CN103513287A - 一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法 - Google Patents

Abstract

本发明涉及一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法。利用D-D直流中子源以及两个中子探测器和三个伽马探测器的多探测器测量系统，记录不同位置处的中子总计数和伽马能谱，计算得到地层密度。实现利用直流中子源计算地层密度，无需脉冲时序控制，简化了仪器设计和数据处理过程，提高了仪器的稳定性，为测井过程中地层密度信息的获取提供了新的手段。

Description

一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法

技术领域

本发明涉及油气井测井系统技术领域，尤其涉及一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法。

背景技术

常规密度测井方法是伽马-伽马密度测井，采用伽马源和伽马探测器，通过记录伽马源产生的伽马射线在地层中发生康普顿散射后进入探测器的计数，得到地层密度参数。最近国内外出现采用中子源产生的次生伽马进行地层密度测量的测井方法，其原理大都采用14.3MeV的D-T脉冲中子源和两个伽马探测器，分别记录两个源距处的非弹伽马和俘获伽马总计数，利用两个源距的俘获伽马计数比校正地层含氢指数的影响，利用两个源距的非弹伽马计数比计算地层密度。伽马-伽马密度测井方法采用放射性化学源，对施工人员和周围环境存在潜在的放射性危险；而利用双源距非弹伽马计数比的方法测量结果受地层含氢指数的影响，仪器必须采用脉冲中子源，时序控制较复杂，且对结果进行地层含氢指数校正的方法大多是经验公式，缺乏理论支持。

发明内容

本发明的目的是设计一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法。

本发明采用的技术方案为：利用直流可控中子源和多探测器系统，采用中子源直流工作方式，在不同的位置记录中子总计数和伽马能谱，计算得到地层密度信息。

所述可控中子源采用D-D可控中子源，直流工作方式。

所述的多探测器系统包括两个热中子探测器和三个伽马探测器；所述的热中子探测器采用He-3正比计数器；所述的伽马探测器采用的是NaI晶体探测器；所述的多探测器系统的排列顺序是，沿离开中子源位置的方向，依次是近源距伽马探测器、近源距中子探测器、远源距中子探测器、远源距伽马探测器以及超远源距本底伽马探测器；所述的探测器长度分别为，近源距伽马探测器晶体长度50～100mm，近源距中子探测器长度为100～200mm，远源距中子探测器长度为100～200mm，远源距伽马探测器晶体长度为50～100mm，超远源距伽马探测器晶体长度50～100mm；根据探测器长度，所述各探测器源距分别为：近伽马探测器源距(晶体中心位置到中子源靶的距离)为285～385mm，近中子探测器源距(中子探测器中心位置到中子源靶的距离)为360～505mm，远中子探测器源距为570～745mm，远伽马探测器源距为675～865mm，超远伽马探测器源距为1000～1200mm。

所述的计算地层密度方法，其特殊之处在于，采用如下的步骤：

①在未知密度地层中，近、远源距中子探测器采集中子计数分别为N_S、N_L；近、远、超远源距伽马探测器采集伽马能谱；

②利用近、远源距伽马探测器能谱计数扣除超远源距伽马探测器采集的本底伽马能谱，得到不含本底的近、远源距伽马能谱，其总计数分别为G_S、G_L；

③计算近、远源距处能量在0.1MeV～1MeV之间的伽马计数g_S、g_L，利用中子计数N_S、N_L和伽马计数g_S、g_L，计算R(或lnR)值，R表达式如下：

$R=\frac{g_S}{g_L-\frac{N_L}{N_S}{g}_S}$

当近、远伽马探测器总计数率偏低时，可以用总计数G_S、G_L代替g_S、g_L计算R(或lnR)值，此时R表达式为：

$R=\frac{G_S}{G_L-\frac{N_L}{N_S}{G}_S}$

④根据仪器在刻度井中得到的R(或lnR)与地层密度ρ之间的响应关系，利用上面计算得到的R(或lnR)值计算得到未知地层密度。

本发明的有益效果为：本发明利用直流可控中子源和多探测器组合实现地层密度测量，对比利用化学源的方法，降低了潜在的放射性危害；对比利用脉冲中子源的方法，无需脉冲时序控制，简化了仪器设计和数据处理过程，提高了仪器的稳定性。

附图说明

图1为本发明仪器探测器相对位置及结构剖面示意图，图中：1为中子发生器控制及驱动电路，2为中子管高压，3为D-D中子管，4为屏蔽体，5为近伽马探测器，6为近中子探测器，7为远中子探测器，8为远伽马探测器，9为中子、伽马探测器高压及控制电路，10为数据通讯短节，11为超远本底伽马探测器，12为仪器外壳；

图2为在刻度井中仪器测井响应R值和地层真密度ρ的关系图；

图3为利用本发明方法测量得到的地层视密度ρ_a和地层真密度ρ的关系图；

图4为中子伽马分布推导示意图；

图5为孔隙度为10％饱含淡水的砂岩地层中，由中子源在不同的位置产生的次生伽马射线对三个不同源距处(20cm、50cm、80cm)的点探测器产生的相对贡献。

图6为不同地层密度条件下，对源距为50cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布。计算条件为：饱含淡水的砂岩地层，孔隙度为10％，地层密度ρ′分别设为真实密度的m倍，ρ′＝m·ρ，m分别取1/4、1/2、1、2、4，令L_e、L_t值不变；

图7为不同地层孔隙度条件下，对源距为50cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布，计算条件为：饱含淡水的砂岩地层，地层孔隙度分别为5％、15％和30％，令线性衰减系数μ＝μ_mρ保持不变；

图8为不同地层密度条件下，对源距为10cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布，计算条件同图6计算条件；

图9为不同地层孔隙度条件下，对源距为10cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布，计算条件同图7计算条件；

具体实施方式

下面结合附图说明本发明的具体实施方式：

一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法。利用可控中子源和多探测器系统，采用中子源直流工作方式，在不同的位置记录中子总计数和伽马能谱，计算得到地层密度信息。下面结合附图对本发明作进一步详细描述。

图1为本发明设计仪器探测器相对位置及结构剖面简图，其中中子管3为D-D中子管，直流工作方式；伽马探测器5、8、11采用NaI晶体探测器，探测器晶体长度均为50～100mm，源距(伽马探测器晶体中心位置到中子管氘靶的距离)分别为285～385mm、675～865mm和1000～1200mm，其中超远伽马探测器11作用是记录本底伽马能谱计数，近、远伽马探测器5和8作用是记录中子源在地层中产生的次生伽马能谱计数；中子探测器6和7采用He-3正比计数管，探测器长度均为100～200mm，源距分别为360～505mm和570～745mm。

采用如下的步骤计算地层密度：

①在未知密度地层中，近、远源距中子探测器采集中子计数，记为N_S、N_L；近、远、超远源距伽马探测器分别采集伽马能谱；

②利用近、远源距伽马探测器能谱计数扣除超远源距伽马探测器采集的本底伽马能谱，得到不含本底的近、远源距伽马能谱，计算总计数分别为G_S、G_L；

③计算近、远源距处能量在0.1MeV～1MeV之间的伽马计数g_S、g_L，利用中子计数N_S、N_L和伽马计数g_S、g_L，计算R(或lnR)值，R表达式如下：

$R=\frac{g_S}{g_L-\frac{N_L}{N_S}{g}_S}$

当近、远伽马探测器总计数率偏低时，可以用总计数G_S、G_L代替g_S、g_L计算R(或lnR)值，此时R表达式为：

$R=\frac{G_S}{G_L-\frac{N_L}{N_S}{G}_S}$

④根据仪器在刻度井中得到的R(或lnR)与地层密度ρ之间的响应关系，利用上面计算得到的R(或lnR)值计算得到未知地层密度。

实施例一：利用蒙特卡罗方法建立数值计算模型，按照图1设计的结构，建立仪器数值模型参数为：屏蔽体厚度为80mm，近伽马探测器NaI晶体长度为50mm，源距为365mm；近中子He-3探测器长度为130mm，充气压1.0Mpa，源距为455mm；远中子He-3探测器长度为130mm，充气压1.0Mpa，源距为745mm；远伽马探测器NaI晶体长度为100mm，源距为865mm；超远伽马探测器晶体长度为100mm，源距为1100mm。中子源是能量为2.5MeV的D-D中子管。仪器贴井壁测量。井眼直径为200mm，井眼充满淡水。地层结构为内径200mm，外径2000mm，高2000mm的圆柱筒状，地层组成设为不同密度的刻度井组成，模拟在刻度井中探测器计数，计算得到R值和地层密度的关系，如图2所示。

根据模拟数据得到仪器的R值响应关系：

ρ＝1.18252+0.66564*ln(R-6.8326)

实施例二：仪器和井眼模型同实施例一，地层结构不变，地层组成设为不同岩性和孔隙度地层，模拟计算仪器在地层中的响应R值，代入实施例一得到的刻度井R值响应关系式，计算得到仪器测量的地层视密度ρ_a，将测量得到的地层视密度ρ_a和地层的真密度ρ关系示于图3。由图3可以看出测量得到的视密度ρ_a和地层真密度ρ基本一致，说明本发明提出的方法可以用于计算地层密度。

下面结合附图就本发明基本原理予以说明：

本发明是基于直流可控中子源进行地层密度计算的一种测井方法，通过研究中子产生的次生伽马在地层中的分布，提出利用中子和伽马多探测器组合的方式，解决利用直流可控中子源计算地层密度的问题。

图4为中子伽马分布推导示意图。通过研究中子源产生次生伽马对探测器贡献的分布来说明计算地层密度的基本原理。如图4，设点中子源置于三维坐标原点O，伽马探测器置于Z轴上A点，源距L＝OA，体积元dV到原点O的距离为r，到A点探测器距离为a，A-dV间线段和Z轴的夹角为θ。利用分组扩散法，已知点状快中子源在均匀无限大介质中造成的超热中子和热中子通量的空间分布：

${\mathrm{\φ}}_e\left(r\right)=\frac{e^{-r/L_e}}{4\mathrm{\π}{D}_{e}r}$

${\mathrm{\φ}}_t\left(r\right)=\frac{{L_t}^2}{4\mathrm{\π}{D}_{t}r({L_e}^2-{L_t}^2)}(e^{-r/L_e}-e^{-r/L_t})$

式中D_e和D_t是快组中子和热中子的扩散系数；L_e和L_t分别为快组中子的减速长度和热中子的扩散长度：

$L_e=\sqrt{D_e/{\mathrm{\Σ}}_e},L_t=\sqrt{D_t/{\mathrm{\Σ}}_t}$

∑_e和∑_t分别为超热中子和热中子吸收截面。

假设地层中每俘获一个热中子平均产生i个伽马光子，则单位时间内在体积元dV中产生的伽马光子数为i∑_tφ_tdV。

$i{\mathrm{\Σ}}_t{\mathrm{\φ}}_t\mathrm{dV}=i{\mathrm{\Σ}}_t\frac{{L_t}^2}{4\mathrm{\π}{D}_{t}r({L_e}^2-{L_t}^2)}(e^{-r/L_e}-e^{-r/L_t})\mathrm{dV}$

代入L_e、L_t，上式可以写成：

$i{\mathrm{\Σ}}_t{\mathrm{\φ}}_t\mathrm{dV}=\frac{i}{4\mathrm{\π}({L_e}^2-{L_t}^2)r}(e^{-r/L_e}-e^{-r/L_t})\mathrm{dV}$

为描述探测器记录的伽马，把球坐标的原点定在A点(如图4)，则由体积元dV产生的伽马射线在探测器A点产生的伽马强度为：

$d{J}_{\mathrm{n\γ}}=i{\mathrm{\Σ}}_t{\mathrm{\φ}}_t\mathrm{dV}\·\frac{e^{-\mathrm{\μa}}}{4\mathrm{\π}{a}^2}$

$=\frac{i}{16{\mathrm{\π}}^2({L_e}^2-{L_t}^2)}\·\frac{e^{-r/L_e}-e^{-r/L_t}}{r}\·\frac{e^{-\mathrm{\μa}}}{a^2}\mathrm{dV}$

则在以A点为球坐标原点的坐标系中，均匀无线地层在A点造成的伽马射线强度为：

由于J_nγ沿Z轴对称，因此可以将以A点为坐标原点，a∈[0，∞]，θ∈[0，π]的积分，转换为以O点为坐标原点，X轴正方向的X-Z平面积分：

$J_{\mathrm{n\γ}}=\underset{0}{\overset{+\∞}{\∫}}\underset{-\∞}{\overset{+\∞}{\∫}}[\frac{i}{8\mathrm{\π}({L_e}^2-{L_t}^2)}\·\frac{x(e^{-\sqrt{x^2+z^2}/L_e}-e^{-\sqrt{x^2+z^2}/L_t})\·e^{-\mathrm{\μ}\sqrt{x^2+{(L-z)}^2}}}{\sqrt{x^2+z^2}\·[x^2+{(L-z)}^2]}]\mathrm{dxdz}$

记积分项为f(x，z)：

$f(x,z)=\frac{i}{8\mathrm{\π}({L_e}^2-{L_t}^2)}\·\frac{x(e^{-\sqrt{x^2+z^2}/L_e}-e^{-\sqrt{x^2+z^2}/L_t})\·e^{-\mathrm{\μ}\sqrt{x^2+{(L-z)}^2}}}{\sqrt{x^2+z^2}\·[x^2+{(L-z)}^2]}$

f(x，z)的物理意义为：在快中子减速长度、热中子扩散长度以及伽马线性吸收系数分别为L_e、L_t和μ的均匀地层中，一个源中子在(x，z)处产生的伽马射线对源距为L的点探测器的贡献值。

图5显示的是根据f(x，z)计算得到的孔隙度为10％饱含淡水的砂岩地层中，由中子源在不同的位置产生的次生伽马射线对三个不同源距处(20mm、50mm、80mm)的点探测器产生的相对贡献。图中可以看出，在探测器附近产生的伽马射线对探测器贡献较大；随着源距的增加，中子源附近产生的伽马对探测器的相对贡献逐渐增加。

根据图5，将井轴上伽马探测器记录到的伽马分为两部分：

①在伽马探测器周围产生的次生伽马射线，没有和周围介质发生相互作用或仅发生少量碰撞，进入探测器，被探测器记录到。这部分伽马射线强度正比于探测器周围的中子密度，而且由于碰撞次数少，射线能量相对较高。

②另一部分对探测器有相对较大贡献的伽马在中子源附近产生，在地层中经过多次散射，损失较多的能量，最后进入探测器，被探测器记录到。探测器记录的这部分次生散射伽马的强度受初始次生伽马的强度及能量、介质的伽马线性吸收系数、介质的密度等多种因素的影响，而且经过较多的散射，因此相对前一部分伽马以低能为主。

为描述方便，以伽马探测器位置为参考，定义在探测器附近产生的伽马为‘近区’伽马，在中子源附近产生的伽马为‘远区’伽马。探测器记录到的‘远区’伽马由于在地层中经过多次散射，受到地层密度因素的影响，因此可以利用这部分伽马进行地层密度的计算。

图6为不同地层密度条件下，对源距为50cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布。由图中可以看出，在地层的中子性质不变的条件下，‘远区’伽马对探测器的贡献受地层密度的影响远大于‘近区’伽马；‘近区’伽马对探测器的贡献随着地层密度的变化基本不变；而随着地层密度的逐渐减小，‘远区’伽马对探测器的贡献增加非常明显。

图7为不同地层孔隙度条件下，对源距为50cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布。由图7和图6对比可以看出，相对地层密度，‘近区’伽马对探测器的贡献受地层孔隙度的影响要远大于‘远区’伽马；随着地层孔隙度增大，‘近区’伽马的贡献减小，而‘远区’伽马贡献略有增加。

图8为不同地层密度条件下，对源距为10cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布，图9为不同地层孔隙度条件下，对源距为10cm的探测器有贡献的伽马在X-Z平面分布。由图8、图9可以看出，在离中子源距离较近的探测器处，前面定义的‘近区’伽马和‘远区’伽马已经重叠在一起，实际上是同一部分伽马，都是中子源附近的由中子和地层发生相互作用产生的伽马射线。这部分伽马射线正比于中子密度，而且由于位置靠近中子源，因此能反映远探测器记录的‘远区’伽马的初始强度。

综合地层密度和地层孔隙度对远探测器和近探测器记录的次生伽马分布的影响，可以得出如下结论：

①对于远探测器，‘远区’伽马主要受地层密度的影响，‘近区’伽马主要受地层孔隙度的影响，正比于中子密度。

②对于近探测器，‘近区’伽马和‘远区’伽马是同一部分伽马；近探测器记录的伽马总强度正比于中子密度，而且能反映远探测器记录的‘远区’伽马初始强度。

近探测器记录的总伽马和远探测器记录的‘近区’伽马都正比于中子密度，可以利用近探测器的总伽马和远近探测器处的中子密度计算得到远探测器记录的‘近区’伽马强度，结合远探测器的总伽马强度，进而得到远探测器记录的‘远区’伽马强度。以公式表示上述关系如下：

设在去除本底伽马后，近、远探测器计数分别为G_S、G_L，近、远探测器处的中子密度为N_S、N_L，远探测器记录的‘近区’伽马为G^L _S，则：

$\frac{G_S}{{G_L}^S}=\frac{N_S}{N_L}$

即：

${G_L}^S=\frac{N_L}{N_S}\·G_S$

由于远探测器总计数G_L＝G_L ^L+G_L ^S，从而得到远探测器记录的‘远区’伽马G_L ^L：

${G_L}^L=G_L-\frac{N_L}{N_S}\·G_S$

根据上面的结论，近探测器的总伽马G_S能反映远探测器的‘远区’伽马的初始强度，根据伽马在物质中的衰减规律可以得到：

${G_L}^L=G_S\·e^{-\mathrm{\μ}{d}_a}=G_S\·e^{-{\mathrm{\μ}}_m\mathrm{\ρ}{d}_a}$

式中d_a为远探测器记录的‘远区’伽马产生位置到远探测器的视源距，在探测器和中子源相对位置固定条件下是可视为常数；μ、μ_m为介质的线性衰减系数和质量衰减系数；ρ为介质的密度。从而得到利用中子源产生次生伽马计算地层密度的理论公式：

$\mathrm{\ρ}=\frac{1}{{\mathrm{\μ}}_m{d}_a}\·\ln \frac{G_G}{G_L-\frac{N_L}{N_S}{G}_S}$

为减少伽马在地层中发生光电效应和电子对效应的影响，选择能量在0.1MeV～1MeV之间的伽马计数g_S、g_L，这部分伽马在地层中以发生康普顿散射为主，而且此时在地层中μ_m可视为常数，从而得到：

$\mathrm{\ρ}\∝\ln \frac{g_S}{g_L-\frac{N_L}{N_S}{g}_S}$

将上式右边对数项记为lnR，从而：

$R=\frac{g_S}{g_L-\frac{N_L}{N_S}{g}_S}$

为使测井响应具有更大的动态变化范围，以R值作为测井响应，在伽马探测器计数率偏低时，为减小统计涨落的影响，可以采用总计数G_S、G_L代替g_S、g_L，此时R表达式为：

$R=\frac{G_S}{G_L-\frac{N_L}{N_S}{G}_S}$

综上所述，本发明提供了一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法，并详细说明了该方法的基本原理，无需脉冲时序控制，利用直流中子源和多探测器组合直接获取地层密度，简化了仪器设计和数据处理过程，为测井过程中获取地层密度信息提供了新的思路。

Claims (4)

1.一种利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法，其特征在于，利用直流可控中子源和多探测器系统，记录不同位置处的中子计数和伽马能谱，实现地层密度的获取。

2.根据权利要求1所述的利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法，其特征在于，所述直流可控中子源采用D-D中子源，直流工作方式。

3.根据权利要求1所述的利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法，其特征在于，两个热中子探测器和三个伽马探测器；所述的热中子探测器采用He-3正比计数器；所述的伽马探测器采用的是NaI晶体探测器；所述的多探测器系统的排列顺序是，沿离开中子源位置的方向，依次是近源距伽马探测器、近源距中子探测器、远源距中子探测器、远源距伽马探测器以及超远源距本底伽马探测器；所述的探测器长度分别为，近源距伽马探测器NaI晶体长度50～100mm，近源距中子探测器长度为100～200mm，远源距中子探测器长度为100～200mm，远源距伽马探测器NaI晶体长度为50～100mm，超远源距伽马探测器NaI晶体长度50～100mm；所述各探测器源距分别为：近伽马探测器源距(晶体中心位置到中子源靶的距离)为285～385mm，近中子探测器源距(中子探测器中心位置到中子源靶的距离)为360～505mm，远中子探测器源距为570～745mm，远伽马探测器源距为675～865mm，超远伽马探测器源距为1000～1200mm。

4.根据权利要求1所述的利用直流可控中子源计算地层密度的测井方法，其特征在于，所述计算地层密度方法，其特征在于，采用如下的步骤：

①在未知密度地层中，近、远源距中子探测器采集中子计数分别为N_S、N_L；近、远、超远源距伽马探测器采集伽马能谱；

②利用近、远源距伽马探测器能谱计数扣除超远源距伽马探测器采集的本底伽马能谱，得到不含本底的近、远源距伽马能谱，其总计数分别为G_S、G_L；

③计算近、远源距处能量在0.1MeV～1MeV之间的伽马计数g_S、g_L，利用中子计数N_S、N_L和伽马计数g_S、g_L，计算R(或lnR)值，R表达式如下：

$R=\frac{g_S}{g_L-\frac{N_L}{N_S}{g}_S}$

当近、远伽马探测器总计数率偏低时，可以用总计数G_S、G_L代替g_S、g_L计算R(或lnR)值，此时R表达式为：

$R=\frac{G_S}{G_L-\frac{N_L}{N_S}{G}_S}$

④根据仪器在刻度井中得到的R(或lnR)与地层密度ρ之间的响应关系，利用上面计算得到的R(或lnR)值计算得到未知地层密度。

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