урана обусловлена
содержанием радия и продуктами его распада. Проводя раздельные
измерения β- и γ-активности пробы, получаем два уравнения с двумя
неизвестными (концентрации урана и радия), решается система этих
уравнений и находятся искомые концентрации.
2. Содержание урана и тория в равновесной уран-ториевой руде. Основой
для раздельного определения урана и тория является различная γ-активность ряда урана и ряда тория: 1 г равновесного урана излучает примерно
12300 γ-квантов в секунду, а 1 г равновесного тория около 4300. По β-активности эти ряды примерно одинаковы. Методика измерения и расчетов
концентраций урана и тория аналогична вышеописанной.
Все эти методы (бета-, гамма- и бета-гамма) широко использовались в
60 - 70-е годы прошлого века, когда аппаратурная база и методы обработки
информации были недостаточно развиты. В настоящее время для определения содержания естественных радиоактивных элементов пород используется
метод гамма- спектрометрии.
Гамма-спектрометрический метод. С помощью гамма-спектрометрического метода проводят экспрессные дистанционные измерения содержаний
естественных радиоактивных элементов в горных породах. Чувствительность
определения достаточно высока – концентрации, близкие к кларковым, измеряются с удовлетворительной погрешностью в условиях естественного залегания пород (в полевой модификации).
Метод основан на том, что излучение любого радиоактивного элемента
прямо пропорционально его содержанию в объекте. Гамма-кванты, испускаемые атомными ядрами, обладают дискретным линейчатым спектром, у каждого изотопа свой спектр γ-излучения. Возможность надежной идентификации и определения содержания радиоактивных элементов по спектру γ-излучения является важнейшим достоинством гамма-спектрометрического анали69
за. Другое преимущество этого анализа связано с большой проникающей
способностью γ-квантов.
В полевых, и в некоторых лабораторных, γ-спектрометрах датчиками
служат сцинтилляционные детекторы на основе кристалла NaJ(Tl). Проблема
использования сцинтилляционного детектора заключается в том, что:
1. В рядах урана и тория присутствует примерно по 50 γ-квантов различной
энергии, при этом значительная часть их приходится в область энергий до
1 Мэв.
2. Особенности применения сцинтилляционного детектора для гамма-спектрометрии приводит к образованию в спектрах «искусственного» комптоновского шлейфа, существенного в области энергий до 0.6 Мэв, а также
дополнительных пиков за счет РЭП.
3. Сравнительно низкое энергетическое разрешение сцинтилляционного
детектора приводит к тому, что энергетически близко расположенные
пики сливаются в один. Например, в ряде тория изотоп Ac228 испускает γкванты с энергией 0.911 и 0.967 Мэв, на долю которых приходится 14.5%
и 11.5% γ-активности всего ряда. Так вот, при разрешении 10% сцинтилляционного детектора, полуширина пика составит для каждого пика около
90 Кэв, а разница энергий между ними – всего 56 Кэв. Следовательно,
сцинтилляционный детектор вместо двух пиков зарегистрирует один
суммарный пик.
На рисунке показаны спектры γ-излучения калия-40 и рядов урана и
тория, зарегистрированных сцинтилляционным детектором.
Для определения содержания естественных радиоактивных элементов,
в спектрометрах начала 80-х годов (СП-4, РКП-305 и др.) в спектре урана
выделялся энергетический интервал 1,65 – 1,85 Мэв, связанный с излучением
Bi214 (1,76 Мэв), в спектре тория – интервал 2,5 – 2,7 Мэв (излучение Tl208
2,615 Мэв), γ-излучение К40 содержит пик 1,46 Мэв, - интервал измерений
1,30 – 1,55 Мэв. Выбор интервалов измерений осуществлялся по критериям:
пики γ-излучения должны быть достаточно интенсивными; выбранные
интервалы энергий для различных элементов должны хорошо разрешаться
70
сцинтилляционным детектором.
Как видно из рисунка, в интервалах измерения данного элемента, присутствует излучение в виде фона от
другого элемента. Например, в канале
урана (1,65 – 1,85 Мэв) присутствует фон
от тория. Точный аналитический учет
«фона» от других элементов практически
невозможен.
Эту
проблему
решают
следующим образом.
При
содержащей
измерении
все
естественной
три
породы,
компоненты
радиоактивности,
измерения в каждом канале можно
представить так:
JU = a1CK + b1CU + c1CTh
JTh = a2CK + b2CU + c2CTh
JK = a3CK + b3CU + c3CTh
где: JU, JTh, JK – измеренная интенсивность в каналах урана, тория и калия;
CK, CU, CTh – содержания калия, урана и тория в измеряемой породе; ai, bi, ci коэффициенты, учитывающие взаимовлияние каналов («фона»). Девять
коэффициентов (ai, bi, ci ) находят при измерении трех эталонов с известным
содержанием радиоактивных элементов, причем содержания в эталонах должно различным. При таком способе измерений относительная погрешность
определения составляла примерно 5 – 8%, а порог чувствительности оценивался для урана и тория (1,5 ÷ 3)* 10-4% равновесного урана, для калия –
(1,5÷ 3)* 10-1%.
В настоящее время, когда появилась возможность использовать ЭВМ
не только в лабораторных, но и в полевых условиях, в современных γ-спектрометрах анализ содержание урана и тория ведут не по одному энергетическому интервалу, а по нескольким, как правило по четырем – пяти пикам наиболее интенсивных γ-излучателей. Учет влияния «фона» проводится при
71
эталонировании и по известным справочным данным соотношения γ-активностей изотопов рядов урана и тория. При такой методике удается понизить
относительную ошибку измерения до (2 ÷ 3)% и снизить порог чувствительности для урана и тория до (1 ÷ 1,5)* 10-4% равновесного урана.
В лабораторных условиях для гамма-спектрометрии возможно применение полупроводниковых детекторов, которые работают при температуре
жидкого азота (-1900С). У полупроводникового детектора (ППД) имеются
преимущества относительно сцинтилляционного детектора (СД):
1. Великолепное энергетическое разрешение – 0.6% ППД против 10% СД.
2. В отличие от СД, у ППД не существенны дополнительные составляющие
в γ-спектре (комптоновское рассеяние, РЭП).
В результате γ-спектр образцов, полученных с помощью ППД, существенно отличается от спектра СД тем, что в интервале энергий от 200 Кэв до 3
Мэв все пики разрешены, фон от рассеянного излучения практически отсутствует. Используя методику определения содержания урана и тория по нескольким пикам γ-излучения в каждом ряде, получают хорошие результаты.
Однако порог чувствительности и относительная погрешность измерения содержания естественных радиоактивных элементов в породе в полевых
и лабораторных условиях, как ни странно, примерно одинакова. Это обусловлено тем, что при лабораторных исследованиях уменьшается представительность анализа. Если в полевых условиях измеряется порода в объеме сферы
радиусом 30 – 40 см (в геометрии 4π в шпурах или скважинах) или полусферы того же радиуса (в геометрии 2 π на поверхности), то в лабораторных условиях размер образца существенно (на порядок) меньше. Точность лабораторного анализа также зависит от уменьшения естественного фона, для чего
применяют свинцовые экраны («домики»), которые уменьшают фон примерно на порядок.
72
Эманационный метод. Определение содержания радия и его изотопов
по их эманациям (радон) основано на том, что содержание радиоактивных
газообразных эманаций измеряется с высокой точностью и чувствительностью по их α-излучению. Весь радий и его
изотопы, содержащиеся в образце, предварительно переводят в растворенное состояние с помощью химических операций. Для определения содержания радия
приготовленный раствор пробы помещают в специальный сосуд – барботер, затем
продувают его насосом в течение 15 минут для удаления содержащегося радона,
после чего закрывают (герметизируют)
систему.
Количество
накопившегося
после герметизации радона определяют
по формуле:

QRn  QRa  1  e  t

где QRa – содержание Ra в г, λ – постоянная распада радона, t – время после
герметизации.
Для накопления равновесного (максимального) с радием количества
радона необходимо около 30 суток. Однако на практике длительность накопления обычно не превышает 7 суток, т.к. при этом накапливается 72% радона, равновесного с радием.
Для измерения α-активности накопившегося радона применяется сцинтилляционный детектор. Люминофор ZnS(Ag) нанесен на внутреннюю стенку металлической камеры, диаметр которой равен 8 см – длине пробега α-частицы в воздухе. Накопившийся в барботере радон вводится в сцинтиллятор
через систему краников с помощью прокачки воздуха. Чтобы избежать попадания влаги из раствора, между барботером и камерой помещен эксикатор с
CaCl2. Сцинтилляции, возникающие при бомбардировке люминофора α-час73
тицами, воздействуют на фотокатод ФЭУ через прозрачное стекло. Определив содержание радона, определяют содержание радия в исходной пробе.
Полевые радиометрические методы
Радиометрические методы являются важной частью комплекса поисково-разведочных методов на руды радиоактивных элементов, а также полезных ископаемых, находящихся в парагенетической связи с радиоактивными
элементами (фосфориты, редкие и редкоземельные элементы, осадочные
руды ванадия, молибдена и др.).
Радиометрические методы исследования горных пород в условиях их
естественного залегания можно разделить на две группы:
1. Полевые радиометрические методы (радиометрическая съемка), применяемые для приближенной оценки радиоактивности горных пород;
2. Методы радиометрического опробования, позволяющие более точно определять радиоактивность горных пород в условиях их естественного залегания (в скважинах, шурфах, обнажениях и т. п.)
В основе радиометрических методов лежит обнаружение различных
поисковых признаков в виде коренных выходов руд и ореолов рассеяния
вокруг рудного тела.
Рассмотрим кратко классификацию ореолов рассеяния, их формирование и важнейшие особенности. Различают открытые ореолы, выходящие на
дневную поверхность, и закрытые, развивающиеся лишь на некоторой глубине от поверхности.
По генетическим признакам различают:
1. Первичные (эндогенные) ореолы, образовавшиеся одновременно с формированием рудного тела.
2. Вторичные ореолы, образующиеся при преобразовании руд и первичных
ореолов в приповерхностных частях геологического разреза.
Элементный состав первичных ореолов близок к составу самих руд. Их
формы подобны формам рудных тел, а размеры значительно превышают размеры залежи, распространяясь над крутопадающими телами до 100—200 м и
74
более, а в стороны от нее до нескольких десятков метров.
Вторичные ореолы могут образовываться в результате переноса радиоактивного вещества и элементов-спутников в твердой, жидкой или газообразной форме. Эти ореолы можно классифицировать по виду вещества, содержащего радиоактивные элементы.
Механические ореолы — это область вокруг рудного тела, покрытая
рудными обломками, образовавшимися при физическом выветривании и
устойчивыми в поверхностных условиях. Образование механических ореолов
урана возможно также за счет устойчивых вторичных скоплений урансодержащих гидроокислов железа, марганца, глинистых минералов или органических соединений.
Водные ореолы образуются за счет растворения урана и радия в подземных водах, омывающих рудное тело, и выноса их во вмещающие породы.
Солевые ореолы образуются за счет выпадения растворенного в воде
урана при взаимодействии вод с вмещающими горными породами или при
испарении воды. Солевые ореолы имеют более низкую концентрацию, чем
механические, но гораздо большие размеры (до многих десятков метров,
считая от границ залежи). На образование солевых ореолов большое влияние
оказывают режим приповерхностных почвенно-грунтовых вод и климатические условия.
Рассеяние газообразных продуктов распада вокруг рудного тела или же
вокруг механического и солевого ореолов приводит к образованию газовых
(эманационных) ореолов.
Отдельные полевые радиометрические методы поисков направлены на
обнаружение поисковых признаков, связанных с различными ореолами рассеяния радиоактивных элементов.
Радиометрическими методами поисков иногда называют методы, основанные на изучении радиационных ореолов. Вследствие распространенности
закрытых ореолов важной характеристикой полевых (поисковых) методов
является их глубинность, т. е. максимальная мощность неактивных отложений, перекрывающих рудное тело или ореол рассеяния, при которой возмож75
но обнаружение последних. Для повышения надежности поисков радиометрическая съемка проводится в комплексе с другими геофизическими, геологическими, гидрохимическими и геохимическими исследованиями. Роль методов общей геофизики (электро-, магнито-, гравиразведка) особенно велика
при поисках месторождений, не имеющих выхода на дневную поверхность.
Однако ведущее место при этом остается за радиометрическими методами,
среди которых основными являются авиационный, пешеходный и автомобильный гамма-методы.
Пешеходный гамма-метод. При поисках месторождений радиоактивных элементов и сопутствующих им полезных ископаемых применяется
пешеходный гамма-метод (гамма-съемка). Широкое применение метода
обусловлено:
1. Простотой методики, портативной, достаточно чувствительной, простой в
обращении аппаратуры;
2. Высокой результативностью и относительно небольшой стоимостью
съемки;
3. Возможностью применения в любых геоморфологических и климатических условиях, включая горные и иные районы, недоступные для авиационных и автомобильных гамма-методов.
В зависимости от задач выделяют рекогносцировочную, маршрутную и
площадную съемки.
Глубинность гамма-метода. Для ее оценки рассчитаем поток у-квантов
от
бесконечного
полупространства,
перекрытого
неактивными
мощностью h.
Учитывая приближенный
характер
расчетов,
будем
наносами
исходить
из
следующей упрощенной модели, в которой
необходимо рассчитать поток γ-квантов от
бесконечного
перекрытого
по
простиранию
неактивными
пласта,
наносами
мощностью h. γ-излучение каждого элемен76
тарного объема dV представляется в виде шести пучков, параллельных осям
координат и имеющих интенсивность (I0/6)*dV, где I0 – интенсивность γизлучения элементарного объема. Поток γ-излучения на поверхности земли
от тонкого активного слоя толщиной dz, лежащего на глубине z от подошвы
наносов, равен:
dÔ 
I0 ï z í h
e
e
dz
6
где μн и μп – эффективные коэффициенты поглощения γ-квантов в наносах и
в пласте.
Поток излучения от всего полупространства:

Ô    dÔ  
0
I0 í h
e
 Ô 0e   í h
6 ï
где Фγ0 = I0/(6μп) – поток излучения при нулевой мощности наносов.
За глубинность метода принимается мощность наносов hmax, ослабляющая интенсивность излучения в 20 раз.

Ô 0
Ô
 e  í hmax  20  hmax  ln

3

í í
В среднем для наносов μн ≈ 0.07 см-1, отсюда hmax ≈ 45 см.
Дальнейшее увеличение глубины исследования возможно лишь за счет
развития ореолов рассеяния над активными объектами.
Методика проведения пешеходной съемки. По данным рекогносцировки, предшествующей проведению поисков, уточняются природные условия
ведения работ, мощность и характер рыхлых отложений, условия формирования в них ореолов рассеяния, нормальные значения радиоактивности отдельных типов горных пород. Выделяются наиболее перспективные по геологическим данным участки, намечаются маршруты, обычно в крест простирания
геологических структур, зон тектонических нарушений, контролирующих
оруденения.
Густота точек наблюдения намечается, исходя из масштаба поисков и
сложности геологического строения. На участках простого строения с небо77
льшим изменением радиоактивности по маршруту расстояние между
точками наблюдения достигает 20 м при масштабе съемки 1:10 000 и 40 - 50
м при более мелком масштабе съемки. В пределах зон тектонических нарушений, на участках частой смены пород и при больших колебаниях радиоактивности это расстояние уменьшается вдвое.
Пешеходную гамма-съемку по маршрутам проводят путем непрерывного прослушивания излучения пород с помощью телефона и отсчета показаний по стрелочному прибору радиометра в отдельных точках. Оператор медленно передвигается (скорость 1—2 км/ч) по маршруту, держа выносной
датчик на высоте 5—10 см от поверхности земли. На намеченных для наблюдения точках датчик прикладывается к обследуемой поверхности. Отсчет
записывается в мкР/ч или иногда в делениях шкалы. Кроме измерений по
маршруту оператор отклоняется от него в полосе шириной до 100 м для
обследования имеющихся там горных выработок, обнажений пород, крупных
валунов, осыпей и т. п.
При обнаружении на маршруте точки с повышенным γ-излучением
проводится более тщательное обследование окружающей зоны. После нахождения точки с максимальным в этой зоне γ-излучением проводится измерение γ-излучения в закопушах с целью обнаружения высокоактивного образца. Аномальные точки отмечаются на местности репером. Для определения
размера аномалии проводят дополнительные профили, параллельные маршруту (основному профилю). На поисковом этапе параллельно проводят
геологические наблюдения, отбирают образцы пород, пробы воды, растений,
донных осадков для последующего лабораторного изучения.
Разновидностью пешеходной гамма-съемки является шпуровая гаммасъемка. Она проводится на площадях, где рудные тела или их ореолы перекрыты рыхлыми неактивными отложениями мощностью 1—3 м и более и
недоступны для обычной гамма-съемки, а применение более глубинных
методов (эманационного и др.) нецелесообразно (обводненность отложений,
выход на поверхность непроницаемых для эманации пород и т. д.). Измеряют
γ-излучения в шпуре (мелкой скважине) через каждые 10—20 см с помощью
78
радиометров с телескопическим зондом.
Обработка и интерпретация результатов. Этот этап работ включает:
1. Перевод показаний, зарегистрированных в делениях шкалы, в мкР/ч (с
помощью эталонировочного графика или переводной таблицы), и вычитание натурального (при измерениях на поверхности)
или остаточного
фона (при измерениях в шпурах).
2. Нанесение на радиометрическую карту результатов измерений, включая
радиоактивность обнажений, горных выработок и водопунктов.
3. Графическое изображение результатов съемки в виде карты, профилей
интенсивности излучения, карты изолиний интенсивности γ-излучения.
4. Геологическая интерпретация результатов: изучение нормального распределения радиоактивных элементов в различных комплексах пород;
выявление участков повышенной активности среди однотипных пород с
целью проведения на этих участках детальных исследований; выявление
локальных аномалий γ-поля и их перспективная оценка.
За аномалию принимают превышение активности над средним фоном
пород более чем на утроенную величину среднеквадратического отклонения
нормального фона. Аномалии γ-поля делят на три группы:
1. Рудные аномалии, связанные с рудными скоплениями радиоактивных
элементов или ореолами их рассеяния. Подразделяются на урановые,
уран-ториевые и ториевые.
2. Аномалии, связанные с потоками рассеяния.
3. Безрудные аномалии, связанные с изменением нормальной радиоактивности горных пород, степени их обнажения и т. п.
По интенсивности -излучения выделяют малоинтенсивные (до 3 - 4
мкР/ч), средней интенсивности (4 - 8 мкР/ч) и интенсивные (более 8 мкР/ч)
аномалии. По протяженности аномалии разделяют на локальные (до 0,35 км)
и нелокальные.
Оценка аномалий — завершающий этап наземных поисков, имеющий
исключительное значение для определения эффективности поисковых работ.
Из большого числа аномалий, выявленных при съемке, лишь несколько про79
центов оказываются связанными с рудопроявлением, а из последних лишь
небольшая часть (несколько десятков процентов) оказываются промышленными месторождениями.
Критерии выделения, перспективных на поиски урана, аномалий:
1. Большинству выходов урановых тел и ореолов рассеяния соответствуют
относительно небольшие размеры аномалий - от десятков до 500 м.
Поэтому небольшая протяженность аномалий является критерием оценки
ее перспективности. Однако, локальные аномалии наблюдаются также над
пегматитами,
и
обнажениями
пород
с
повышенными
кларками
радиоактивных элементов, например тория.
2. Достаточно высокая интенсивность γ-излучения, соответствующая содержанию урана в приповерхностном слое более 0,01%, является признаком
перспективности аномалии.
3. Аномалии, с содержанием урана в 2 - 3 раза выше содержания урана во
вмещающих породах, в некоторых случаях могут приниматься за перспективные.
Эманационная съемка используется в основном при крупномасштабных поисках на участках, закрытых рыхлыми отложениями мощностью до
5—8, иногда до 10 м. Преимуществом съемки является относительно высокая
глубинность исследований, а недостатком - резкое падение эффективности в
условиях малопроницаемых, сильно увлажненных и мерзлых грунтов.
Физические основы. Часть атомов эманации (Rn, Tn), образующихся
при распаде изотопов радия, из минеральных зерен породы попадает в поровое пространство, заполненное газом или жидкостью. В результате диффузии, а также движения подземных вод, эманации могут уноситься на значительное расстояние, создавая вокруг рудных тел газовые ореолы рассеяния.
Отношение количества эманации, выделяющихся из породы в ее поры,
ко всему количеству образующихся эманации называется коэффициентом
эманирования Кэ. Последний колеблется от долей процента в породах с плотной кристаллической решеткой до 95 - 98% в сильно разрушенных породах.
Большой диапазон изменения коэффициента эманирования затрудняет интер80
претацию результатов эманационной съемки.
Удельная активность эманации Сэ, в порах бесконечной однородной
среды определяется по формуле:
Сэ = (СхКэρ)/Кп
где Сх - удельная активность радиоактивного элемента, из которого образуется эманация; Кп - коэффициент пористости в долях от объема породы; ρ плотность породы, г/см3.
Если величину Сх выразим в Ки/г, значение Сэ получим в Ки/см3. Эта
формула пригодна для оценки концентрации эманации лишь на достаточно
большой глубине, на которой отсутствует влияние утечки в атмосферу. По
мере удаления от рудного тела или другого источника эманации их концентрация убывает тем быстрее, чем меньше период полураспада и чем ниже
коэффициент диффузии в породе.
Рассмотрим количественно распределение эманации в наносах, покрывающих плоский активный пласт, предполагая, что миграция эманации обусловлена только диффузией:
 x
C ý  Ñ ý0 å
D
где Сэ0 – концентрация эманаций на границе эманирующего пласта; С э – концентрация эманаций в точке с координатами (x, y, z); λ – постоянная распада
радона; D – коэффициент диффузии эманаций в наносах.
На рисунке показано изменение
концентрации радона в зависимости от
расстояния до рудного тела. Мощность
наносов h = ∞ (сплошная линия) и h = 2
м (пунктир). Коэффициент диффузии d =
0.01 см2/сек, λ = 3.05*10-
6
с-1 (для
радона).
Глубина отбора проб подпочвенного воздуха 0.8 – 1 м, в зависимости от типа покрышки (почвы), глубинность
метода составляет, в среднем, от 3 до 7 метров. При наличии механических и
81
солевых ореолов глубинность метода возрастает. Основным фактором, определяющим глубинность съемки для данного изотопа, является коэффициент
диффузии D. Он растет с увеличением пористости и проницаемости пород и
почв, а также с уменьшением их влажности. Именно низким значением D
обусловлена неэффективность эманационных поисков в условиях заболоченности, вечной мерзлоты, моренных отложений, а также частично при обнажениях плотных коренных пород с низкой проницаемостью.
Наиболее благоприятны для проведения эманационной съемки площади развития рыхлых отложений однородного состава с относительно постоянной мощностью (в пределах 1—5 м) и небольшими колебаниями нормального эманационного поля. При мощности малопроницаемых наносов 1,5—2
м обычные эманационные съемки малоэффективны и вместо них используют
глубинные поиски.
Методика исследований. Различают эманационные исследования рекогносцировочные, площадные и детальные.
Рекогносцировочная (маршрутная) съемка в плохо изученных районах
на первом этапе поисковых работ для выявления перспективности на уран
площадей, закрытых рыхлыми отложениями, и выделения благоприятных
рудоконтролирующих структур и пород. Расстояние между профилями до
нескольких километров, расстояние между точками наблюдения 10 - 25 м.
Площадная съемка в масштабе 1:25 000 (сеть наблюдений: профили
через 200м, точки наблюдения – через 10 м) или чаще 1:10 000 (сеть наблюдений 100м; 10 м) используется для непосредственных поисков новых рудных полей и отдельных месторождений.
Детальная съемка в масштабе 1:5000 (сеть наблюдений 50м; 5 м) или
1:2000 (сеть наблюдений 20м; 2,5 м) используется с целью исследования
выявленных радиометрических аномалий и оконтуривания рудных тел.
Обработка и интерпретация результатов. Результаты эманационной
съемки изображают в виде графиков концентрации эманации по профилям,
на которые наносится схематическая геологическая основа. По результатам
детальных работ строят карты изоэман.
82
Задачей интерпретации является выделение среди обнаруженных аномалий тех из них, которые представляют интерес для дальнейшего исследования, т. е. рудных и ореольных. При оценке аномалий учитывают следующие
факторы:
1. Концентрация эманации является надежным
признаком рудной или
ореольной аномалии лишь при ее значениях свыше 1000 эман.
2. Одним из наиболее информативных факторов является изменение концентрации аномалий с глубиной в шпурах и мелких скважинах . Для рудных
аномалий характерен непрерывный рост, причем с глубиной градиент
концентраций растет. Для аномалий эманирования концентрация по глубине остается постоянной. Для остальных типов аномалий характерно
выполаживание кривой или нерегулярные изменения с глубиной.
3. Ореольные аномалии характеризуются широким площадным распространением и изометрической формой.
Комплекс радиометрических исследований на разных стадиях поисков
и разведки месторождений радиоактивных руд. Выбор комплекса методов
исследования
должен
учитывать
геологические,
гидрогеологические,
геоморфологические особенности района.
1. Из геологических факторов наиболее сильное влияние на эффективность
радиометрической съемки оказывают тектоническое строение, неоднородность поверхностных отложений и мощность наносов. От этого зависит
постоянство нормального фона, эманирующая способность пород, ослабление γ-излучения и эманации наносами. Поэтому параллельно с радиометрическими исследованиями поисково-разведочные работы включают
также изучение состава, свойств пород, их тектоники и т. п.
2. Из геоморфологических особенностей района основное значение имеет
степень обнаженности пород, определяющая возможность применения
методов той или иной глубинности.
3. Развитие гидросети в исследуемом районе, способствуя развитию водных
и солевых ореолов, часто способствует применению различных методов
радиометрической съемки. Свободный обмен подземных и поверхностных
83
вод способствует нарушению радиоактивного равновесия с недостатком
радия, что ограничивает возможность применения гамма-метода. Высокий
уровень грунтовых вод снижает эффективность эманационной съемки.
Районы с вечной мерзлотой и повышенной влажностью не благоприятны
для эманационной съемки.
Выбор комплекса радиометрических методов базируется на районировании территории по условиям ведения поисково-разведочных работ. С
учетом степени расчленения рельефа, условий эрозионного вскрытия пород,
вмещающих рудные тела, характера четвертичного покрова и ряда других
факторов выделяют четыре типа районов:
1. Горные области с сильно пересеченным рельефом; породы с урановым
оруденением хорошо обнажены.
2. Предгорные и некоторые горные области с рельефом средней сложности.
Коренные породы, несущие оруденения, частично обнажены, частично
покрыты четвертичным покровом.
3. Районы со слабовсхолмленным рельефом и сплошным перекрытием коренных пород рыхлыми отложениями небольшой мощности (от нескольких
метров до первых десятков метров) разделяют на два подтипа: районы, где
механические и солевые ореолы хотя бы спорадически выходят на поверхность; районы, в основном закрытые аллохтонными осадками.
4. Районы, где формации, несущие оруденения, не вскрыты эрозией, а также
районы с большой мощностью четвертичного покрова (более 30—40 м).
На каждом этапе геологоразведочных работ комплекс методов различен.
На этапе региональной геологической съемки поиски урановых месторождений являются не основной, а попутной задачей (массовые поиски).
Основным методом массовых поисков является пешеходная гамма-съемка,
проводимая в процессе геологической съемки повсеместно. Для проверки
аномалий или рудопроявлений применяют в небольшом объеме гамма-спектрометрию и уранометрическую съемка по донным осадкам. Кроме того, обязательно проводится обследование на радиоактивность коллекций образцов
84
руд, всех карьеров, горных выработок, старых и действующих рудников.
При проведении специализированных поисков урановых месторождений для перечисленных типов районов применяются следующие комплексы
методов.
В районах I типа (горные районы) основным методом является пешеходная гамма-съемка. На участках, покрытых делювиальными отложениями
небольшой мощности, применяют шпуровую гамма-съемку, реже эманационную. При детализации аномалий применяют гамма-профилирование, исследование обнажений, расчисток и канав, для количественной оценки радиоактивности - гамма-опробование, для определения типа радиоактивности – гамма-спектральные измерения.
В районах II типа применяют главным образом пешеходную гамма-съемку, а на слабо обнаженных участках - эманационную.
В районах III типа на первом этапе работ проводится авиагамма-съемка
относительно мелкого масштаба (1:25 000). Для проверки и оценки выделенных аномалий используют пешеходную и шпуровую гамма- и эманационную
съемки, а для детального изучения аномалий — радиометрическое опробование горных выработок.
В районах IV типа основным является гамма-метод исследования скважин в комплексе с изучением керна и вод.
В районах III и IV типов большое значение имеют общие геофизические методы: электроразведка, магниторазведка и сейсморазведка. Эти методы
позволяют выделять глубинные разломы, границы раздела пород различного
типа, а также определять мощность наносов. Ценную информацию может
дать также геохимическая съемка по элементам - спутникам урана.
Применение радиометрических методов для изучения геологического
строения района, поисков и разведки нерадиоактивных полезных ископаемых. Данные о содержании радиоактивных элементов в горных породах несут информацию о типе горных пород, условиях их образования и последующего изменения. Для многих полезных ископаемых наблюдаются генетичес85
кие или парагенетические связи с радиоактивными элементами. Это позволяет решать такие геологические задачи, как литологическое расчленение
горных пород, геологическое картирование (в частности, прослеживание
тектонических нарушений), поиски и разведка полезных ископаемых.
Литологическое расчленение горных пород методами радиометрии
основано на различии их радиоактивности. Особенно важен гамма-метод
исследования скважин в комплексе с другими геофизическими методами в
случае, когда бурение скважин осуществляется без отбора керна или процент
выноса керна невелик.
Повышенная радиоактивность зон тектонических нарушений обусловлена как гидротермальными изменениями и подъемом радиоактивных флюидов по трещинам, так и повышенной эманирующей способностью пород в
этой зоне.
Примером использования радиометрии для геологического картирования является оконтуривание структур в осадочной толще при поисках нефтяных и газовых месторождений. Над многими известными месторождениями
нефти и газа наблюдается понижение γ-излучения (в основном ее радиевой
составляющей). Это явление объясняется тем, что в районах с молодой тектоникой породы над сводами структур более грубозернистые, чем на крыльях
этих структур, поскольку в момент отложения осадков глубина бассейна на
своде была меньше.
Радиометрические методы широко применяются на всех этапах поисков и разведки нерадиоактивных полезных ископаемых, генетически и парагенетически связанных с ураном и торием. Поскольку радиоактивные элементы в виде минералов или изоморфных примесей присутствуют во всех пегматитах, то, например, для поисков пегматитовых редкоземельных месторождений с успехом используются гамма- и эманационные методы. Радиометрические методы полезны при поисках осадочных месторождений ванадия,
молибдена, фосфоритов, углей и ряда других полезных ископаемых, также
нередко отмечаемых повышением радиоактивности. Эти методы успешно
применяются для поисков титановых россыпных месторождений, в которых
86
всегда присутствуют циркон и монацит, содержащие примеси урана и тория.
Наконец, радиометрические методы широко применяются при разведке
месторождений калийных солей.
Ядерно-геофизические методы
Гамма-гамма-методы (ГГМ)
ГГМ основан на облучении горных пород первичным потоком γ-квантов средней энергии (до 2 Мэв) и после взаимодействия регистрации вторичного γ-излучения.
Для γ-излучения с энергией до 2 Мэв характерно взаимодействие с электронами атомов, наиболее вероятны фотоэлектрическое поглощение (фотоэффект) на электронах внутренних оболочек атома и неупругое рассеяние γкванта на электронах (эффект Комптона).
Для легких породообразующих элементов (Z < 20), макросечение μк
комптоновского рассеяния не зависит от Z и пропорционально плотности
вещества δ, т.к. для легких элементов Z/M ≈ 0.5 (М – атомная масса вещества,
Z – заряд ядра). Число атомов в 1 см3 вещества N = δ*NA/M (NА – число
Авогадро), следовательно μk =N*σk = AδZσk/M (σk – микросечение Комптонэффекта). Учитывая, что Z/M ≈ 0.5, получаем μk = NAδσk/2.
Сечение
комптоновского рассеяния σk при малых энергиях растет,
достигает максимального значения в интервале 100 – 300 Кэв, а затем медленно уменьшается с увеличением энергии γ-квантов.
Для одного и того же вещества для К-оболочки ход сечения фотоэффекта приблизительно оценивается:
при Еγ > IK σф ≈ Z5/ Еγ3.5;
при Еγ >> IK σф ≈ Z5/ Еγ.
где Еγ – энергия γ-кванта, IK – потенциал ионизации К-оболочки.
Фотоэффект наиболее вероятен в области энергий, близких к потенциалу ионизации электронных К-оболочек, это для тяжелых элементов (Z >
50) энергия до 100 Кэв, для более легких элементов эта энергия снижается
до единиц Кэв. Например, для титана (Z = 22) IK < 6 Кэв.
87
Чтобы изучать плотность пород, необходимо реализовать определенный тип взаимодействия γ-квантов с веществом, а именно комптоновское
рассеяние, метод называется гамма-гамма метод плотностной модификации
(ГГМ-П). Для исследования изменения состава пород применяется гаммагамма-метод селективный (ГГМ-С), в основе которого - фотоэффект. Методически оба эти метода сходны – первичное облучение породы потоком
гамма-квантов с последующей регистрацией вторичного гамма-излучения.
Выбор типа взаимодействия первичного излучения (Комптон-эффект или
фотоэффект) решается с помощью выбора источника первичного γ-излучения: при энергии источника Еγ < 300 Кэв преобладает фотоэффект (ГГМ-С),
при Еγ > 600 Кэв превалирует
комптоновское рассеяние (ГГМ-П).
Чувствительность
изменению
определяется
Zэфф
энергией
ГГМ-С
к
породы
источника
первичного гамма-излучения. При
использовании источника γ-квантов
низкой
энергии
(Еγ =
50
Кэв)
максимальная чувствительность – в области малых значений Zэфф – до 14,
далее чувствительность падает, а при Zэфф > 20 чувствительность практически равна 0. Такая ситуация реализуется при разведке угольных месторождений – изменение параметра зольности, который определяет качество
углей, основано на изменении Zэфф на величины, не более 0.2 ÷ 0.4. При
разведке полиметаллических и, особенно железорудных, месторождений
изменение Zэфф
от вмещающей до рудосодержащей породы более
значительно – на единицы, а в случае массивных руд, до десяти. В этом
случае используется более жесткий источник первичного γ-излучения, чтобы
перекрыть весь диапазон измерений Zэфф. Основным источником первичного
γ-излучения в ГГМ-С является изотоп селена Se75 (Т = 120 дней; Еγ = 136 Кэв
и 265 Кэв), может также использоваться изотоп тулия Tm170 (Т = 129 дней; Еγ
= 84,2 Кэв).
88
ГГМ-П, как было сказано выше, необходимо осуществлять в таких условиях, когда преобладает комптоновское рассеяние -излучения, а именно в
интервале энергий от 500 Кэв до 2 Мэв. Так как при многократном рассеянии излучения в среде образуется низкоэнергетическая часть -спектра, которая
поглощается при помощи фотоэффекта (вследствие чего образуются низкоэнергетичные -кванты характеристического излучения), устранить влияние фотоэффекта можно соответствующим выбором энергии первичного -излучения и
использованием детекторов, имеющих в области малых энергий низкую эффективность.
Для реализации ГГМ-П обычно используются источники -квантов Cs137
(Еγ = 0.66 Мэв), Со60 (1.25 Мэв), реже Ra226 (1.7 Мэв). Низкую эффективность в
области мягкого -излучения имеют газоразрядные счетчики типа МС и СТС и
сцинтилляционные детекторы NaJ (Tl) в металлических фильтрах (корпус
прибора).
Если для ГГМ-П очень важно регистрировать наиболее жесткое -излучение, то очень важным становится взаимное пространственное расположение источника, исследуемой среды и детектора вторичного -излучения –
энергия -квантов после комптоноского рассеяния сильно зависит от угла
рассеяния. Взаимное пространственное расположение источника, исследуемой среды и детектора вторичного -излучения называют геометрией измерения. Геометрия измерений также важно и при ГГМ-С – подобрав правильную геометрию измерения можно резко уменьшить влияние рассеянных квантов.
В ГГМ наиболее распространены три геометрии измерений. Первый,
наиболее простой, но и наименее
распространенный
–
геометрия
измерений узким пучком, который
можно
реализовать
только
в
лабораторных условиях, потому что
в данной методике образец помещается между источником -квантов и
89
детектором. Узкий пучок -излучения создают свинцовыми коллиматорами.
Оптимальные размеры коллимационного канала: диаметр 5 – 10 мм, общая
длина 6 – 7 см для источника Cs137 и 10 – 15 см для Co60. Расстояние между
детектором и источником равно 20 – 50 см (в зависимости от размера
образца). При помощи этой геометрии в лабораторных условиях измеряют
плотность пород с точностью 0.01 г/см3.
Геометрия
просвечивания
широким
пучком. Этот метод применяется в инженерногеологических исследованиях для определения
плотности
рыхлых
пород
(почв,
грунтов).
Экспериментально доказано, что угол между линией, соединяющей детектор и источник, и перпендикуляром к поверхности среды (угол α) не
влияет на результаты измерения, если он не превышает 600. Оптимальная
толщина просвечиваемого слоя равна ρd = 40 ÷ 80 г/см2, где ρ – плотность, d
– расстояние между источником и детектором. Для вычисления плотности
необходимо знать интенсивности первичного и вторичного -излучения и d.
Жесткая конструкция зонда обеспечивает постоянство толщины измеряемой
породы и постоянство интенсивности первичного излучения, поэтому
достаточно измерять интенсивность рассеянного излучения и
через
эталонировочный график определить плотность.
Метод (геометрия) рассеянного λ-излучения. Данная геометрия является
основной
при
геофизических
исследования
скважин,
опробовании
при
горных пород в выработках
(канавах, шурфах и штольнях).
В данной методике применяются два типа зондов.
Зонд «2π» применяется
на рудных и угольных месторождениях для исследования скважин
90
диаметром от 59 до 110 мм. Зонды с коллимированием первичного и
рассеянного излучений используются для изучения скважин большого
диаметра (более 200 мм). Коллимирование обеспечивает регистрацию
однократно-рассеянного γ-излучения. Пружина прижимает зонд к стенке
скважины. Свинцовые экраны, закрывающие от прямого излучения
источника и от бурового раствора, исключают влияние переменного
диаметра скважины и больших каверн. При измерениях по этой схеме
увеличивается
вызываемые
глубинность
мелкими
исследования
кавернами
и
и
уменьшаются
глинистой
коркой.
помехи,
Недостаток
коллимированного зонда – большой диаметр зонда и низкие скорости счета
по сравнению с зондом «2π».
Основной геометрической характеристикой зонда является его длина
R, равная расстоянию между источником и детектором. В методе рассеянного γ-излучения оптимальное R равно ρd = 40 ÷ 100 г/см2 (в массовых единицах), так что в зависимости от плотности пород следует менять длину зонда
R. Длина свинцового экрана должна быть не менее 5 – 7 см для Cs137 и 10 –
12 см для Со60.
Для выяснения условий применения ГГМ необходимо знать зависимости реально измеряемых потоков рассеянного излучения от геометрии зондов
и свойств среды. Самой важной особенностью измерений в ГГМ геометрией
рассеянного излучения является инверсия зависимости интенсивности
рассеянного излучения от плотности с изменением длины зонда. Ψ(ξ)/Ψ(ξ=1)
– функция рассеяния, определяющая интенсивность рассеянного γ-излучения
в зависимости от безразмерного параметра ξ = μ’ρR, выполненных для 2πзонда. Произведение массового коэффициента μ’ на плотность ρ есть линейный коэффициент ослабления μ. Величина, обратная μ – это величина,
характеризующая длину пробега l γ-кванта (l ≈ 1/μ). Отсюда следует, что
параметр ξ представляет длину зонда R/l, выраженную в длинах свободного
пробега γ-кванта в веществе.
На рисунке показаны зависимости функция рассеяния от параметра ξ,
различные кривые относятся к различным средам с разным коэффициентом
91
μ’. Так как для каждой кривой значение μ’ фиксировано, а длина зонда R сохраняется постоянной при измерениях,
графики Ψ(ξ)/Ψ(ξ=1) отражают изменение
интенсивности рассеянного γ-излучения в
зависимости от плотности. Из графиков
видно,
что
с
увеличением
плотности
интенсивность сначала возрастает, достигая максимума в точке инверсии, а затем
монотонно уменьшается. Положение точки
инверсии для пород с различным μ’ разное.
В ГГМ-П оптимальны заинверсные 2π-зонды с приведенной длиной ξ >
2, для которых характерно монотонное экспоненциальное убывание
интенсивности рассеянного излучения с увеличением плотности. Для
уменьшения влияния Zэфф в ГГМ-П необходимо использовать γ-излучения с
большой энергией (источники Cs137 или Co60). С учетом диапазона изменений
плотности и μ’ для этих энергий реальная длина зонда R составляет 15 – 40
см. Для снижения влияния Zэфф в ГГМ-П дополнительно уменьшают вклад
мягкой компоненты рассеянного γ-излучения применением железных или
свинцовых фильтров, а также отсечкой импульсов малой амплитуды с
помощью дискриминатора. Радиус исследования (глубинность) зондов
зависит от плотности среды и длины зонда, для большинства горных пород
лежит в пределах ρR = 20 ÷ 40 г/см2. Принимая плотность пород 2,7 г/см3, а
длину зонда 20 см, получим, что глубинность исследований ГГМ-П, в
среднем, составляет менее 1 см.
В ГГМ-С выгодно использовать инверсионные зонды с параметром ξ,
лежащим в области экстремума функции рассеяния. В этой области показания интенсивности вторичного излучения не зависят, или мало зависят, от
плотности пород. Однако влияние плотности, при работе с инверсными зондами, исключается лишь в узком диапазоне изменения плотности. С целью
расширения области компенсации влияния плотности, при работах методом
ГГМ-С, применяют двойные зонды, которые содержат два источника, распо92
ложенных на разных расстояниях от детектора. В этом случае измерения
выполняются одновременно с двумя зондами – характеристика одного из них
должна лежать в доинверсной, а другого – в заинверсной интервалах кривой
Ψ(ξ)/Ψ(ξ=1). Если правильно подобрать длины зондов, с учетом интервала
изменения плотности, то при измерении суммарного сигнала (детектор этих
зондов один и тот же) будет осуществляться компенсация изменения интенсивности вторичного гамма-излучения от изменения плотности в широких
пределах. Одновременно с этим, в определенных пределах, исключается
влияние зазора между корпусом прибора и пробой (стенки скважины).
Глубинность исследований методом ГГМ-С с использованием источников Se75 и Tm170, в любом случае, не более глубинности ГГМ-П, за счет
использования более мягкого первичного гамма-излучения.
Применение ГГМ. Метод ГГМ-П наибольшее распространение получил в скважинном варианте (ГГК-П). Плотностной каротаж позволяет выделить в разрезе скважины полезные ископаемые с аномальной плотностью
(уголь, горючие сланцы, металлические руды). ГГК-П также применяется на
нефтяных и газовых месторождениях с целью изучения пористости пород (по
изменению плотности). При инженерно-геологических работах ГГМ-П в
различных модификациях применяют как для определения плотности, особенно рыхлых пород, так и для наблюдения за динамикой влажности (по изменению плотности).
Определение Zэфф с помощью ГГМ-С позволяет различать породы по
вещественному составу. Чувствительность ГГМ-С, по сравнению с ГГК-П,
при выделении объектов разного вещественного состава, выше. Выигрыш в
чувствительности тем существеннее, чем больше Zэфф определяемых объектов. Так, при исследовании свинцовых руд с содержанием менее 1%, плотность (следовательно и изменение интенсивности рассеянного излучения в
ГГМ-П) изменяется незначительно, по сравнению с пустой породой. В то же
время ГГМ-С дает четкие аномалии.
Принципиальным недостатком ГГМ-С является невозможность разделения измеряемых эффектов от различных элементов. Количественное
93
опробование руд с помощью ГГК-С возможно только на монометальных
месторождениях и втех редких случаях, когда между несколькими рудными
компонентами имеется жесткая корреляция. При исследовании типичных
полиметаллических руд (Ba – Pb, W – Mo, Pb – Zn и т.д.) метод ГГМ-С
можно использовать для оконтуривания зон оруденения, т.е. как индикаторный. Наиболее благоприятные объекты для применения ГГМ-С являются
месторождения железных руд, углей и горючих сланцев, на которых методы
ГГК-С и ГГК-П используются в разведке месторождений и при подсчете
запасов.
Рентгенрадиометрический метод (РРМ)
РРМ применяется для элементного анализа горных пород и руд. Достоинствами метода являются: высокая чувствительность анализа, сопоставимая
с точностью химического анализа III класса; высокая производительность метода, простота проведения анализа, компактность аппаратуры.
В настоящее время используется два варианта РРМ:
1. флуоресцентный;
2. абсорбционный.
Абсорбционный анализ основан на резком различии коэффициента
поглощения определяемого элемента
для излучения с энергиями квантов
меньше или больше края поглощения..
При энергии γ-квантов не более 100
Кэв основной вид взимодействия –
фотоэффект, который и будет определять
коэффициент
поглощения.
Сечение фотоэффекта имеет скачки при
энергиях,
ионизации
Наиболее
равный
i-электронной
значимый
потенциалу
оболочки.
скачок
наблюдается у К-оболочки – примерно
94
на порядок для легких элементов.
Обеспечить требуемую энергию первичных γ-квантов с точностью до
десятых долей Кэв при помощи изотопных источников невозможно. Поэтому
кванты источника возбуждают характеристическое излучение мишени, которое в данном случае является первичным. Чтобы отсечь рассеянное γизлучение источника, ставят фильтр. При прохождении пробы, содержащей
определяемый элемент, резко увеличивается поглощение и количество γквантов, регистрируемых детектором, резко уменьшается. Если перед детектором проходит пустая порода, то поглощение не увеличивается, следовательно, будет зарегистрирована большая интенсивность. Абсорбционным
методом могут определяться элементы с порядковым номером Z более 25 –
30 при нижнем пороге концентрации 0.1%. Наиболее широкое применение
абсорбционный метод нашел при контроле технологических продуктов
переработки минерального сырья на обогатительных фабриках.
Флуоресцентный РРМ основан на возбуждении нуклидным источником (или рентгеновской трубкой) характеристического излучения элементов,
содержащихся в пробе. Характеристическое излучение (ХИ) каждого
элемента
энергию,
имеет
а
строго
интенсивность
определенную
ХИ
элемента
зависит от содержания его в пробе. Анализ
спектрального состава вторичного излучения
пробы проводится спектрометром.
Широкое распространение, в полевой
модификации с пропорциональными или сцинтилляционными детекторами,
метод получил при определении элементов с порядковым номером Z более
20, т.е. начиная с кальция. Порог чувствительности определения содержания:
0.1% для элементов с Z<40; 0.005% для тяжелых элементов. Верхний предел
концентраций не ограничен.
При лабораторных определениях с полупроводниковыми детекторами
и предварительной подготовкой проб (измельчение), порог чувствительности
снижается примерно на порядок. В настоящее время, при геологоразве95
дочных работах, применяется исключительно флуоресцентный РРМ.
Физические основы РРМ. Основные процессы взаимодействия γ-излучения в области энергий до 100 Кэв – это фотоэффект и рассеяние.
Рассеяние γ-квантов веществом бывает двух типов: когерентное (томпсоновское) и некогерентное (комптоновское). При когерентном рассеянии
энергия γ-кванта до и после взаимодействия остается постоянной. При некогерентном рассеянии энергия γ-кванта после рассеяния уменьшается, но при
комптоновском рассеянии низкоэнергетического γ-излучения энергия рассеянных γ-квантов изменяется незначительно даже при больших углах рассеяния. Таким образом, при рассеянии
гамма-квантов с энергией ниже 100
Кэв энергия рассеянных γ-квантов
неизменна,
или
незначительно
отличается от первоначальной.
Фотоэффект сводится к такому
взаимодействию γ-кванта с одним из
электронов атома, при котором γквант целиком поглощается атомом, а его энергия расходуется на
преодоление энергии связи электрона с атомом и на кинетическую энергию
электрона, в результате чего электрон покидает атом. Возникшую при этом
вакансию заполняет электрон с более высокой орбиты, а разность энергий
между уровнями испускается в виде характеристического излучения атома.
Фотоэффект происходит только на связанных электронах. Если Еγ больше энергии связи электрона IK, то фотоэффект может происходить на
любой электронной оболочке атома. Максимальную вероятность поглощения
γ-кванта имеют наиболее сильно связанные электроны. Наблюдается резкая
зависимость вероятности фотоэффекта от Еγ: σф = кЕ-n где к и n – постоянные
величины для данного элемента и данного интервала энергий. Для Еγ < 100
Кэв n ≈ 3.
С уменьшением Еγ коэффициент поглощения μ возрастает, однако при
Еγ равной энергии связи электрона К-уровня IK поглощающего элемента,
96
имеет место скачкообразное изменение коэффициента поглощения (К-скачок
поглощения). Если обозначить большое значение коэффициента поглощения
μ’K при Еγ > IK, а при Еγ < IK обозначить как μ”К, то отношение
μ’K / μ”К = SK
определяет величину скачка поглощения К-уровня. Наибольшее значение
скачка поглощения отмечается у К-уровня (SK), SL в 1,5 ÷ 3 раза меньше SK.
Для элементов с Z < 30 К-скачок поглощения находится в интервале от 10 до
13. С увеличением порядкового номера К-скачок уменьшается и для тяжелых
элементов приблизительно равен 3 – 5.
При таких энергиях первичного излучения (Еγ < 100 Кэв) глубинность
исследования невелика, даже для тяжелых элементов (Z > 50), у которых энергия характеристического излучения составляет десятки Кэв, глубинность
будет не более 1 мм. Для более легких элементов, соответственно, глубинность будет еще меньше. Т.е. уверенно можно говорить, что РРМ проводится
в насыщенных слоях и одной из характеристик вещества будет поверхностная плотность m (г/см2).
Если исследуемую пробу, взятую в виде плоскопараллельного слоя
площадью S (см2) с поверхностной плотностью m облучать потоком γ-излучения с энергией Еγ, то интенсивность потока квантов ХИ Ii на расстоянии R
от пробы будет определяться выражением:
_



 1  e iïð
I i  k i Ci  
_

  iïð
m





(1)
где μiпр – массовый коэффициент поглощения вторичного (ХИ) излучения, Ci
– концентрация определяемого элемента в исследуемой пробе, m – поверхностная плотность.
Коэффициент ki определяется как ki = f (R2, wq, Sq, pq, τi ) , где Sq – скачок поглощения q-уровня, wq – коэффициент выхода ХИ при возбуждении
атома
определяемого элемента на q-уровень, pq – вероятность перехода
атома, возбужденного на q-уровень, с излучением ХИ, τi – массовый коэф97
фициент фотоэффекта.
Коэффициент ki не зависит ни от концентрации определяемого элемента, ни от состава исследуемой пробы и при неизменной геометрии измерений
остается постоянным. Точное аналитическое значение ki рассчитать невозможно, поэтому ki определяется экспериментально при градуировке.
Параметры μiпр и m в какой-то мере взаимосвязаны. Породообразующие элементы (кальций, кремний, углерод, кислород) имеют малые порядковые номера (Z < 21), а значит и малые значения μ, которые определяются фотоэффектом.
При
энергиях
первичного излучения более 25 Кэв,
используемым в РРМ, вероятность
фотоэффекта на этих элементах мала.
Плотность
же
породообразующих
минералов, по сравнению с рудными,
также невелика.
Зависимость интенсивности ХИ
(Ii) от свойств пробы (μiпр*m) имеет следующий вид:
1. При значении μiпр* m < 0.5 поглощающие свойства пробы, с точки зрения
РРМ, невелики – реализуются условия измерения в промежуточном, слое.
Поэтому в формуле (1) можно принять

lim e
 iïð m  0
  iïð m
 1  
iïð
m
и тогда выражение (1) преобразуется Ii = kiCim. Таким образом, при малых
поглощающих свойствах породы (или при малых их изменениях), мы получаем линейную зависимость интенсивности ХИ. Эта ситуация реализуется в левой части графика Ii = f (m, μiпр).
2. Для μiпр* m > 5 (насыщенный слой) exp(-μiпр* m) << 1 и тогда выражение
(1) преобразуется Ii = kiCi / μiпр, что мы наблюдаем в правой части
графика.
Очевидно, что интенсивность ХИ прямо пропорциональна концентрации Ci, однако с ростом Ci растут и поглощающие свойства пробы. Поэтому
98
зависимость Ii=
f(Ci) не будет линейной, за исключением экзотического
случая, когда с ростом Ci выполняется условие μiпр* m < 0.5. Это условие
может быть выполнено только в том случае, если поглощающие свойства
пустой породы μп будут равны поглощающим свойствам руды μi. Т.к. для
пустой породы всегда выполняется условие μiпр* m < 0.5, то в этом случае и
для рудной компоненты пробы также
будут выполняться те же условия. Во
всех
других
случаях
поглощающие
свойства руды выше, чем у вмещающей
породы, поэтому зависимость Ii = f(Ci)
будет иметь вид как на предыдущем
графике.
Спектр
вторичного
излучения
состоит из следующих компонент: в области энергий близких к нулю
регистрируется, в основном, аппаратурный шум (крайний левый максимум).
В любом спектре РРМ будет также наблюдаться пик рассеянного излучения
(Ер), энергия которого будет почти совпадать с энергией источника. Как
правило, по пику Ер проводят градуировку энергетической шкалы. При
отсутствии в пробе определяемого элемента (Ci = 0%) между пиком рассеянного излучения и шумом значения интенсивности не равно нулю, а имеет
конечное значение Iф, обусловленное фоновым излучением. При наличии в
пробе определяемого элемента (Ci > 0%) появляется пик характеристического
излучения с энергией Ехи. Зная энергию Ер, определяют энергию Ехи, тем
самым определяют элемент.
99
Мешающие излучения и способы его учета. Мешающим излучением
называется любое излучение, которое не равняется нулю в том энергетическом интервале спектра, в котором проводится измерение интенсивности
определяемого элемента. Мешающее излучение вносит дополнительные
погрешности при исследовании содержания определяемого элемента.
Природа мешающего излучения:
1. Фоновое излучение.
2. Рассеянное от первичного и вторичного излучений.
3. Характеристические излучения от других элементов, полностью не разрешенных спектрометром (наложение спектров различных элементов друг
на друга).
1. Фоновое излучение Iф обусловлено, в основном, рассеянием первичного
излучения источника в воздухе или на стенках камеры блока возбуждения.
Фоновое излучение дает небольшой вклад в измеряемый спектр. При постоянных геометрических условиях измерения значение этого вклада не
зависит от состава пробы. Учет фонового излучения можно провести
достаточно точно.
2. Рассеяние излучения пробой обусловлено непосредственно наложением
когерентно и не когерентно рассеянного излучения источника на аналитическую линию определяемого элемента или причинами аппаратурного
характера. Поток квантов рассеянного излучения не является постоянным
и зависит от поглощающих свойств входящих в пробу элементов. Тот
участок рассеянного излучения, который попадает в интервал энергий
определения IХИ, обуславливает «матричный эффект», который снижает
точность анализа. Значение вклада рассеянного излучения в участок
анализируемого спектра может быть определен по результатам анализа
проб, у которых Ci = 0, но различаются составом (литологией) вмещающей породы. Учет (компенсация) вклада рассеянного излучения проводится выбором методик измерения.
3. Наибольшую сложность при проведении анализа представляет учет
мешающего излучения, обусловленного наложением на аналитическую
100
линию определяемого элемента характеристического излучения других
элементов, присутствующих в пробе. Вклад этого мешающего излучения в
измеряемую интенсивность определяемого элемента зависит от содержания в пробе мешающих элементов и степени перекрытия их спектров со
спектром определяемого элемента.
К мешающим элементам, при проведении анализа по К-серии ХИ со
сцинтилляционным и пропорциональным детекторами, относятся элементы,
отличающиеся по атомному номеру от определяемого элемента, меньше чем
на 5 – 7 единиц. Кроме того, мешающее влияние могут оказывать более тяжелые элементы, у которых L-серия накладывается на К-серию более легкого
определяемого элемента (например К-серия цинка и L-серия свинца при
разведке на циково-свинцовых полиметаллических месторождениях). Число
мешающих элементов уменьшается при проведении анализа с аппаратурой,
имеющей более высокое энергетическое разрешение. Например, при использовании полупроводниковых детекторов, к мешающим можно отнести
только соседние элементы периодической таблицы.
В настоящее время наиболее широкое распространение получили два
способа разделения мешающего и аналитического излучений:
1. Способ краевых фильтров.
2. Способ дифференциальных фильтров.
Способ краевых фильтров. Принцип
действия краевых (селективных) фильтров
основан на резко различном ослаблении
излучений с энергией фотонов меньше ЕХИ и
больще
энергии
края
поглощения
фильтрующего элемента ЕФ. Так как в этой
области
является
массовых
энергий
основным
фотоэффект,
то
коэффициентов
аналитических
линий
процессом
отношение
поглощения
фильтрующим
элементом равно:
101
μМ /μХИ = SK* (ЕХИ/ ЕМ)n,
где μХИ и μМ – коэффициенты поглощения фильтра для ХИ определяемого
(μХИ) и мешающего (μМ) излучений; SK – равно 3 – 13, n ≈ 3.
Коэффициент поглощения ХИ μХИ определяемого элемента будет в
несколько раз выше, чем μМ мешающего элемента. Поэтому относительные
изменения ХИ определяемого и мешающего элементов, после прохождения
через тонкую пластинку фильтра с поверхностной плотностью mФ, будут
существенно различными. Последовательность измерений такова: измеряют
спектр вторичного излучения без фильтра IΣ(Е); ставят фильтр перед детектором и проводят измерение IΣФ(Е). Истинные значения интенсивности
определяемого IОП и мешающего IМ элементов находят решая систему уравнений:
IΣ = IОП +k*IМ
IΣФ = IОП*exp(-μХИm) + k*IМ*exp(-μМ*m)
где k – коэффициент, учитывающий энергетическое разрешение детектора.
Произведения μХИm и μМ*m для данного фильтра являются постоянными и
достаточно точно определяются экспериментально.
Способ дифференциальных фильтров. Одновременный учет всех составляющих мешающего излучения, в большинстве случаев, обеспечивается при
проведении измерений со сбалансированными дифференциальными фильтрами. Принцип действия этих фильтров аналогичен принципу действия краевого фильтра. Отличие от краевого фильтра заключается в том, что краевой
фильтр имеет скачок поглощения больше (или меньше) энергии ХИ определяемого элемента, а дифференциальный фильтр представляет собой комбинацию двух краевых фильтров, один из которых имеет скачок поглощения
больше энергии ХИ определяемого элемента, а другой – меньше энергии ХИ.
Обозначим поглощающие свойства первого фильтра при энергиях ЕМ1, ЕХИ и
ЕМ2 соответственно через μ’М1, μ’ХИ и μ’М2, а поглощающие свойства второго
фильтра при энергиях ЕМ1, ЕХИ и ЕМ2 соответственно через μ”М1, μ”ХИ и μ”М2.
Поверхностная плотность первого фильтра m1, второго фильтра – m2. Если
мы поочередно будем устанавливать фильтры 1 и 2, то интенсивности I1 и I2
102
будут равны:
I1 = IМ1exp(-μ’М1m1)+ IХИexp(-μ’ХИm1)+
IМ2exp(-μ’М2m1);
I2 = IМ1exp(-μ’’М1m2)+ IХИexp(-μ’’ХИm2)+
IМ2exp(-μ’’М2m2);
Если мы подберем фильтры так, что
будет выполняться условие баланса
фильтров:
μ’М1m1 = μ’’М1m2;
μ’М2m1 =
μ’’М2m2
то разность счета Δ = I2 - I1 = IХИ[exp(μ’ХИm1) - exp(-μ’’ХИm2)] = k IХИ.
Если анализ проводится по К-серии
определяемого элемента и фильтрующими
элементами
будут
элементы
с
соседними порядковыми номерами, то полоса пропускания фильтров
составить 0,3 ÷ 0,4 Кэв при ЕХИ менее 10 Кэв и полоса пропускания около 2,5
Кэв при регистрации при ЕХИ более 50 Кэв.
Недостатком
дифференциальных
необходимость
фильтров
является
метода
проведения
последовательных измерений при определении IХИ двух или более элементов.
Кроме того, при определении легких элементов с ЕХИ менее 8 Кэв сложно
приготовить сбалансированные фильтры с небольшой поверхностной
плотностью.
Геометрия измерений. Относительное расположение источника, пробы
и детектора выбирается так, чтобы обеспечить максимальную чувствительность и наилучшее соотношение сигнал – фон.
Максимальная эффективность возбуждения и регистрации излучения
достигается созданием наиболее компактной геометрии измерения с сочетанием условий защиты оператора от излучения источника и экранирования
детектора от первичного и рассеянного излучений источника.
103
В настоящее время наибольшее распространение получили два типа
геометрии
флуоресцентного
РРМ:
коллимированние первичного и вторичного
излучений (узкий пучок); геометрия широкого
пучка. При ровной поверхности пробы более
выгодно использовать геометрию узкого пучка,
потому что коллимирование приводит к тому,
что пик рассеянного излучения становится
более
узким
за
счет
того,
что
при
комптоновском рассеянии в коллиматор попадают только кванты строго определенной энергии.
Следовательно,
уменьшается
вклад
рассеянного излучения в ХИ определяемого
элемента, резко снижается влияние «матричного эффекта». Такую ровную
поверхность можно организовать только предварительным дроблением
пробы и разравниванием ее поверхности. Значит, геометрию узкого пучка
целесообразно использовать в лабораторных исследованиях.
При неровной поверхности пробы, что несомненно бывает при анализе
РРМ в горных выработках и в скважинах, геометрию узкого пучка применять
нецелесообразно: при движении датчика вдоль неровной поверхности будет
постоянно меняться расстояние от источника до пробы и от пробы до детектора. Это несомненно приведет к искажению спектра вторичного излучения
и, следовательно, к потере точности анализа. В этом случае применяется
методика широкого пучка, в котором расстояние до эффективной плоскости
измерения изменяется значительно меньше, чем в геометрии узкого пучка.
Поэтому при полевых и скважинных исследованиях РРМ применяется геометрия широкого пучка.
Методика анализа РРМ. Существует множество методик проведения
РРМ. Наиболее распространенные следующие:
1. Способ интенсивности.
2. Способ спектральных отношений.
104
Способ интенсивности применяется для анализа в насыщенных и промежуточных слоях без учета влияния «матричного эффекта». При μпр*m > 5
Ii = kCi/μпр
отсюда следует, что
Ci = Ii* μпр/k.
В случае, когда значение μпр остается постоянным для различных типов
пород или его изменениями можно пренебречь, считая k’ = 1/k, то можно
записать:
Ci = Ii*k’
Однако, даже при неизменном составе вмещающей породы значение
μпр будет прямо пропорционально зависеть от содержания рудного компонента Ci. Эта методика применима при выполнении следующих условий:
1. Небольшие изменения концентрации определяемого элемента, либо
концентрация настолько велика, что изменения μпр не влияют на
относительную точность измерений.
2. Состав вмещающей породы постоянен или его изменения невелики,
т.е. μпр можно считать постоянным.
Путем измерения эталонов с известным содержанием определяемого
элемента, строят эталонировочный график Ii = f (Ci), по которому определяют
содержание i-элемента в пробе.
Способ спектральных отношений. Основные погрешности при определении элементного состава пробы, дает
неоднородность состава вмещающей
породы. Эта погрешность наиболее
существенна при малом содержании
определяемого
изменение
элемента,
фона
когда
рассеянного
излучения в интервале энергий ХИ
определяемого элемента, сопоставима
с интенсивностью ХИ при малых содержаниях.
В основе метода спектральных отношений лежит тот факт, что при уменьшении поглощающих свойств пробы, которые определяются фотоэффе105
ктом, возрастает пик рассеянного излучения. Если брать отношение пика ХИ
(IХИ) к пику рассеянного излучения (IР), то при изменении вещественного
состава параметр η = IХИ/IР будет изменяться незначительно, особенно в
области малых содержаний определяемого элемента. Эта методика носит
название способа отношений.
Зависимость потока квантов ХИ от состава пробы оказывается более
резкой, чем зависимость составляющих (томпсоновского и комптоновского)
рассеянного излучения. Наиболее слаба зависимость от вещественного состава комптоновской составляющей рассеянного излучения. Поэтому для компенсации влияния «матричного эффекта» наиболее эффективно использовать
не пик рассеянного излучения, где существенна томпсоновская составляющая, а часть спектра рассеянного излучения с более низкой энергией, чем пик
IР, где больший вклад комптоновского рассеяния (I’Р). В способе спектральных отношений измеряемым параметром η является:
η = IХИ/I’Р
В способе спектральных отношений содержание определяемого элемента находят по градуировочному графику:
Ci = f (ηi/η0)
где ηi = Ii/I’p при Ci > 0, η0 = Ii/I’p при Ci = 0.
Исследования способа спектральных отношений показывают, что наряду с учетом «матричного эффекта», этот способ позволяет привести к общему градуировочному графику измерения с различной геометрией и уменьшить влияние аппаратурных факторов.
Критерии оценки РРМ, оценка погрешности анализа.
1. Основной параметр - чувствительность измерений εi = dIi/dCi.
2. Для оценки условий проведения анализа, с точки зрения вклада мешающих излучений, используется параметр приведенной контрастности
аналитической линии Fп = εi/Ii. При заданной относительной точности
анализа (учета мешающих излучений) δ абсолютная погрешность анализа
ΔCi определяется значением приведенной контрастности ΔCi = δ/ Fп.
Значение Fп в основном определяется энергетическим разрешением
106
аппаратуры. Для сцинтилляционных и пропорциональных детекторов Fп
не более нескольких единиц, для ППД значение Fп может достигать 150.
3. С увеличением концентрации определяемого элемента Ci относительная
погрешность анализа δ уменьшается. Весь интервал содержаний, в зависимости от элемента, разбит на классы, в которых заданы предельные
значения δ. Например, для галенит – сфалерит (цинк – свинец) полиметаллических руд классы таковы: I – содержание от 0% до 2%; II – 2% ÷ 5%;
III – 5% ÷ 15%; IV – более 15%. В каждом классе содержаний относительная точность определений δ будет: I – 60%; II – 10%; III – 5%; IV – 1%.
Такое значение δ по классам соответствует химическому анализу III класса. Для содержаний золота и разбиение на классы, и относительная погрешность измерения в каждом классе, совершенно другие.
Проведение флуоресцентного РРМ. Для проведения РРМ необходимо
последовательно решить следующие задачи:
1. Выбор источников излучения.
2. Выбор методики анализа.
3. Подготовка к проведению измерений.
1. Выбор источника обусловлен получением максимальной чувствительности и контрастности аналитической линии определяемого элемента. При
анализе одного элемента наиболее оптимальны источники с энергией γквантов, близких к энергии К-края поглощения определяемого элемента.
Однако необходимо учитывать энергетическое разрешение аппаратуры,
чтобы пик рассеянного излучения не накладывался на аналитическую линию определяемого элемента. При проведении анализа по К-серии ХИ наиболее оптимальны источники: Fe55 (Еγ = 8 Кэв) для элементов с Z = 13 ÷
23; Cd109 (22 Кэв) для Z = 24 ÷ 43; Am241 (Z = 44 ÷ 68); Tm170 (Z > 65).
2. Наиболее универсальна методика спектральных отношений. При проведении анализа со сцинтилляционными и пропорциональными детекторами,
прямое измерение интенсивности ХИ (без фильтров), возможно лишь при
условии, что вкладом мешающих излучений от других элементов можно
пренебречь, или между интенсивностями определяемого и мешающего
107
излучения существует жесткая корреляция.
3. Включает в себя градуировку аппаратуры и построение эталонировочного
графика. Основные работы при градуировке аппаратуры: нахождение максимума амплитудного распределения; установка оптимальной ширины окна спектрометра. Положение максимума амплитудного распределения определяют на основании энергетической привязки шкалы спектрометра по
спектрам нескольких элементов с энергиями ХИ, перекрывающих весь интервал. Оптимальную ширину окна спектрометра определяют из условий
получения минимальной относительной погрешности анализа, обусловленной статистикой и наложением мешающих излучений. Ширина окна выбирается экспериментально. При построении эталонировочного графика
должны использоваться эталоны, содержание определяемого элемента в
которых, в каждом эталоне, подтверждены в двух независимых сертифицированных химических лабораториях. Класс химанализа должен быть
выше класса анализа РРМ, т.е. не ниже II класса. В каждом классе содержаний определяемого элемента должно быть не менее двух эталонов.
Активационный анализ
Гамма-активационный анализ. При взаимодействии γ-квантов высоких
энергий с ядрами атомов возникают
разнообразные
получившие
реакции,
общее
название
фотоядерных реакций. Продукты
этих реакций – радионуклиды и
изомеры, анализ излучения которых
позволяет определить элементный
состав вещества.
Фотоядерные реакции имеют энергетический порог, ниже которого
взаимодействие не наблюдается. Значение пороговой энергии зависит от
типа фотоядерной реакции и ядра, с которым происходит взаимодействие.
Зависимость сечений фотоядерных реакций от энергии γ-квантов имеет
108
резонансный характер (т.е. точку экстремума). Значение резонансной энергии
и сечение реакции в области резонанса индивидуальны для различных
нуклидов.
При энергии γ-квантов до 20 Мэв для подавляющего числа нуклидов
наиболее вероятна реакция (γ, n). В отличие от других фотоядерных реакций,
эта реакция характеризуется более низкими значениями пороговой и резонансной энергий, причем спектр этих энергий достаточно широк. Используя
эту особенность, можно увеличить избирательность анализа путем выбора
энергии γ-квантов, при которой активируется наименьшее число мешающих
атомов. Как правило, элементы, из которых состоят породообразующие минералы, обладают более высокими значениями порогов активации по сравнению с рудными элементами. Отсутствие эффекта самоэкранирования (т.е.
поглощения вторичного излучения самой пробой) позволяет использовать
для анализа пробы весом более 1 кг, что увеличивает представительность
(достоверность) анализа.
Гамма-нейтронный метод (ГНМ) – основной метод поисков и
разведки бериллиевых руд. ГНМ применяется для определения бериллия в
пробах, опробования горных выработок и изучения ореолов рассеяния
бериллия на поверхности.
Для большинства элементов пороговая энергия реакции (γ, n) 6 ÷ 12
Мэв, и лишь для Be ЕПОР = 1,67 Мэв (ЕMAX = 22 Мэв). Из числа известных
источнтков γ-излучения для анализа на бериллий подходит изотоп Sb124 с
периодом полураспада 60 дней и испускающий γ-кванты в жесткой части
спектра двух энергий: 1,69 Мэв (50% выхода) и 2,09 Мэв (6,5% выхода). Этот
источник способен возбуждать только ядра беррилия, что обеспечивает
высокую селективность анализа и отсутствие помех со стороны других
фотонейтронных реакций.
Нейтроны, возникающие при облучении изотопа Be9 γ-квантами
источника Sb124 имеют энергию 24 Кэв и 422 Кэв (соответственно от гаммаквантов 1,67 Мэв и 2,09 Мэв). Вклад фотонейтронов от γ-квантов 2,09 Мэв
примерно в 20 раз меньше, чем от γ-квантов 1,69 Мэв, поэтому нейтронное
109
излучение изотопа Be9 можно считать моноэнергетическим с энергией 24
Кэв.
Для поисков и разведки бериллиевых руд применяют портативный
переносной прибор – бериллометр. Основными элементами бериллометра
являются источник гамма-излучения и сцинтилляционный детектор надтепловых нейтронов, разделенных свинцовым экраном. Приборы весом до 6 кг,
чувствительность 900 имп/мин, порог определения содержания бериллия –
0,01%.
Нейтрон-активационный анализ – это метод (НАМ) определения
состава вещества с помощью излучения ядер, ставшими радиоактивными в
результате облучения нейтронами.
Главными достоинствами НАМ – высокая чувствительность селективность определения элементов. Высокая чувствительность обусловлена появлением интенсивных источников излучения, позволяющих исследовать очень
малые образцы. Селективность отражает индивидуальные особенности структуры возбужденных состояний каждого изотопа.
Физические основы метода. В отличие от заряженных частиц, нейтроны легко проникают в ядро даже при малых энергиях, почти для всех элементов наблюдаются реакции радиационного захвата (n, γ) на тепловых и надтепловых нейтронах, что определяет широкие возможности НАМ. При взаимодействии нейтронов с ядрами атомов образуются составные (или промежуточные) ядра путем слияния нейтрона с ядром-мишенью, Составное ядро
неустойчиво, переходя в устойчивое состояние ядро испускает частицы или
γ-кванты.
Пусть имеется поток нейтронов Ф (нейтр/см2*сек), постоянного во времени и в пространстве, сечение взаимодействия активации (нейтронов с
ядром-мишенью) σа, первоначальное число ядер-мишеней N0. Дифференциальное уравнение для числа N активированных ядер будет:
dN/dt = ФσаN0 – λN
где λ – постоянная распада активированного изотопа. Решением этого уравнения будет выражение:
110
N
Ô a N0

1  et 
a
где ta – время активации.
После активации, т.е. после остановки потока нейтронов, начинается
распад радиоактивного изотопа, образованного во время активации (процесс
остывания). Активность изотопа It в момент времени t (t – время остывания):


I t  Ô  a N 0 1  e  t a  e  t
Максимальная наведенная активность будет в конце времени активации (t =
0), при условии, что время активации значительно больше периода полураспада активируемого изотопа (ta >> T):
I 
N A  P  C   Ô   a
A
где: А – атомный вес изотопа; Р – масса пробы, г; С – содержание активируемого элемента (весовые доли); θ – распространенность активируемого изотопа. Р*С*θ – масса активируемого изотопа в граммах.
Излучение активированных ядер. Активация нейтронами ядер-мишеней приводит к образованию таких радиоактивных ядер, которые испытывают либо β- распад, либо электронный захват (К-захват). Радиоактивные активированные ядра, испытывающие β+ распад возникают редко. β-распад
сопровождается γ-излучением.
При активации нейтронами золота (Au197
стаб) образуется составное ядро Au198,
которое, в некоторых случаях, испуская βчастицы превращается в стабильное ядро
ртути Hg198. В большинстве случаев изотоп
Au198, при испускании β-частицы, остается
возбужденным до энергии 412 Кэв, время
жизни этого возбужденного состояния 10-9
секунды. Переходя в стабильное состояние, возбужденное ядро испускает γквант энергии 412 Кэв.
111
В результате захвата нейтрона из гафния образуется изотоп Hf175. Это
составное ядро испытывает β-распад (К-захват) с периодом полураспада 70
суток с образованием двух метастабильных возбужденных уровней.
Возбуждение с уровня 433 Кэв может сниматься как испусканием γ-кванта с
энергией 433 Кэв, так и путем испускания
каскада 90 + 343 Кэв. Таким образом,
распад
изотопа
излучением
трех
Hf175
групп
сопровождается
γ-квантов,
у
которых различна как энергия, так и
интенсивность. Дополнительно, при Кзахвате образуется вакансия на К-уровне,
следовательно, этот тип β-распада будет
сопровождаться
испусканием
характеристического излучения.
Источники нейтронов. Возможности НАМ во многом определяются
типом источников нейтронов, т.к. интенсивность наведенного излучения
прямо пропорционально плотности потока нейтронов Ф при активации.
Существует три типа источников нейтронов.
1. Радиоизотопные источники. Описание их и принцип действия приведены
выше, в разделе «Источники ядерных излучений». С изотопными источниками не удается получить плотности потока нейтронов выше 10 6
нейтрон/см2*сек. Этой плотности потока недостаточно для проведения
многоэлементного НАМ.
2. Генераторы нейтронов. Это электростатические ускорители заряженных
α-частиц, которые направляются на мишень из дейтерия Н3, в результате
реакции получается гелий и нейтрон с энергией 14 Мэв. Эти быстрые нейтроны замедляются до тепловой энергии. Максимальная плотность поттока, достижимая на генераторах нейтронов, единицы на 109 нейтр/см2*сек.
3. Ядерные реакторы, в которых используется реакция деления ядер урана. В
реакторе удается получить плотность потока тепловых нейтронов до 1013 –
112
1014 нейтрон/см2*сек. Потоки нейтронов в реакторе однороднее, чем в других нейтронных источниках, поэтому появляется возможность активации
большой серии образцов при одной и той же плотности потока, чем резко
увеличивается производительность анализа.
Методика проведения НАМ. Аналитические лаборатории, проводящие
НАМ горных пород, обычно располагаются не при реакторах, и измерение
проб возможно лишь через некоторое время после активации (требования
техники безопасности).
Коротко, смысл определения элементного состава пробы заключается в
изучении энергетического спектра вторичного γ-излучения, т.к. энергия γквантов строго определена для каждого элемента, а его интенсивность определяется содержанием данного элемента в пробе. Так как все работы проводятся в лабораторных условиях, использование гамма-спектрометров с полупроводниковыми детекторами позволяет получить хорошее энергетическое
разрешение, следовательно, резко уменьшаются помехи (наложение спектральных линий, влияние мешающих излучений, фон рассеянного излучения и
т.п.) и повышается точность анализа.
Условно называют нуклиды, образованные во время активации, с
периодом полураспада Т от 2 часов до 2 суток короткоживущими, с Т > 2
суток – долгоживущими.
Основная доля активности проб горных пород в первые дни после
облучения обусловлена содержанием в них изотопа Na24 (Т = 15 часов) ,
образовавшимся в результате нейтронного захвата Na23, входящим в состав
породообразующих минералов. При среднем содержании натрия в породах,
равном 3%, общей массе проб в навесках 20 г (50 проб по 400 мг каждая),
длительности активации 6 часов в потоке 1013 нейтр/см2*сек, γ-активность
проб за счет Na24 достигает 0.4 Ки. При работе с веществами, обладающими
такой радиоактивностью, требуются специальные меры защиты. После
времени остывания 7 – 10 суток общая активность проб снижается до 1 – 2
мКи и можно работать без специальных средств защиты.
Для обеспечения необходимой активности долгоживущих изотопов и
113
обеспечения высокой чувствительности их определения, необходимо облучать пробы при большом интегральном потоке нейтронов (время активации
20 часов при Ф = 1013 нейтр/см2*сек). Измерения проводят после почти
распада изотопа Na24. Нуклиды с относительно долгоживущими изотопами
имеют различные периоды полураспада – от 2 суток до нескольких лет.
Оптимальная
длительность
остывания
тоже
различна,
поэтому
при
групповом анализе полезно разделить все элементы на группы с близкими Т
с тем, чтобы свести к минимуму число повторных измерений. В большинстве
случаев достаточно трех измерений, включающее определение следующих
элементов:
1. tост = 5 ÷ 8 суток – Au, La, Sm, Yb, Lu, W, Cd …
2. tост = 12 ÷ 15 суток – Nd, Cs,Rb …
3. tост = 30 ÷ 40 суток – Eu, Gd, Tb, Hf, Sr, Ag …
Основным фактором, ограничивающим чувствительность анализа горных пород по короткоживущим нуклидам, является γ-активность проб, обусловленная содержанием в них распространенных элементов Na и Mn. Изотопы Na24 и Mn56, образующихся в результате активации, приводят к перегрузке счетчика, что резко снижает чувствительность определения элементов. Для определения короткоживущих нуклидов измерения гамма-спектра
пробы необходимо проводить через несколько часов после начала остывания,
время активации при этом не более 10 минут. Групповой анализ целесообразно проводить путем двух последовательных измерений:
1. tост = 5 ÷ 10 часов – Lu, Dy, Er, Sr, In, Eu;
2. tост = 20 ÷ 30 часов – La, Se, Fr, Sm, Gd …
Необходимо отметить, что НАМ является довольно затратным лабораторным методом. В той модификации, о которой говорилось выше (источник
нейтронов – ядерный реактор, лабораторные спектрометры с полупроводниковым детектором, для обработки спектров вторичного излучения необходимы ЭВМ т.д.) нет смысла проводить определения обычных полезных ископаемых – с этой задачей успешно справляется РРМ. Предел обнаружения РРМ
– примерно 0.1 – 0.2% содержания в полевом варианте. НАМ используется
114
для анализа проб: на драгоценные металлы (золото, серебро, платина); редкие земли (осмий, иридий и др.); лантаноиды и актиноиды. То есть на те
элементы, распространенность которых в земной коре крайне низкая. Пределы обнаружения некоторых элементов приводятся ниже в таблицах.
Еγ, Кэв
tост, сутки
Золото (Au)
412
5÷8
Предел обнаружения, 10-4 %
0.1
Кобальт (Co)
1333
30 ÷ 40
0.7
Гафний (Hf)
482
30 ÷ 40
0.8
Скандий (Sc)
889
30 ÷ 40
0.2
Европий (Eu)
122
1
0.1
Самарий (Sm)
103
1
2.0
Марганец (Mn)
847
0.3
3.0
Медь (Cu)
511
1
16.0
Гольмий (Ho)
81
1
5
Элемент
115