NO300476B1 - Apparat for romlig höyopplöselige målinger på jordformasjoner - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse vedrører generelt apparater for undersøkelse av et borehull som gjennomtrenger en grunnformasjon, og mer spesielt apparater av gamma/gamma-typen med romlig høyoppløselige målinger som kan være nyttige når det gjelder å bestemme densiteten og fotoelektrisk absorpsjonstverrsnitt (Pe) for formasjoner.

Brønnloggeinstrumenter av gamma/gamma-typen som benytter gammastrålings-kilder og gamma-detektorer (foton-detektorer) for å frembringe indikasjoner på densiteten og Pe for den formasjon som omgir et borehull, er velkjente. En typisk anordning av denne typen omfatter et sondelegeme som omgir en radio-isotopisk gammastrålingskilde og minst en gammastrålingsdetektor, typisk en Nal-krystallscintillator som ligger omkring 15 tommer fra hverandre i dybderetningen. Sondens metalliske legeme skjermer detektoren fra direkte gjennomtrengende gammastråler. Mesteparten av den stråling som detekteres av detektoren, beveger seg følgelig gjennom og vekselvirker med formasjonen før den vender tilbake til sonden. Målinger av intensiteten til denne returstrålingen, typisk som en funksjon av energien til de detekterte fotoner, gir informasjon om formasjonens fysiske egenskaper.

For fotoner som har energier mellom noen få keV og noen få MeV, som er det nyttbare område og standardområde for gamma-gammaanordninger, er det tre signifikante typer av foton/formasjon-vekselvirkninger: Compton-spredning; fotoelektrisk absorpsjon; og parproduksjon. Siden parproduksjonen ikke kan inntreffe for fotonenergier under 1,022 MeV, og siden de fleste detekterte fotoner har energier mindre enn noen få hundre keV, er parproduksjonsvekselvirkningen bare signifikant for de høyeste kildeenergier og en kan derfor se bort fra denne for de formål som kan diskuteres her. De vekselvirkninger som gir fotoelektrisk absorpsjon og Compton-spredning er imidlertid kritiske når det gjelder å forstå foreliggende oppfinnelse.

Fotoelektrisk absorpsjon er en vekselvirkning som er vanlig for fotonenergier under omkring 150 keV. I den fotoelektriske vekselvirkning blir et foton absorbert ved hjelp av et atoms elektroniske system og etterlater atomet i en eksitert eller ionisert tilstand. Det eksiterte atomet kan deretter gjenutsende et foto med lav energi (fluorescens). Slik stråling har imidlertid vanligvis for lav energi til å gi særlig bidrag til de formasjonsmålinger som skal beskrives her.

Compton-spredningen er viktig over hele det betraktede energiområdet. Den inntreffer når et foton spres fra et elektron, og underkastes en retningsforandring og en tilsvarende endring i energi. Fysikken ved Compton-spredning fra frie elektroner og forholdet mellom spredningsvinkel og energitap er godt forstått og kan uttrykkes med: E' = E/[l + (E/e(l - COS 9)] (1) hvor E er den opprinnelige og E' er den endelige fotonenergi, 8 er vinkelen mellom den opprinnelige retning og sluttretningen til fotonet, og e = 511 keV er elektronets hvileenergi. For E = 662 keV (energien til en gammastråle utsendt av et cesium 13 7 nuklid) er den minste verdi av E' som svarer til 9 = 180° lik 184 keV.

Styrken på Compton-vekselvirkningen eller den fotoelektriske vekselvirkning er kjennetegnet ved en størrelse kalt "totalt" tverrsnitt for vekselvirkningen. Tverrsnittet defineres som følger. For en fotonstråle som passerer normalt gjennom et tynt, jevnt materialelag med tykkelse Åt og atomnummer-densitet N, er sannsynligheten for at rett foton i strålen vil ha en spesifisert vekselvirkning i targetet, lik NaÅt, hvor a er atomtverrsnittet for vekselvirkningen. Atomtverrsnittet er generelt en funksjon av fotonets energi.

I virkeligheten vekselvirker fotonene med hele atomet, men vekselvirkningene representeres vanligvis uttrykt ved tverrsnittet pr. elektron ved normalisering til atomnummeret Z og ved å definere et passende gjennomsnitt over alle elementer som er til stede i formasjonen. Med Compton-tverrsnitt pr. elektron betegnet som ac og det fotoelektriske tverrsnitt pr. elektron betegnet med t, avhenger ac meget svakt av Z, og for de fleste målinger blir denne avhengigheten neglisjert. Derimot er t meget sterkt avhengig av Z, av type Zn, hvor eksponenten n er en funksjon av fotonenergien. n blir typisk satt til å være 3,6, d.v.s. t + (Z/10)<3>'<6> = Pe. Densitetsmålingene som foretas ved hjelp av gamma/gammaanordninger er derfor for det meste målinger av elektrondensitet. Teknikker for å omforme de resulterende estimater til verdier av massedensitet, er velkjente for fagfolk på området og vil ikke bli diskutert her.

Ved å utføre bestemmelser av densitet og Pe-faktor har det vist seg å være gunstig å benytte forskjellige apparater som har to gammastrålingsdetektorer og måleteknikker som anvender resultater fra to detektorer, slik man kan se under henvisning til US patent nr 3 321 625, nr. 4 034 218, nr. 4 048 495 og nr. 4 661 700. Detektorene blir vanligvis betegnet som en "nær"- og en "fjern"-detektor, og tellehastighetene og energispektrene for detektorene blir brukt til å bestemme formasjonens densitet og litologi, fortrinnsvis uten uønskede "miljøeffekter". Imidlertid skal det innledningsvis bemerkes at anbringelsen av "nær"-detektorene i forhold til kilden konvensjonelt representerer en tilstrekkelig stor avstand slik at tellehastigheten for det mottatte signal står i et omvendt forhold til densiteten (ved en kompleks funksjon). Dette er i motsetning til foreliggende oppfinnelse som nærmere beskrevet nedenfor, hvor detektoren er plassert så nær gammastrålings-kilden at en økning av formasjonsdensiteten gir en øket detektor-tellehastighet.

Ovennevnte US-patent nr. 4 048 495 beskriver mer spesielt en fremgangsmåte for å måle antallet tilbakespredte gammastråler som utbres i formasjonen, i materialer helt tett inntil borehullet, og materialer som er nær borehullet, men ikke helt tett inntil borehullsveggen. Disse tre målingene oppnås ved hjelp av en sonde som har en gammastråle-kilde, en nær-detektor og en fjern-detektor. Tellehastigheten for hver detektor står i omvendt forhold til formasjonens densitet.

US-patent nr. 3 864 569 viser en teknikk for å identi-fisere den kjemiske sammensetning av en geologisk formasjon, og kompenserer for slamavsetninger under brønnlogging. Teknikken anvender en sonde som har en gammastråle-kilde, en nær-detektor, og en fjern-detektor. Nær-detektoren er primært følsom for slamavsetning, og fjern-detektoren er følsom for slamavsetning og for formasjonen. Utgangssignalet fra begge detektorer normaliseres for å eliminere påvirkningen fra formasjonens og slamavsetningens densitet på det detekterte fotonintensitets-spekteret. Verdien av en parameter som karakteriserer slamavsetningen, avtar progressivt med økende styrke i signalene fra nær- og fjern-detektorene.

US-patent nr. 3 846 631 viser en gammastråle-densitets-sonde med to gammastråle-kilder og to detektorer. Sonden anvendes for å sende gammastråler fra hver kilde inn i en prøve. Tilbakespredt stråling mottas av de to detektorene, og et sett av forhold og produkter av de fire separate tellehastighetene benyttes for å indikere prøvens densitet.

Selv om kjente apparater har vært effektive når det gjelder å tilveiebringe informasjon om densitet og Pe, vil man forstå at den oppnådde informasjon er informasjon som hovedsakelig er midlet over en viss formasjonsdybde (typisk 6 til 24 tommer) avhengig av avstanden mellom detektorene og de data som benyttes. Høy romlig oppløsning (for eksempel to tommer og mindre) har imidlertid ikke vært oppnåelig med de eksisterende apparater. For å oppnå høyere oppløsning har det blitt foreslått at både kilden og detektoren skal kollimeres tett (d.v.s. at det formasjonsareal som belyses direkte eller betraktes av kilden eller detektoren begrenses til en vinkel i størrelsesorden noen få grader. Selv om tett kollimering resulterer i reduksjon av undersøkelsesvolumet, reduserer det ikke i vesentlig grad apparatets iboende vertikal, romlige oppløsning (som vist i det følgende), og det har den ulempe at tellehastighetene reduseres. Beslutninger foretatt på grunnlag av den oppnådde informasjon i disse tett kollimerte anordningene, er derfor mer utsatte for feil som skyldes dårlig tellestatistikk, eller vil alternativt kreve bruk av en mer intens (og potensielt farlig) strålingskilde.

På bakgrunn av vanskelighetene ved teknikkens stand når det gjelder å oppnå høyoppløselige målinger av densitet og Pe med de eksisterende apparater til tross for behovet for slike målinger, vil et apparat for oppnåelse av slike målinger, være svært fordelaktig.

Det er derfor et formål med oppfinnelsen å tilveiebringe et loggeapparat av gamma/gamma-typen som er i stand til å frembringe meget nøyaktige bestemmelser av egenskaper ved grunnformasjoner, hvor bestemmelsene er foretatt med høy romlig oppløsning.

Det er et annet formål med oppfinnelsen å tilveiebringe et apparat av gamma/gamma-typen med høy romlig oppløsning for å tilveiebringe densitets- og/eller Pe-målinger der apparatet gjør forholdsvis mer effektiv bruk av kildefotoner enn de apparater som er kjent på området, for derved å tilveiebringe en god tellehastighet og stor nøyaktighet med en mindre kilde.

Det er et ytterligere formål med oppfinnelsen å tilveiebringe et apparat av gamma/gamma-typen med høy romlig oppløsning for å bestemme densiteten og/eller Pe for en grunnformasjon, der apparatet er slik anordnet at en økning i formasjonsdensiteten i hovedsakelig ethvert område av formasjonen i nærheten av apparatet, resulterer i en økning i det totale antall fotoner som detekteres ved hovedsaklig enhver energi av interesse mellom 40 og 500 keV.

For at et densitets- eller Pe-apparat skal være kommersielt aksepterbart, bør det kunne arbeide under de rigorøse forhold i et borehull, og oppvise en nøyaktighet på omkring 0,01-0,03 g/cc i densitet under vanlige loggehastigheter.

I samsvar med oppfinnelsens formål er det tilveiebrakt et apparat for å oppnå indikasjoner på minst én egenskap ved en grunnformasjon som gjennomtrenges av et borehull, hvilket apparat har en kildeanordning anbrakt ved en første posisjon på apparatet, hvilken kildeanordning er for bestråling av formasjonen med fotoner med evne til Compton-spredning i formasjonen, og en detektoranordning anbrakt ved en andre posisjon i apparatet, hvilken detektoranordning er innrettet for å detektere fotoner som er Compton-spredt av formasjonen. Apparatet kjennetegnes ved at avstanden mellom den første og annen posisjon er mindre enn eller lik en midlere fri veilengde for kilde-fotonene i formasjonen, hvorved kilde- og detektoranordningene er anordnet slik at detektoren gir en ikke-negativ respons på en økning av densiteten i grunn-formas j onen for densiteter og Pe-faktorer som er typiske for grunnformasjoner, slik det også fremgår av det vedføyde patentkrav 1. Ytterligere foretrukne utførelser av oppfinnelsen fremgår av de tilknyttede uselvstendige patentkravene.

Enten kilden eller detektoren eller både kilden og detektoren er ukollimert (d.v.s. åpen) i forhold til formasjonen. Avstanden mellom kilde- og detektor-åpningene er valgt slik at apparatets respons ved energier av interesse, har ikke-negativ densitetsfølsomhet overfor hovedsakelig alle områder av formasjonen. Den foretrukne avstand er betydelig mindre enn en midlere fri veilengde for de kildefotoner som vekselvirker i formasjoner med typiske densiteter og Pe-verdier, og fortrinnsvis mindre enn halvparten enn den midlere fri veilengde. For en typisk kilde slik som Cs-137 som utsender gammastråler ved en energi på 662 keV, er den midlere frie veilengde omkring 2 tommer i typiske grunnformasjoner. Med kilde-detektoravstander kortere enn en midlere fri veilengde, blir historiene til gammastråler som utsendes i formasjoner med typiske densitets- og Pe-verdier, dominert av spredningseffekter som er inkrementale til deres deteksjon ved nærvær av små økninger i formasjonens densitet, i motsetning til sprednings- og absorpsjons-effekter som er dekrementale overfor deres deteksjon. Disse sistnevnte dempningseffektene omfatter både spredning i feil retning, spredning til energier til en deteksjonsterskel og fotoelektrisk absorpsjon av fotoner. Når de inkrementale spredningseffekter dominerer, vil antallet spredte gammastråler som detekteres av detektoren være større jo høyere formasjonens densitet er (d.v.s. detektoren vil ha en positiv følsomhet i forhold til densiteten). En foretrukket side ved apparatet ifølge oppfinnelsen ér en gammastråle-skjerm anbrakt mellom kilden og detektoren. Skjermen reduserer i betydelig grad det antall gammastråler som når detektoren direkte fra kilden og øker derved signal/støy-forholdet. En annen side av oppfinnelsen omfatter detektorens evne til å detektere energiene til de spredte gammastråler samt antallet registrerte hendelser. Ut fra energispekteret kan en signalbehandlingsanordning brukes til hjelp for å bestemme densiteten og/eller Pe av tynne lag i formasjonen. Nok en annen side ved oppfinnelsen er at den omfatter to eller flere detektorer som er anbrakt i avstand fra hverandre enten omkretsmessig eller i langsgående retning. Med en ekstra langsgående adskilt detektor, kan korreksjoner for omgivelsene forsterkes. Med ekstra omkretsmessige adskilte detektorer (og om ønsket, ytterligere kilder), kan det oppnås høy oppløsning av de omkretsmessige endringer i formasjonsegenskapene. En fordel ved slike omkretsmessige fordeler er muligheten for fallbestemmelser.

Det foretrukne apparat er nyttig når det gjelder å oppnå densitets- og/eller Pe-bestemmelser. Ved utførelse av slike bestemmelser kan dekonvolvering av de oppnådde målinger via databehandling brukes for å frembringe enda høyere oppløsning. Ytterligere databehandling for å oppnå optimal støyfiltrering og for å tilveiebringe omkretsmessig korrigerte målinger, kan også benyttes.

Ytterligere fordeler og formål med oppfinnelsen vil fremgå for fagfolk på området under henvisning til den detaljerte beskrivelse i forbindelse med de vedføyde tegninger, der: Fig. la, 2b og lc er sideriss av foretrukne alternative ut-førelsesformer av oppfinnelsen som henholdsvis har en ukollimert kilde og en hovedsakelig ukollimert detektor, en hovedsakelig kollimert kilde og en ukollimert detektor og en ukollimert kilde og en hovedsakelig kollimert detektor; Fig. Id er et oppriss av et snitt gjennom en delvis kollimert detektor for bruk i utførelsesformen på figur la; Fig. 2 er et sett med seks kurver der fire viser tellehastighet som funksjon av posisjon i en formasjon for fire forskjellige energivinduer for et apparat som vist på figur lc, og hvor to viser densiteten og Pe til en kunstig formasjon hvor dataene ble tilveiebrakt; Fig. 3 viser et skjematisk tverrsnitt gjennom et foreslått loggeapparat for borehull som innbefatter anordningen ifølge oppfinnelsen som vist på figur la; Fig. 4 er et skjematisk tverrsnitt av det foreslåtte loggeapparat på figur 3 som videre omfatter en detektor i stor avstand; Fig. 5a viser skjematisk en rekke kilder og detektorer med omkretsmessig avstand som puteanordninger anordnet som apparatet på figur lc; Fig. 5a viser skjematisk et alternativt putearrangement for

anordningen på figur 5a; og

Fig. 6 er et forenklet skjema over en meget kollimert anordning ifølge teknikkens stand.

Før den foretrukne utførelsesform ifølge oppfinnelsen beskrives i detalj, vil en diskusjon av det teoretiske grunnlag for oppfinnelsen være instruktivt. Det fastslåtte mål er å oppnå en romlig, høyoppløselig indikasjon på formasjonsegenskaper (fortrinnsvis densitet og/eller Pe-måling) fra en anordning av gamma/gamma-typen.

Vanlige gamma/gamma-innretninger virker ved å foreta energidiskriminerte målinger av intensiteten til gammastråling som utsendes fra en kilde i sonden, vekselvirker med formasjonen og vender tilbake til sonden ved detektoren. For gammastråle-energier i det nyttbare område fra 10 keV til 1 MeV gir energimålingen informasjon om de makroskopiske Compton- og fotoelektriske tverrsnitt for de mellomliggende grunnmaterialer. Den fundamentale lengdeskala som styrer transporten av denne overføringen fra kilde til detektor, er den midlere fri veilengde

(y(E)) for gammastrålen mot vekselvirkning, hvor

y(E) =l/[Ne(ac(E) + t (E) ) ] (2)

og hvor Ne er elektrondensiteten, ac og t er Compton- og de fotoelektriske tverrsnitt pr. elektron, respektive, passende midlet over de elementer som er til stede i formasjonen, og E

er fotonenergien. Skalaen for gamma/gamma-innretningen er derimot fastsatt av avstanden mellom kilden og detektor-åpningene, D. Søkerne har fastslått at det er en kvalitativ forskjell i beskaffenheten i transportfysikken og dermed i relasjonen mellom responser og egenskaper, avhengig av om D er større eller mindre enn den midlere frie veilengde y(E).

En gamma/gamma-anordning av en tidligere kjent enkel type er vist på figur 6. En slik konfigurasjon kalles vanligvis en geometri med "enkeltspredning" på grunn av begrensningene på flerspredning som påføres på grunn av tett kollimering. Som antydet på figur 6 kan formasjonen inndeles i tre tydelige områder RI, R2 og R3. I området RI blir fotonstrålen fra kilden dempet med en faktor e~"He [<Jc(E) + t(e)1<1>1, hvor E er kilde-energien og 1± er veilengden til fotonene gjennom området RI. I området R2 er Compton-spredning viktig når det gjelder å snu fotoner mot detektoren. Sannsynligheten for slik spredning er proporsjonal med Neac(E) . I området R3 gir dempning en faktor maken til den i områder RI bortsett fra at tverrsnittene blir evaluert ved den spredte energi E'. Intensiteten av den detekterte stråling I, er således proporsjonal med

I praksis blir gamma/gamma-innretninger kalibrert ved å måle deres responser i materialer med kjent densitet og Pe. Når en måling senere blir foretatt i en ukjent formasjon, blir formasjonsdensiteten eller Pe bestemt ved å relatere avviket til den målte respons fra den kalibrerte respons til avviket for den ukjente egenskap fra den kjente kalibrerte verdi. Ved å bruke antagelsene for en anordning av enkeltspredning-typen er det relative avvik for den detekterte respons for små avvik av formasjonens elektrondensitet, gitt ved:

Den faktoren som multipliserer den relative densitetsvariasjon er kjent som responsens følsomhet I for densitet: likeledes er følsomheten av I for Pe

Ved å se på ligning 5 vil man se at hvert av de tre uttrykk svarer til ett av de tre formasjonsområdene på figur 6. I området R2 forårsaker øket spredning en øket respons og dermed fås et positivt uttrykk (1). I områdene RI og R3 resulterer øket spredning og absorpsjon bare i dempning av fotonene, og derved blir de negative uttrykkene inkludert. Densitetsfølsomheten avhenger således av om inkrementale eller dekrementale vekselvirkninger dominerer. Dette avhenger igjen bare av veilengden til fotonene gjennom formasjonen målt i enheter for deres (øyeblikkelige) midlere frie veilengde. Hvis den totale veilengde målt med den midlere frie veilengde er mindre enn 1, så kan det sies at gunstig spredning dominerer og Se^ er større enn null. For lengre totale veilengder dominerer virkningene av dekremental spredning og absorpsjon, og Sx ^c er mindre enn null.

Det skal bemerkes at veilengden for et enkelt spredt foton bestemmes av avstanden mellom kilden og

detektoråpningene og den spredningsvinkel som defineres av kollimeringen. For større spredningsvinkler (og dermed lavere detektert energi) er veilengden i formasjonen større enn veilengden for mindre spredningsvinkler (høyere detektert energi) forutsatt den samme avstand mellom kilde og detektor. Siden kilde/detektor-avstander større enn y(E) nødvendigvis medfører at en gamma/gamma-innretning med enkeltspredning vil ha negativ densitetsfølsomhet, vil man forstå at en avstand på y tjener som en øvre grense for kilde/detektor-avstanden innenfor hvilken den inkrementale spredning vil dominere. I typiske grunnformasjoner (for eksempel Z = 13, N « 2,7 g/cc) er den midlere frie veilengde for et foton med energi 662 keV (fra en Cesium 137-kilde) omkring to tommer.

Den tett kollimerte enkeltsprednings-konstruksjon som er skissert på figur 6 (teknikkens stand) begrenser på en gunstig måte volumet av den undersøkte formasjon ved hjelp av den detekterte stråling ved å tvinge fotonene til å følge en vel-definert bane gjennom formasjonen. Dette har imidlertid ikke som resultat at den vertikale romlige oppløsning for en slik innretning bedres særlig. For at de skal kunne detekteres, må fotonene fremdeles tilbakelegge hele avstanden mellom kilden og detektoråpningene, og dermed vil innretningen være følsom for hele dette området av formasjonen. Forekomsten av tre distinkte følsomme områder for en slik innretning medfører videre ganske sammensatt responsoppførsel i nærvær av variasjoner i formasjonsegenskapene. Hvis for eksempel en slik innretning blir logget forbi et meget tynt lag med denstitet noe høyere enn den omgivne formasjon, vil responsen først avta, så øke, så avta og så øke til den opprinnelige verdi.

I virkeligheten er vekselvirkningene i en grunnformasjon ikke så enkle som angitt i ligning (3), ettersom de vanligvis medfører betydelige bidrag fra multippel-spredning. Særlig med typiske kilde/detektor-avstander på 6 til 15 tommer, underkastes de gammastråler som bidrar til responser, vanligvis flere vekselvirkninger i formasjonen. Likevel kan gammastråle-bidrag til responsene i slike innretninger analyseres uttrykt ved romlig fordelte følsomhetsfunksjoner. Små volumområder av formasjonen i nærheten av innretningen må spesielt tas i betraktning, idet en liten økning i densitet enten resulterer i inkremental spredning eller inkremental dempning. Dominansen til den ene eller den andre bestemmer responsens densitetsfølsomhet for området. Den totale følsomhetsresponsen til formasjonen blir så summen av bidragene fra alle slike områder.

For gamma/gamma-innretninger der kilde/detektor-avstanden er flere midlere fri veilengder, er den totale følsomheten til detektoren overfor økninger i formasjonsdensitet uforanderlig negativ. Dette kan grovt forstås som en konsekvens av det faktum at forholdsvis få av alle de mulige spredningshendelser for fotonene som potensielt kunne bidra til responsen, i virkeligheten tjener til å øke sannsynligheten for at de til slutt vil nå detektoren med den nødvendige energi. Dette er innlysende ettersom fotoner som er spredt i retning av detektoren, men er flere midlere frie veilengder fra detektoren, sannsynligvis vil gjennomgå ytterligere vekselvirkninger som er overveiende dekrementale, i det minste inntil fotonet når detektorens nærhet. For anordninger hvis avstand mellom kilde og detektoråpninger derimot er tilstrekkelig små, kan flere ganger spredte fotonhistorier bidra positivt til responsenens densitetsfølsomhet. Den kritiske faktor er den totale veilengde av fotonets bane (uttrykt ved den midlere frie veilengde for dets energi under hver del av banen) sammenlignet med antall spredningshendelser det gjennomgår. Som for enkeltsprednings-baner vil hver spredningshendelse som øker fotonets sannsynlighet for å nå detektoren, bidra positivt til densitetsfølsomheten, mens dempning langs hver baneetappe vil bidra negativt. Balansen mellom disse to virkningene bestemmer nettobidraget. For store kilde/detektor-avstander vil detekterte fotoner ha en tendens til å ha beveget seg lenger enn en midlere fri veilengde pr. spredningshendelse, og resulterer dermed i negativ følsomhet. Når kilde/detektor-avstanden til anordningen er betydelig mindre enn omkring en midlere fri veilengde, har imidlertid detekterte fotoner en tendens til å ha beveget seg mindre enn en midlere fri veilengde pr. spredningshendelse, og resulterer dermed en positiv, total densitetsfølsomhet.

Konstruksjonen med nærliggende detektor og kilde gir videre mulighet til å frembringe en anordning hvis responser ved nesten alle energier av interesse oppviser positiv densitetsfølsomhet overfor nesten ethvert området av formasjonen i dens nærhet. En fordel ved en slik situasjon ligger i den enkle og robuste signalbehandling som er nødvendig i dette tilfelle sammenlignet med for eksempel den mer komplekse romlige responsen til en konstruksjon av enkelt-spredningstypen som beskrevet foran. Den enkleste måten til å oppnå denne situasjonen, er at det område av formasjonen som direkte belyses av kilden og det område av formasjonen som betraktes direkte av detektoren, faller nesten sammen, slik at nesten ethvert område av formasjonen kan tjene som sprednings-punktet for enkelt-spredningsbidrag til detektoren. Selv om en slik geometri er ganske vanskelig å oppnå mens det fremdeles sørges for tilstrekkelig skjerming av detektoren fra direkte stråling, er flere brukbare geometrier beskrevet nedenfor. I den grad en viss effektiv kollimering blir brukt for skjermingsformål, blir slik kollimering fortrinnsvis tilveiebrakt for å frembringe minst mulige restriksjoner på de mulige enkelte og flere ganger spredte fotonbaner mellom kilden og detektoren. Selv om visse områder av formasjonen kan være i skygge når det gjelder å frembringe enkelt-spredningsbidrag til detektoren, hvis veilengdene er korte nok og hvis mengde av sannsynlig flere ganger spredte fotonbaner er høy nok, så vil de flere ganger spredte fotoner bidra med en netto positiv følsomhet fra dette området. Kollimering som begrenser fotonbanene utenfor området mellom kilde og detektoråpninger, er derimot ikke ødeleggende for konstruksj onen.

En ytterligere fordelaktig konsekvens av å forsterke bidraget fra flere ganger spredte fotoner til responsene for anordningen ifølge oppfinnelsen, er å øke de totale densitets-følsomhetene til disse responsene utenfor hva som kan oppnås fra en konstruksjon av enkelt-spredningstypen. Man vil huske at ifølge ligning (5) er den maksimale densitetsfølsomhet for en måling av enkelt-spredningstypen 1, idet denne grensen oppnås bare for en uhyre liten avstand mellom kilde og detektoråpninger. De praktiske anordninger av enkelt-spredningstypen, vil de totale følsomheter være meget mindre enn 1. Denne grensen for den maksimale følsomhetsverdien gjelder imidlertid ikke flere ganger spredte baner. Innføring av slike bidrag til responsene kan derfor i betydelig grad øke de totale densitetsfølsomhetene til målingene. Siden enkeltspredte fotoner dessuten har en forholdsvis høy minimums-energi (184) keV for en kilde på 662 keV, er det en betydelig del av det detekterte energispektrum som kan besettes bare av fotoner som er spredt flere ganger. Informasjonen om formasjonsegenskaper, spesielt Pe, som overføres ved hjelp av slike flere ganger spredte bidrag, er ganske signifikant, men kan oppnås bare med en anordning (slik som den ifølge oppfinnelsen) som aksepterer en betydelig andel av slike bidrag.

Forskjellen mellom anordningen ifølge oppfinnelsen og tidligere forslag til gamma/gamma-anordninger med høy oppløsning er nå klart med et grunnleggende nivå. Tidligere foreslåtte konstruksjoner forsøkte å begrense det formasjonsvolumet som ble undersøkt ved å begrense de mulige baner for gammastrålene gjennom formasjonen til en spesiell enkelt-spredningsbane, eller et lite antall slike baner. Med anordningen ifølge foreliggende oppfinnelse, er imidlertid så mange forskjellige gammastrålebaner som mulig gjennom området mellom kilden og detektoren, tillatt, innbefattet baner for flere gangers spredning. Høy oppløsning blir oppnådd på grunn av den korte avstand mellom kilden og detektoråpningene.

Den detaljerte fysikk som viser densitetsfølsomheten til et apparat i forhold til flere gangers spredning såvel som enkeltsprednings-hendelser, er vist i det vedføyde appendix A. I henhold til appendix A kan følsomhetsfunksjonen bestemmes for enhver gitt kilde/detektor-avstand for et apparat, for kjente parametere.

Selv om en grundig analyse av appendix A er nyttig for å fastsette nøyaktige grenser for positiv total følsomhet i en fullstendig kompleks modell (i motsetning til den enkle enkeltsprednings-modellen), er enkeltsprednings-modellen likevel nyttig når det gjelder å fastsette og illustrere grove retningslinjer. Således kan for eksempel en "kritisk distanse" sies å eksistere for bevegelsen av et foton i en formasjon, slik at for en gitt fotonenergi og en gitt formasjonsdensitet og Pe, vil fotonet få en statistisk større sannsynlighet for å bli dempet (d.v.s. spredt ut av en foretrukket bane, redusert i energi til under en deteksjonsterskel eller absorbert) enn Compton-spredt i en ønsket retning og detektert. Den "kritiske distanse" som kan bestemmes ut fra fysikken ved Compton-spredning og fotoelektrisk absorpsjon, er empirisk funnet å være tilnærmet lik den midlere frie veilengde for de fotoner som utsendes fra kilden (i samsvar med den enkle modellen). I formasjoner med densiteter på omkring 2,7 g/cm<3> og Pe på omkring 2,6, kan det bestemmes at den "kritiske distanse" mellom cesium-kilden og detektoråpningene er omkring to tommer. Hvis imidlertid kile/detektor-avstanden er valgt som hele den "kritiske distanse" vil de totale densitetsfølsomhetene til anordningens responser være omkring null. Dette vil ikke nødvendigvis diktere at en densitetsmåling ikke kan foretas med en slik anordning, siden den romlig fordelte følsomhetsfunksjon ikke nødvendigvis vil være null overalt. Det vil imidlertid antyde at en slik anordning vil gi en meget dårlig måling av formasjonsdensiteten siden den vil være meget ufølsom for variasjoner i formasjonsdensitet med lav romlig frekvens; og dette er den dominerende tilstand i de fleste grunnformasjoner av interesse. For å oppnå tilstrekkelig total densitetsfølsomhet samt for å forbedre den iboende romlige oppløsning for anordningen å øke effektiviteten av kildeutnyttelsen, blir det derfor foretrukket å anbringe detektoråpningen i en avstand fra kilden som er betydelig mindre enn den "kritiske distanse" for en midlere fri veilengde.

Fra den fysiske diskusjonen overfor kan det sees at for å oppnå den høyeste positive densitetsfølsomhet, er det teoretisk funnet at det vil være ønskelig å anbringe detektoren på samme sted som gammastrålekiIden. En slik posisjonering har imidlertid en viktig ulempe; når kilde og detektor er anbrakt tett sammen vil detektoren detektere mange gammastråler som aldri når formasjonen. I virkeligheten ville så mange ikke-spredte gammastråler nå detektoren at detektorkretsen sannsynligvis vil bli mettet slik at en stor andel av gammastråler som er spredt av formasjonen ikke kan telles. Man kan derfor se at ved å anbringe kilden og detektoren sammen, innføres en stor kilde for bakgrunns-støy. Bestemmelsen om hvor detektoren skal anbringes i forhold til kilden samt skjerming, og derfor sette opp bakgrunnsstøy-faktoren mot det faktum at den høyeste tellehastighet for tilbakespredte hendelser, den høyeste densitetsfølsomhet og høyeste iboende oppløsning alle inntreffer ved en kilde/detektor-avstand som er lik null.

Det vises nå til figur la som viser et oppriss av en foretrukket første utførelsesform av oppfinnelsen. På figur la er en kilde 20a, slik som en Cs-137 eller Co-60-kilde, anbrakt i en avstand fra en formasjon 25 som er omkring 1/4 tomme og er fortrinnsvis anbrakt i en egen trykkbeholder 21a. Koaksialt med og omkring 2,5 tommer direkte bak kilden 2 0a, er en Nal eller GSO- (gadolinortosilikat) detektor 30a og et tilhørende fotomultiplikatorrør 31a. En praktisk detektorform for effektiv lysoppsamling i dette arrangementet, er et rektangulært faststoff. Trykkhuset 34a beskytter detektoren 30a og fotomultiplikatoren 31a, mens trykkvinduet 33a i trykkhuset 34a tillater fotoner å tre inn i apparatet og detekteres. Om ønsket, kan også en kalibreringskilde (ikke vist) være anordnet i nærheten av detektoren 3 0a. Med det tilveiebrakte kilde/detektor-arrangement på figur la, oppnås det en langsgående avstand på omkring null, ettersom aksen til midten av detektoren 3 0a strekker seg gjennom kilden 20a. En hovedsakelig sylindrisk skjerming 35a er tilveiebrakt mellom kilden og detektoren for å absorbere gammastråler som utsendes fra kilden mot detektoren. For å hindre at utsendte gammastråler som verken er rettet mot detektoren 3 0a eller mot formasjonen 25, finner vei til detektoren 30a, er en ytterligere skjerming 3 8a tilveiebrakt på sidene. Selv om en viss kollimering oppnås ved sideskjermingen, vil man forstå at detektoren 30a er hovedsakelig ukollimert ettersom de mulige vinkler for fotoner som detekteres, omskriver minst omkring 30°, (og i virkeligheten omkring 56° når hele detektoren 30a tas i betraktning). I motsetning til den mer begrensede kollimering som finnes i mange av de tidligere kjente anordninger, for eksempel i US patent nr. 2 934 652 og 3 263 082, 3 202 822, 3 840 746 og 3 846 631. Man vil likeledes forstå at kilden 20a er hovedsakelig fullstendig ukollimert.

Arrangementet på figur la har flere fordeler og flere ulemper sammenlignet med de utførelsesformer som er vist på figur lb og lc som skal diskuteres nedenfor. Fordelene innbefatter evnen til å redusere kildestyrken til den forholdsvis lave verdi 20-200 mCi, samt at geometrien gir et utmerket signal/støy-forhold, der begge deler skyldes at kilden 20a er fullstendig ukollimert i forhold til formasjonen 25. En ytterligere mulig fordel vedrører den kompakte, koaksiale geometri som ville være en enda større fordel med bruk av en faststoff-detektor istedenfor Nal-detektoren 3 0a eller en ultrakompakt fotomultiplikator istedenfor fotomultiplikatorrøret 31a. Ulempene innbefatter den litt dårligere vertikale oppløsning i forhold til de andre tilveiebrakte geometrier (selv om den oppløsning på to tommer som oppnås, er betydelig bedre enn hva som kan oppnås ved hjelp av tidligere kjente anordninger), den bakgrunnsstøy som skyldes trykkhus-vinduet 33a. Det har videre vist seg at øket vertikal oppløsning kan oppnås ved å segmentere detektoren 3 0a i minst to segmenter (slik som segmentene 3 0a-l og 35a-2 som er vist på figur ld) og ved delvis å kollimere hvert segment (med kollimering 35a-l og 35a-2) som vist på figur lb. Prisen for den økte vertikale oppløsning er selvsagt behovet for en høyere kildestyrke.

Med den tilveiebrakte ukollimerte kilde - hovedsakelig ukollimerte detektor-geometrien på figur la vil en stor andel av de gammastråler som spres i området av interesse direkte foran apparatet, bli detektert. Den kildestyrke som er nødvendig for høye tellehastigheter, er således betydelig lavere enn kjente konstruksjoner, og den ønskede kildestyrke er følgelig valgt fortrinnsvis mellom 20 og 200 mCi, selv om sterkere kilder kan benyttes under visse omstendigheter, slik som når det benyttes detektorer for høye tellehastigheter. Kildeenergien er også noe som kan velges og avhenger hovedsaklig av den ønskede energi på den tilbakespredte stråling samt evnen til å skjerme detektoren fra direkte stråling. Ettersom kildeenergien øker, avtar virkningen av fotoelektrisk absorpsjon av elementer med høy z i formasjonen eller i en slamkake, (slik som barrit). Den høye densiteten og skjermen med høy z mellom kilden og detektoren blir imidlertid likeledes mindre effektiv for skjerming av detektoren. Som et kompromiss mellom de motstridende ønsker om direkte skjerming og baritt-gjennomtrengning, blir en høyenergi-kilde slik som Cs-137 brukt i den foretrukne utførelsesform. Om ønsket kan kilder med høyere energi, slik som Co-60 eller kilder med lavere energi, slik som Ba-133, brukes.

Man vil også forstå at med den geometri som er vist på figur la, er den effektive kilde/detektor-avstand meget mindre enn de kritiske to tommer, og er i virkeligheten nær null. Det målte signal er således sterkt spredningsdominert i forsteining til spredningseffekt-dominert, og en formasjon med øket densitet gir et høyere tellehastighet-signal. Fordi skjermingen mellom kildene og detektoren er forholdsvis tynn, er det ønskelig å skreddersy detektorresponsen slik at den til en viss grad blir transparent for de høyenergetiske gammastrålene fra kilden samtidig som den er meget mer ugjennomtrengelig for den tilbakespredte stråling med lavere energi. Derfor benyttes det fortrinnsvis en forholdsvis tynn detektor.

Det vises så til figur lb hvor en annen utførelsesform (hovedsakelig kollimert kilde - ukollimert detektor) ifølge oppfinnelsen er vist. En kilde 2 0b er trukket omkring tre tommer tilbake fra formasjonen 25, mens detektoren 3 0b og dens tilhørende fotomultiplikatorrør 31b er anbrakt direkte bak et trykkvindu 33b og et trykkhus 34b som befinner seg tett inntil formasjonen. Kilden 20b er hovedsaklig omgitt av en skjerming 35b for å hindre gammastråler fra kilden 20b fra å nå detektoren 30b direkte uten å gå inn i formasjonen 25. Det er imidlertid tilveiebrakt en bane 4 0b i skjermingen 35b for å tillate gammastråler å tre inn i formasjonen. Som antydet på figur lb, er banen 40b hovedsakelig kollimert ved hjelp av skjermingen 35b som i stor grad begrenser vinkelåpningen fra kilden 20b til formasjonen 25 til omkring 12°. Om ønsket kan skjermingen 35b være ikke-sylindrisk (for eksempel med elliptisk tverrsnitt) for å gi en bredere vinkelåpning i et plan som går inn i og ut av papiret på figur lb.

Tilbakesprednings-detektoren 3 0b på figur lb er adskilt fra formasjonen bare ved hjelp av et tynt trykkhus-vindu 33b, og er anbrakt innenfor omkring 1/2 tomme fra det sted hvor den fjerneste, direkte gammastrålebane trer inn i formasjonen og som har sin opprinnelse ved kilden. En tilhørende fotomultiplikator 31a er skjermet fra formasjonen ved hjelp av trykkhuset 34b som også kollimerer detektoren svakt. Detektoren 3 0b er imidlertid i hovedsak ukollimert i forhold til formasjonen ettersom vinduet 33b gir en åpning på omkring 90°. Fordi skjermingen 35b er meget nær detektoren 3 0b, kan dessuten gammastråler som kommer fra formasjonen ved riktige vinkler innenfor en tomme til høyre for detektoren 3 0b (i den orientering som er vist på figur lb), nå detektoren upåvirket.

I likhet med utførelsesformen på figur la har utførelses-formen på figur lb sine fordeler og ulemper i forhold til de andre foretrukne utførelsesformer. Spesielt kan den romlige oppløsning i utførelsesformen på figur lb være så liten som en halv tomme, noe som er betydelig bedre enn hva som tilveiebringes av de to andre geometriene, og undersøkelsesdyben i formasjonen er noe dypere, spesielt for tilbakespredte fotoner med lav energi. I tillegg gir geometrien på figur lb et utmerket signal/støy-forhold samt en utmerket densitets-følsomhet. På den annen side er den kildeintensitet som kreves for geometrien på figur lb, noe større (minst 1,0 Ci) enn hva som er nødvendig i de andre utførelsesformene, og skjermingen av detektoren mellom detektoren og kilden krever mer nøyaktige geometrier enn hva som er nødvendig ved de andre for å forhindre bakgrunnsstøy samt over- eller under-matning av resultater når densitetsgrenser overskrides.

Utførelsesformen på figur lc er i en forstand den motsatte av utførelsesformen på figur lb ettersom kilden 20c nå er åpen (ukollimert) overfor formasjonen 25 og detektoren 30c nå er hovedsaklig kollimert. Som med de andre geometrier blir skjermingen 35c brukt for å redusere bakgrunnsstøy fra gammastråler som utsendes direkte mot detektoren 3 0c fra kilden 20c, og et

trykkhus 34c med et trykkvindu 33c blir brukt for å atskille detektoren 3 0c og dens tilhørende fotomultiplikator 31c fra formasjonen 25, mens fotoner tillates å tre inn i apparatet og bli detektert. Skjermingen 35c er vist å være anordnet for å

tilveiebringe kollimering som begrenser romvinkelen som betraktes av detektoren 3 0a til omkring 19°. Om ønsket kan også nå ikke-sylindrisk skjerming tilveiebringes.

Med den ukollimerte kilde og hovedsakelig kollimerte detektor er den avstand mellom kilden og stedet for den fjernest liggende direkte gammastråle-bane som eksiterer formasjonen og som ender ved detektoren, litt større enn en halv tomme. Dermed er positiv følsomhet av apparatet for økninger i formasjonsdensiteten garantert.

Arrangementet på figur lc gir en mellomting i de relative fordeler og ulemper ved geometriene på figur la og lb. Spesielt behøver kildestyrken ikke å være så stor som kildestyrken på figur lb, ettersom kilden på figur lc er åpen (ukollimert) overfor formasjonen. På den annen side må kildestyrken til kilden 20c være større enn for kilden 20a, ettersom detektoren 3 0c er hovedsaklig kollimert, mens detektoren 30a er hovedsakelig ukollimert: og dermed er en større kilde nødvendig for å oppnå den nødvendige tellehastighet for å tillate en god statistisk analyse. På tilsvarende måte er den vertikale oppløsning for anordningen på figur lc mellom oppløsningene til de andre foretrukne utførelsesformene.

Ved å bruke et testapparat maken til det som er vist på figur lc, ble det oppnådd et sett med målinger (se figur 2) ved å bevege apparatet som hadde en Nal-krystalldetektor og en Cs-137-kilde på 662 keV gjennom en kunstig formasjon. Den kunstige formasjonen var sammensatt av diabase 7075 aluminium, 6061 aluminium, smeltet kvarts, marmor, magnesiumlegering, grafitt 2204, og epoxygrus, med densiteter i området fra 1,77 g/cm<3> til 3,00 g/cm<3>, og Pe-verdier fra 0,2 Pe-enheter til 6,2 Pe-enheter, hvor en Pe-enhet er definert ved hjelp av ligningen

Pe = (Z/10)3,6, midlet over atomnummerne Z til formasjonens grunnstoff-bestanddeler veid med deres elektrondensiteter. Den relative posisjon av de foranderlige formasjonselementer, er fremsatt på figur 2, med de virkelige densiteter og Pe plottet over lengden av den kunstige formasjon som antydet. Som man kan se er flere av formasjonslagene bare en tomme tykke.

Med det tilveiebrakte apparat og den tilveiebrakte formasjon ble de detekterte, spredte gammastråler delt i fire energivinduer, som antydet ved hjelp av dé fire logger på figur 2. Responsen ved forskjellige energinivåer uten signalbehandling eller dekonvoivering, viser at den vertikale oppløsning for en endring i densitet er meget god. Det høyeste energivindu som svarer til spredning i det lille området like foran banen til den kollimerte detektor, har i virkeligheten en uhyre skarp densitetsrespons. Dessuten er tellehastighetene for alle vinduer bortsett fra vinduet med lavest energi, hovedsakelig lineært i forhold til formasjonsdensiteten. For små radielle dybder kan derfor det tilveiebrakte apparat gi uhyre nøyaktig indikasjon på formasjonsdensitet med utmerket oppløsning. Ved å tilveiebringe energidiskriminering kan det fremdeles oppnås utmerket oppløsning i densitetsmålingene for større radielle formasj onsavstander.

Det vises så til figur 3 hvor et foreslått apparat 100 for borehullslogging som innbefatter anordningen ifølge oppfinnelsen på figur la, er skissert. Apparatet 100 er vist i et borehull 114 som gjennomtrenger en formasjon 112. En slamkake 116 er vist på innerveggen til borehullet. Loggeapparatet eller sonden 100 er opphengt i borehullet ved hjelp av en vinsj 104 og en kabel 142, og blir tvunget mot borehullsveggen (slamkaken) ved hjelp av en leddet arm 108 og en eksenter-glider 106 slik at gammastrålekilden 120 kan presses nær inntil formasjonen 112. Gammastråle-kilden er fortrinnsvis en brikke av Cs-137 som avgir gammastråler med en energi på 662 keV til formasjonen. Direkte bak gammastrålekilden 120 er en skjerming 135 i henhold til detaljene på figur la. Bak skjermingen 135 er en tynn Nal-gammastråledetektor 127 som er sammensatt av et krystall 13 0 og et fotomultiplikatorrør 131. Forbundet med gammastråledetektoren 127 er detektorelektronikk 132 som kan brukes for å diskriminere pulsene i forbindelse med detektoren 127 i forskjellige energivinduer. Den behandlede informasjon kan så sendes via en ledning 103 til sonde-overføringselektronikk 141 som kan behandle informasjonen ytterligere og sende den opp gjennom hullet til overflateinstrumentene 140 via kabelen 142.

Om ønsket og som vist på figur 4 kan sonden 100 omfatte en annen Nal-detektor 134 som kan være hovedsakelig åpen eller kollimert etter ønske. Den annen detektor 134 er adskilt med en stor avstand (fortrinnsvis minst 4 til 6 tommer) fra kilden. Detektoren 134 er sammensatt av et krystall 137 og et fotomultiplikatorrør 13 9 som reagerer på glimtene fra krystallet 13 7, Fotomultiplikatorrøret 13 9 er igjen koblet til detektorelektronikk 138 som kan diskriminere pulsene i forbindelse med de detekterte gammastråler i forskjellige energivinduer. Detektorelektronikken 13 8 er forbundet med sonde-overføringselektronikken 141 via en ledning 105, og dermed kan informasjon fra den annen detektor 134 overføres til overflateinstrumentene 140.

Under drift blir sonden 100 anbrakt nede i hullet, senket til en ønsket langsgående dybde og presset mot borehullsveggen ved å åpne armen 108. På et ønsket tidspunkt blir elektronikken aktivert slik at en telling blir foretatt av det antall gammastråler som detekteres i hver av en rekke forut bestemte energivinduer. Etterhvert som sonden blir trukket opp gjennom borehullet blir det innsamlet informasjon i en foretrukket, forut bestemt tid og de akkumulerte tellinger over tidsintervallet blir overført til overflaten. Ved så å bruke tellehastigheten for fortrinnsvis alle vinduene, men minst ett vindu, kan det foretas densitetsbestemmelser ved å forbinde densitet med en funksjon av tellehastighetene ved de forskjellige vinduer. Ved å bruke de relative tellehastigheter til minst to av vinduene, kan også formasjonens Pe bestemmes. Etter at en rekke målinger over tid som svarer til forskjellige borehullsdybder, er oppnådd, kan en enda mer oppløst densitet og Pe-måling oppnås ved å de-konvolvere den frembrakte informasjon. Densiteten for et spesielt sted blir således bestemt som en funksjon av tellehastighetene i minst ett av energivinduene på vedkommende sted, og fortrinnsvis ved både tidligere og senere steder. Som et resultat av dekonvolveringen, kan finere oppløsning oppnås selv om sondens iboende vertikale oppløsning er omkring to tommer, hvis informasjon (et datasett) blir oppnådd ved mindre intervaller.

Ytterligere behandling for å korrigere for omgivelses-effekter kan finne sted samtidig med bestemmelsen av densitet og Pe. For eksempel kan virkningen av en slamkake hovedsakelig elimineres ved spesiell behandling av informasjon fra energivinduene. Også bakgrunnsstøy som skyldes detekterte gammastråler som ble påvirket av en vekselvirkning med skjermingen samt de gammastråler som når detektoren direkte fra kilden uten å ha blitt spredt av formasjonen, kan elimineres ved å frembringe bakgrunnsspekteret utenfor borehullet (i luft). Alternativt kan bakgrunnsstøy som skyldes ikke-spredte, detekterte fotoner unngås ved å velge energivinduer omhyggelig og derved effektivt filtrere ut den spesielle energien til slike fotoner.

Man vil forstå at korrigeringer for omgivelsene også kan utføres i henhold til teknikker som er kjent på området, modi-fisert for den spesielle sondegeometrien på figur 4, hvis informasjon fra to detektorer (en nærliggende og en fjernt-liggende) blir benyttet.

Det vises til figur 5a hvor et apparat 180 med en rekke kilder 185a, 185b, 185c og detektorer 188a, 188b, 188c er radielt adskilt som sideveggpute-anordninger 189a, 189b og 189c, og hver anordnet som apparatet på figur lc. Som antydet vil apparatet 180 strekke ut armer 191a, 191b, 191c som har sine respektive puteanordninger 189, slik at kilden 185 vil være i nær kontakt med borehullet 192. Ved å trekke apparatet 180 langs borehullet og kontinuerlig frembringe målinger, kan det fås indikasjoner på formasjons-karakteristikker ved forskjellige omkretsmessige posisjoner omkring borehullet. Ved så å sammenligne resultatene, kan formasjonsfallet måles i henhold til andre teknikker som er kjent på området.

Om ønsket kan hver sideveggpute-anordning 189 på figur 5a omfatte et arrangement som vist på figur 5b, hvor en enkelt ukollimert kilde 185a kan brukes sammen med en brukke detektorer, slik som detektorene 188a-l, 188a-2..., 188a-6.

Det er nå blitt beskrevet og illustrert et apparat som benytter gammastrålekilder og detektorer for å frembringe romlig høyoppløselige indikasjoner på kjennetegn ved grunnformasjoner. Selv om spesielle utførelsesformer av oppfinnelsen er blitt beskrevet og illustrert, er det ikke meningen at oppfinnelsen skal begrenses av dette, og det er meningen at oppfinnelsen skal ha en vid ramme og at beskrivelsen skal leses på samme måte. Selv om en avstand på to tommer ble beskrevet som den "kritiske distanse" hvor detektoråpningen måtte anbringes i forhold til kildeåpningen, slik at en gammastråle ikke ville måtte tilbakelegge mer enn to tommer i formasjonen, vil således fagfolk på området innse at den nøyaktige "kritiske distanse" er en funksjon av blant annet formasjonen, og gammastråle-energien. For spesielle situasjoner kan således to tommer være for stor avstand, mens en avstand på litt mer enn to tommer i andre tilfeller kan være tilfredsstillende. Det skal videre bemerkes at den "kritiske distanse" gitt av den midlere frie veilengde, i virkeligheten er en omtrentlig grense for kilde- og detektor-posisjonene. En mer nøyaktig avstandsgrense for en spesiell sondegeometri, spesiell formasjonssammensetning, spesiell energikilde o.s.v., blir fastsatt ved å kreve at sonden oppviser en ikke-negativ respons overfor en økning i formasjonens densitet. Selvsagt kan ytterligere begrensninger, slik som at alle energivinduer i detektoren skal oppvise en ikke-negativ respons overfor en økning i densiteten overalt i formasjonen, eller at alle energivinduer i detektoren oppviser en positiv respons overfor en økning i densitet i nærheten av kilden og detektoren, også benyttes for å definere den ytre ramme for oppfinnelsen.

Det skal bemerkes at selv om forskjellige, foretrukne geometrier for apparatet er tilveiebrakt, vil en rekke andre geometrier være opplagte for fagfolk på området. Det som er særlig viktig, er at en høy nok tellehastighet blir tilveiebrakt med lav støy og med god vertikal oppløsning. Selv om oppfinnelsen ble beskrevet med skjerming mellom gammakilden og detektoren for å forhindre detektoren fra å bli mettet med gammastråler som ikke gir informasjon vedrørende formasjonen, vil fagfolk på området således forstå at hvis det tilveiebringes en detektor som kan håndtere en uhyre stor tellehastighet, er skjerming ikke nødvendig. Med hensyn til detektorene vil man dessuten forstå at ytterligere detektorer kan anbringes både omkretsmessig og i langsgående retning i forhold til detektoren som ligger nær kilden. Selv om en utførelsesform oppviser tre omkretsmessig adskilte detektorer, vil man forstå at 4,5 eller flere detektorer kan brukes. I virkeligheten behøver hver detektor ikke ha sin egen relaterte kilde. Selv om en annen utførelsesform likeledes viste to i langsgående retning adskilte detektorer, vil man forstå at tre eller flere detektorer kan brukes. I virkeligheten kan detektorer som er adskilt i langsgående og omkretsmessig retning, brukes sammen. Selv om de beskrevne kildene videre var monoenergetiske kilder, vil fagfolk på området forstå at andre kilder slik som en bremsstråle-kilde kan benyttes effektivt innenfor oppfinnelsen ramme, selvsagt under den forutsetning at kilden og detektoren ble anbrakt slik at en økning i formasjonens densitet ville frembringe en ikke-negativ kilderespons. Det vil derfor være klart for fagfolk på området at andre endringer og modifikasjoner kan foretas med oppfinnelsen som er beskrevet i beskrivelsen, uten å avvike fra den ramme som er gitt i de vedføyde krav.

Claims (11)

1. Apparat for å oppnå indikasjoner på minst en egenskap ved en grunnformasjon som gjennomtrenges av et borehull, hvilket apparat har en kildeanordning anbrakt ved en første posisjon på apparatet, hvilken kildeanordning er for bestråling av formasjonen med fotoner med evne til Compton-spredning i formasjonen, og en detektoranordning anbrakt ved en andre posisjon på apparatet, hvilken detektoranordning er innrettet for å detektere fotoner som er Compton-spredt av formasjonen, karakterisert ved at avstanden mellom den første og annen posisjon er mindre enn eller lik en midlere fri veilengde for kilde-fotonene i formasjonen, hvorved kilde-og detektoranordningene er anordnet slik at detektoren gir en ikke-negativ respons på en økning av densiteten i grunn-formas j onen for densiteter og Pe-faktorer som er typiske for grunnformasj oner.

2. Apparat ifølge krav 1, karakterisert ved at kilden er en kjemisk kilde som bestråler grunnformasjonen med fotoner av kjent energi, at den første posisjon er definert ved hjelp av et statistisk gjennomsnitt av hvor fotoner fra kildeanordningen som vil bli detektert av detektoranordningen, trer inn i formasjonen, at den annen posisjon er definert ved hjelp av et statistisk gjennomsnitt for hvor fotonene fra kildeanordningen som ble Compton-spredt i formasjonen, trer inn i apparatet for deteksjon ved hjelp av detektoranordningen, og ved at første og annen posisjon er innenfor en midlere fri veilengde fra hverandre for de nevnte fotoner av kjent energi i en formasjon med en densitet og Pe-faktor som er typisk for grunnformasjoner.

3. Apparat ifølge krav 1 eller krav 2, karakterisert ved at detektoranordningen omfatter en diskrimineringsanordning for å avføle energier av de detekterte Compton-spredte fotoner, og å inndele de avfølte, detekterte Compton-spredte fotoner i en rekke energi-vinduer, og ved at nevnte første og annen posisjon er så nær hverandre at detektoren gir en positiv respons på en økning i densitet i alle energi-vinduer som reaksjon på en økning i formasjonens densitet i nærheten av kilden og detektoren.

4. Apparat ifølge noen av de foregående krav 1-3, karakterisert ved at kildeanordningen eller detektoranordningen eller begge er ukollimert i forhold til formasjonen for å tillate et betydelig antall flere ganger spredte fotoner å bli detektert av detektoranordningen.

5. Apparat ifølge noen av de foregående krav 1-4, karakterisert ved en skjermingsanordning anbrakt mellom kilde-anordningen og detektoranordningen for i betydelig grad å redusere de fotonmengder som når detektor-anordningen direkte fra kilde-anordningen uten Compton-spredning i formasjonen.

6. Apparat ifølge krav 5, karakterisert ved at detektor-anordningen er hovedsakelig koaksial med kildeanordningen i forhold til en perpendikulær til en lang akse på en vegg i borehullet, med kildeanordningen anbrakt forholdsvis nær borehullet, idet skjermingsanordningen er anbrakt bak kildeanordningen og detektoranordningen er anbrakt bak skjermingsanordningen, ved at detektoranordningen er hovedsakelig skjermet fra fotoner som stammer fra kildeanordningen direkte mot detektoranordningen, men detektoranordningen er hovedsakelig ukollimert i forhold til et volum av formasjonen i nærheten av kildeanordningen.

7. Apparat ifølge krav 5, karakterisert ved at skjermingsanordningen hovedsakelig kollimerer detektoren i forhold til formasjonen, at kildeanordningen er ukollimert i forhold til formasjonen, at kilde- og detektor-anordningene er relativt forskjøvet langs en langsgående akse i borehullet, idet kildeanordningen er forholdsvis nær en vegg i borehullet, og detektoranordningen er forholdsvis langt fra borehullsveggen.

8. Apparat ifølge krav 5, karakterisert ved at skjermingsanordningen hovedsakelig kollimerer kilden i forhold til formasjonen, at detektoranordningen er ukollimert i forhold til formasjonen, at kilde- og detektor-anordningene er relativt forskjøvet langs en langsgående akse i borehullet, idet detektoranordningen er forholdsvis nær en vegg i borehullet og kildeanordningen er forholdsvis langt fra borehullsveggen.

9. Apparat ifølge noen av kravene 1-8, karakterisert ved en fjerndetektoranordning for å detektere fotoner som er Compton-spredt av formasjonen, at fjerndetektoranordningen er anbrakt forholdsvis langt fra kildeanordningen slik at fjerndetektoranordningen gir en negativ total respons på en økning av densitet i grunnformasjonen for nevnte densiteter og Pe-faktorer som er typiske for grunnformasjoner.

10. Apparat ifølge noen av de foregående krav 1-9, karakterisert ved en annen detektoranordning som er slik plassert og anordnet at den annen detektoranordning gir en ikke-negativ total respons på en økning av densiteten i grunnformasjonen for nevnte densiteter og Pe-faktorer som er typiske for grunnformasjoner, idet den annen detektoranordning er anordnet ved et sted omkretsmessig adskilt omkring apparatet i forhold til den andre detektoranordning.

11. Apparat ifølge noen av de foregående krav, karakterisert ved at kildeanordningen er en cesium 137-kilde anbrakt ved den første posisjon og den annen posisjon er innenfor 2,5 centimeter fra den første posisjon. APPENDIKS A Den inhomogene, lineære og tidsuavhengige gammastråle-transportlikning er: hvor: Zc=Lc(r,E) er det makroskopiske Compton-tverrsnitt ; £ =X^(rE) er ^et makroskopiske, f otoelektriske tverrsnitt ; <j> = <j>£e £2) er (den angulære) fotonfluks, som er lik lyd-hastigheten ganger fotontettheten; hvor v er fotonhastigheten; r = (x,y,z) er den romlige posisjon; E = fotonenergien; x ; og S(r,E,Q) er kildefordelingen. De analytiske design-kriterier å utforme en tilbake-spredningsgeometri spesifiseres ved å definere kildefunk-sjonen, S, og materialfunksjonene,Ec og Et (pluss noen grense-betingelser) . Den ovenstående likningene kan da i prinsipp løses (numerisk) for ø. Men en eksplisitt løsning for <j> overalt er ikke nødvendig for å bestemme følsomheten. Den interessante sonderesponsen spesifiseres ved likningen: _ + hvor Sj er en passende responsfunksjon (f.eks. det fotoelektriske virkningstverrsnitt for Nal i detektorkrystallen). Den tilsvarende adjungerte transportlikning er: hvor: .<<>1<>>; (r,E^2) er den adjungerte fluks som tilsvarer responsen Ri E£l) er relatert til sannsynligheten for at et foton i ?,E,I? en gang vil bidra til Ri. Følsomhets-tettheten qis da av hvor j referer til enten Compton- eller fotoelektrisk vekselvirkning. Elektrontetthets-følsomheten er summen av Compton-følsomheten og den fotoelektriske følsomheten: Den fullstendige følsomheten for responsen R± for variasjoner i formasjonens elektrontetthet er <S>'-Pe er derfor fullstendig bestemt ut fra en spesifisering kildefunksj onen, responsfunksj onen, den differensielle Compton-tverrsnittsfunksjon som bestemmer det fullstendige tverrsnitt, og den totale fotoelektriske tverrsnittsfunksjon. Avstanden mellom kilde og detektor fastsettes ved spesifiseringen av S ogSj . En effektiv numerisk teknikk for beregning av S,j(r) er beskrevet hos Watson, Charles C, "Monte Carlo Computation of Differential Sensitivity Functions", Transactions of the American Nuclear Society, bind 46, side 655-56, juni 1984.