Mélyfúrási geofizika Balázs László Mélyfúrási geofizika

4. 4.4. Mikroszondák

A radiális fajlagos ellenállás szempontjából lényeges megmérni közvetlenül a fúrólyuk falnál mérhető fajlagos ellenállást (Rxo). Erre szolgálnak a különböző mikroellenállás-mérő eszközök. Jellegzetességük, hogy falhoz szorított elektróda rendszer segítségével alakítanak ki néhány centiméter kutatási mélységű elektromos eszközt. Az elektródák egy falon csúszó szigetelő papucson helyezkednek el különböző elrendezésekben. A mérési elvek a makro szondákéhoz hasonlók. A közegmodell azonban eltérő, legjelentősebb zavarótényező a lyukfal egyenetlenségei és az iszaplepény.

Mikroszondák esetében is létezik a potenciál és gradiens szondának megfelelő mérési elrendezés az un. mikrolog. A papucson 1-2 cm távolságra elhelyezett gombelektródákkal alakítják ki (4.14 ábra.).

A mikrolog szonda fő feladata az iszaplepény kimutatása, az iszaplepény, mint kis kiterjedésű radiális inhomogenitás másképp jelentkezik a különböző kutatási mélységű komponens szondáknál és így eltérést okoz a mért értékekben (un. pozitív elválás). Ráadásul az iszaplepény sima felszínének köszönhetően itt a mért görbék is kevésbé fluktuálnak, mint az érdesebb lyukfal kontaktusnál. Az iszpalepény kimutatásával a szondakombináció alkalmas a permeábilis rétegek finom kimutatására. (4.15. ábra)

4.14. ábra. Mikrolog papucs elektródaelrendezése és áramtere. (mikro potenciál A-M1 és mikro gradiens A-M1-M2 komponens szondákkal)

4.15. ábra. Agyag-homokkő sorozatnál mért szelvények, szürkével satírozva látható a mikrolog iszaplepény indikációja (RML1, RML2).

A mikroszondák esetében is megvalósították a fókuszált áramterű méréseket. A 4.16. ábrán körkörös elektróda rendszerrel kialakított mikrolaterolog szonda látható. A szabályzás a makroszondákhoz hasonlóan történik. A mérő elektródák közötti feszültségre írjuk elő a szabályzási kritériumot, amely A1 elektród áramát vezérli. A fókuszálás következtében az eszköz kevésbé érzékeny az iszaplepény hatásra, így a mért látszólagos fajlagos ellenállás jól használható Rxo becslésére. A szférikus fókuszálással kialakított mikroszondát is elterjedten használják (MSFL – micro spherically focused log).

4.16. Mikrolaterolog elektróda elrendezése és áramtere.

A mikroszondák elméleti modellezése (direktfeladat) az aszimmetrikus elrendezés miatt nem egyszerű feladat. Ha csak közelítőleg akarjuk modellezni az áramteret, a közegmodellt felépíthetjük síkokból, amellyel az iszaplepény hatása modellezhető. Ekkor az általános megoldás 4.10. alakját célszerű használni. A körkörösen elhelyezett elektróda modell alapja most is gyűrűelektróda lesz. A z-tengelyt a leegyszerűsített modellezésnél a lyukfalra merőlegesen vesszük fel. Az a sugarú gyűrű elektród terének levezetésekor a forrást most is Neumann-határfeltételként vesszük figyelembe. A papucs felületén a z-irányú áramsűrűség eloszlás:

.

(4.43.)

Használjuk fel a Bessel-függvények ortogonalitására vonatkozó integrált:

.

(4.44.)

Így az általános megoldásban szereplő együttható függvényre felírhatjuk:

.

(4.45.)

Ahonnan a gyűrűelektród potenciálja homogén féltérre:

.

(4.46.)

A gyűrűelektród teréből ismét integrálással előállíthatjuk az elektróda rendszer potenciál terét.

5. 4.5. Elárasztás korrekció

A különböző ellenállásmérő szondakombinációk alapfeladata a permeábilis zónákban bekövetkező elválás alapján a radiális fajlagos ellenállásprofil közelítő feltárása (4.1. ábra). Különösen fontos paraméter az mélyzóna fajlagos ellenállása. Az inverziót leegyszerűsítve (2 paraméter esetén: R_t/R_xo, D/d) szemléltethetjük un. tornadó-diagrammon ( 4.17. ábra )

Az inverzió sajátossága, - kihasználva a probléma linearitását - hogy normált paramétereket használnak fel, leegyszerűsítve ezzel a paramétertartományt

4.17. ábra. Tornádó diagram, elárasztás hatásának korrigálására (dual-laterolog), (Schlumberger).

A diagram segítségével a szondakombináció tulajdonságai, felbontóképessége is tanulmányozhatók.

A szondák radiális karakterisztikái máként is szemléltethetők, definiálhatjuk az un. pszeudo-geometriai faktor (G):

.

(4.47.)

A függvény argumentuma az elárasztás átmérője. Ahol a függvény megközelíti az 1 értéket, annál az elárasztási mélyégnél már nem érzékeny a mélyzónára.

4.18. ábra. Tipikus pszeudogeometriai faktor függvény dual laterologra.

A pszeudogeometriai függvény adott ellenálláskontraszt esetén használható jó. A koncepció mögött az áll, hogy az egyenáramú eszközök kvázi sorba kapcsolják az egyes radiális zónákat, a függvény lefutása jól szemlélteti a szonda radiális kutatási mélységét.

4.19. ábra. Dual-laterolog viselkedése tároló zónánál (megjelölt intervallum). Látható az elválás a különböző kutatási mélységű szondák válaszaiban.
5. fejezet - Természetes potenciál

A természetes potenciálmérés (SP mérés) során természetes forrású egyenáramú tér fúrólyukbeli potenciálját határozzuk meg. A mérés nagyon egyszerű, egy elektródával egy felszíni referencia ponthoz képest mérünk mélységtől függő feszültséget. (Megjegyezzük, hogy a felszíni referencia pont rossz megválasztása mérési zajok megjelenéséhez vezethet.)

Az SP forrása döntően a fúróiszap (iszap filtrátum) és a rétegvizek eltérő ionkoncentrációi. Az eltérő koncentrációk iondiffúzió révén kiegyenlítődnének, de a diffúziós folyamat többféle mechanizmus (elektrokémiai effektusok) miatt negatív és pozitív töltések lokális szétválásához, elektromos potenciál megjelenéséhez vezet. A töltésszétválásból adódó tértöltés által létrehozott potenciál fékezi az ion diffúziót. Ugyancsak természetes potenciál (elektrokinetikus komponens) kialakulásához vezet az elektrolitként viselkedő iszapfiltrátum áramlása szigetelő közegen át (iszaplepény, mátrix).

Az egyik töltésszétválasztási mechanizmus maga az iondiffúzió folyamata, ha a pozitív és negatív ionok mozgékonysága (μ) nem azonos. Ez a folyamat hozza létre az SP diffúziós potenciál komponensét. A rétegvizek leggyakoribb ionjai a Na⁺ és Cl^- ionok, melyek közül az utóbbi mozgékonysága nagyobb.

A másik lényeges mechanizmus elsősorban az agyagásványokhoz kötődik. A felületi negatív töltésük miatt a negatív ionok áthaladását nagyrészt megakadályozzák (ion szelektív membrán). Az pozitív töltések áramlása, felhalmozódása szintén potenciál járulékot ad (membrán potenciál).

5.1. ábra. A normál SP kialakulásának fő mechanizmusa. Az ábrán az un. normál SP kitérés látható a tároló szakasznál, melynek előjele negatív.

Az elektrokinetikai komponens általában kis permeabilitású kőzeteknél adhat nagyobb járulékot a teljes természetes potenciál értékhez. A modellezésnél ez utóbbit általában elhanyagoljuk.

Az SP mérés kvantitatív leírásához, modellezni kell az említett folyamatokat. A modellezés alapjául szolgáló egyenletek stacionárius iontranszportra vonatkoznak. Adott ion diffúziójával kapcsolatos áramsűrűség (J) a koncentrációval (n) és a diffúziós állandóval (D) :

.

(5.1.)

(Mivel egyirányú transzporttal foglalkozunk, elhagyjuk a vektorjelölést.) A diffúziós együttható kifejezhető a hőmérsékletfüggő ionmozgékonysággal, a hőmérséklettel (T) és az ionok töltésével (q) (Einstein, Nerst).

.

(5.2.)

Az ionmozgékonyság a transzport sebesség (v) és térerősség (E) hányadosa. Kétféle, ellentétes előjelű ion esetére az elektrolitban végbemenő nettó diffúziós áram:

.

(5.3.)

Az áramsűrűséget kapcsolatba hozva tértöltés kialakulásával járó térerősséggel a pórustéren belül:

.

(5.4.)

_{Ha ez a folyamat porózus kőzetben zajlik, akkor ezt is figyelembe vehetjük a formáció faktorral (F), ekkor a kőzet egységnyi felületére vonatkozó áramsűrűség:}

.

(5.5.)

Az arányosság miatt a továbbiakban a formációfaktort elhagyjuk. A kétféleképp felírt áramsűrűséget egyenlővé téve a koncentráció relatív változása és a térerőség között kapunk összefüggést:

.

(5.6.)

A fenti szétválasztott változójú differenciálegyenletet a koncentráció változás radiális intervallumára kell kiintegrálni, azaz az elárasztott és átmeneti zónára. Így jutunk az iszapfiltrátum és rétegvíz ionkoncentrációja által meghatározott diffúziós potenciál értékhez (Ellis, Singer 2007):

.

(5.7.)

Hasonló gondolatmenettel, de csak a pozitív ionokra vonatkozó transzport egyenlete írja le a membránpotenciál nagyságát. Az integrálási hosszt közel azonosnak vehetjük.

.

(5.8.)

A két határ összegzésével jutunk a teljes áramkör elektromotoros erejét adó effektusok döntő részéhez. Így a gyakorlatban is alkalmazható egyenlet:

.

(5.9.)

Híg oldatok esetén a fenti összefüggés közvetlenül a rétegvíz fajlagos ellenállás (Rw) meghatározására is alkalmas:

.

(5.10.)

30000 ppm feletti NaCl koncentráció esetén a fenti összefüggés további korrekcióra szorul. Ekkor effektív fajlagos ellenállás értékekre írjuk fel az összefüggést, majd egy következő lépésben származtatjuk a valódi értékeket, figyelembe véve, hogy nagyobb koncentráció esetén az ionok mozgásuk során már akadályozzák egymást, azaz az ionmozgékonyság koncentrációfüggő lesz.

A képletben szereplő SSP az un. sztatikus SP mely a maximális eltérés a permeábilis zónánál az agyagréteg SP vonalához (agyagalapvonal) képest.

5.2 ábra. SP mérés eredménye tároló rétegnél. Látható, hogy a réteg aljánál éri el (platószerű jelalak) az SSP értéket. A kitérések alapján a tároló felfelé elagyagosodik (transzgresszió?). Az agyag alapvonal enyhén driftel, melyet okozhat agyagtípus változás.

Fontos megjegyezni, hogy az SP kitérés ellentétes (fordított) lesz, ha a fúróiszap ionkoncentrációja nagyobb, ekkor az iontranszport (diffúzió) iránya is ellentétes és a 5.10. képletbe helyettesítéskor az SSP előjele pozitív (pl. fordított SP látható az 1.4. ábrán).

Előállhat olyan helyzet is, amikor az iszapfiltrátum és a rétegvíz ionkoncentrációja megegyezik, ekkor SP jelenség nem tapasztalható. Az SP rétegvíz fajlagos ellenállásának meghatározása szempontjából is fontos szelvény. Megjegyezzük, hogy töltésük és mozgékonyságuk alapján minden ionra értelmezhető a NaCl ekvivalencia, így az ion transzport modellezése egyszerűsíthető.

Az SP szelvény az SP jelenség kiterjedtségéből adódóan viszonylag rossz vertikális felbontású, sima lefutású görbe. Ha a permeábilis zóna vastagsága 1-2 m-nél kisebb, ekkor a réteghatároknál folyó SP áramrendszerek kezdik zavarni egymást. Ennek következtében az SP kitérése már nem éri el az SSP értéket (vékonyréteg hatás).

Az SP áramok a legszűkebb keresztmetszeten éppen a réteghatárnál folynak, ebből következik, hogy a réteghatár a görbe inflexiós pontja alapján jelölhető ki.

Nagy ellenálláskontrasztok esetén az SP még elnyúltabb lehet (1.4. ábra)

Tömör, ellenállású kőzeteknél az SP görbén lineáris szakaszok láthatók (folyamatos feszültség esés a fúróiszap oszlopon). Ha ilyen szakaszokon repedezett zónák találhatók, ott az SP áramok a repedésekbe belépve, gyors változásokat, megtöréseket okoznak az SP görbe lefutásán.

Az elméleti háttér tárgyaláskor látható volt, hogy az SP jelenség erősen kapcsolódik az agyagossághoz, az SP értékének egyik részét az agyaghoz kötődő membrán potenciál adta. A modellben az agyag elkülönült a permeábilis résztől. Ha az agyag valamilyen formában a tároló kőzetben is jelen van, akkor gátolja a diffúziós potenciál létrejöttét, azaz csökken az SP kitérés. Ha az agyag mennyisége miatt lecsökken a permeabilitás az SP kitérés is megszűnik.

A fentiek miatt az SP alkalmas az agyagtartalom (Vsh) becslésére. Ennek leggyakrabban alkalmazott formája:

.

(5.11.)

A fentiek miatt az SP érzékeny az üledéksorozatokon belüli átlagos szemcseátmérő változásra és ezen keresztül az ülepedési környezetre és a különböző fáciesek közötti átmenetekre. Az SP görbe alakja tükrözi az ilyen típusú változásokat, azok fluktuációit, gyorsulását, lassulását, így hasznos eszköz ezek korrelálására.
6. fejezet - Indukciós mérések

A fúrólyuk környezet fajlagos ellenállás eloszlása más elektromos módszerrel is leképezhető. Az indukciós mérések során váltóáramú elektromos térrel létrehozott mágneses térrel indukálunk elektromos teret a vizsgált kőzetekben. Ennek változó mágneses tere elektromos teret kelt a vevő tekercsben.

Az indukciós méréseknél alkalmazott frekvencia többnyire 20 kHz körüli. Ezen a frekvencián az elektromágneses teret a fajlagos ellenállás eloszlás határozza meg, és figyelembe véve az ezzel kapcsolatos szkin-effektust, még kellő kutatási mélység érhető el.

A fúrás tengelyében a tengellyel párhuzamos tekercs mágneses tere, hengerszimmetrikus körkörös indukált áramteret kelt, amely optimális geometria a kőzetellenállások leképezéséhez. A kutatási mélységet ekkor az alkalmazott frekvencia és az adó-vevő távolság határozza meg. (6.1. ábra)

6.1. ábra. Egy adó-vevő tekercspárból álló indukciós szonda sémája, a kőzetben kialakuló indukált áramtér és a vevőben jelet generáló mágneses tér

1. 6.1. Direkt probléma

Az indukció szonda direktfeldat-megoldását a legegyszerűbb felépítésű egy adó-tekercs párból álló szonda esetében tekintjük át. A szuperpozíció elvből következően ebből tetszőleges tekercs kombináció elektromágneses tere levezethető.

1.1. 6.1.1. Egyenáramú közelítés és geometriai faktor

Első közelítésben a megoldást a Biot-Savart törvény alkalmazásával állították elő (Doll 1949). Az időfüggés szeparálása után (harmonikus szorzó), mágneses dipol terével számították ki a kőzettestben indukált feszültséget keltő mágneses tér térfüggését, majd következő lépésben a kőzettestben folyó indukált áram mágneses terét ismét a Biot-Savart törvény segítségével számították ki a vevő tekercsnél.

Az adótekercs, mint köráramok együttese, helyettesíthető egy z-irányú periodikus mágneses momentummal:

.

(6.1.)

Helyezzük a forrást koordinátarendszer kezdőpontjába. A momentum terét hengerkoordináta rendszer P(r,z) pontjában vizsgáljuk melynek távolsága a forrás dipóltól R₁:

.

(6.2.)

Ennek a kőzetgyűrűben végbemenő indukció szempontjából lényeges z-koordintája a kétszeres gradiens képzés után:

.

(6.3.)

A dr és dz szélességű kőzetgyűrű által közre fogott területre kell számolni a mágneses fluxust, melynek megváltozása a kőzetgyűrűben feszültséget (dϵ) indukál:

.

(6.4.)

Az integrálás részleteit átugorva:

.

(6.5.)

Ha a kőzetgyűrű fajlagos vezetőképessége σ, akkor az indukált feszültség hatására folyó áram:

.

(6.6.)

A vevőtekercsnél mérhető mágneses indukció kiszámításához használjuk a Biot-Savart törvény. A tekercs legyen ismét pontszerű és távolsága a kőzetgyűrű tetszőleges pontjától R₂.

Mivel adott áramkontúrra:

.

(6.7.)

6.2. ábra. Biot-Savart törvény alkalmazása az indukciós direktfeladat közelítő megoldásánál

Kihasználva R2 és ds merőlegességét, és csak a z komponens előállítva:

.

(6.8.)

Újabb indukció után a vevő tekercsben keletkező feszültség fázisa 180°-ban tér el az adó áramához képest.

.

(6.9.)

Látható, hogy azonos tekercsek esetén a kapott formula szimmetrikus, az adó és vevő felcserélhető. A teljes feszültséget a teljes kőzetre való integrálként kapjuk meg:

.

(6.10.)

Bebizonyítható, hogy a tisztán tekercselrendezéstől függő integrál:

.

(6.11.)

Ezt felhasználják a szondaállandó (K) definíciójánál, mivel homogén térben:

.

(6.12.)

Ahogy az várható volt, a fent ismertetett egyenáramú közelítésben, mikor az egyes kőzetgyűrűk kölcsönös indukcióját elhanyagoljuk, egy súlyfüggvény (g(r,z)) rendelhető minden (dr,dz) gyűrűhöz, amely megmutatja, hogy az eredményben milyen súllyal lesz jelen az ottani fajlagos vezetőképesség.

.

(6.13.)

A g függvény az un. elemi geometriai tényező. Tetszőleges tértartományra integrálva a tértartomány geometriai faktorát kapjuk. Ez a közelítés fontos szerepet kapott a kezdeti indukciósszonda tervezésnél. A g függvény radiális vagy vertikális kiintegrálásával jutunk a szonda vertikális Z(z) és radiális R(r) karakterisztikájához, tértartományonkénti érzékenységéhez.

,

(6.14a.)

.

(6.14b.)

Megjegyezzük, hogy a vertikális karakterisztika, lehetőséget ad az eredmények dekonvolúciójára és így a vertikális felbontás javítására. Az egyenáramú eszközökkel ellentétben a geometriai faktor bevezetése vezetőképesség alapján történt, ezzel is jelezve, hogy a hengerszimmetrikus körkörös indukált áramtér kvázi párhuzamosan kapcsolja az egyes radiális tartományokat. A tér jellegéből következően még olajbázisú iszapok esetén is használható módszer.

6.3. ábra. Egy adó-vevő tekercspár radiális és vertikális karakterisztikája

1.2. 6.1.2. Direktfeladat megoldás a Maxwell egyenletek alapján

Vezessük be a vektor potenciált a következő módon (Kaufmann 1989), felhasználva, hogy nincsenek szabad töltések:

.

(6.15.)

Ekkor a mágnese térerősség (H) a Maxwell egyenletekből következően:

.

(6.16.)

A vektorpotenciál és H közötti kapcsolat egy skalár potenciál gradienséig meghatározott.

Az elektromos térerősség rotációjára vonatkozó Maxwell egyenletbe beírva a vektorpotenciált:

.

(6.17.)

Némi átalakítás után és a harmonikus időfüggés figyelembe vételével:

.

(6.18.)

Ha a következő megszorítást (mértéket) alkalmazzuk:

,

(6.19.)

akkor A vektor potenciálra vonatkozó Helmholtz egyenlethez jutunk.

(6.20.)

A vektorpotenciált úgy vezettük be, hogy csak z-komponense van (6.15.). Így a fenti vektor egyenlet skalár egyenletre is átírható. Ennek alapmegoldása (Green-függvénye):

.

(6.21.)

A mértékegyenlet (6.19.) szerint ebből a skalárpotenciál:

.

(6.22.)

A konstans megkapható az zérus frekvencián kapott értékekből, ahol az egyenletek a magnetosztatikából ismert megoldást adják. Így:

.

(6.23.)

A vevő tekercsnél, mérhető elektromos jel származtatásához az indukció törvényt szeretnénk alkalmazni, ezért az indukció vektor z-komponensére van szükségünk. A mágneses térerő kifejezéséhez szükség van a skalárpotenciál gradiensére is. Állítsuk elő gömbi koordinátarendszerben:

.

(6.24)

A térerősség radiális komponense:

.

(6.25.)

Ebből a z tengelyen L távolságra elhelyezkedő tekercsben indukált feszültség H z-irányú vetületével:

.

(6.26.)

Vezessük be az un. szkin-mélységet, amely frekvencia és vezetőképesség függvényében jellemzi az elektromágneses tér lecsengését:

.

(6.27.)

A k hullámszámre kis frekvenciákon, ahol az eltolási áramokat elhanyagolhatjuk:

.

(6.28.)

Fejtsük sorba az exponenciális tagot 6.26-ban:

.

(6.29.)

Bevezetve a Kz műszerállandót:

.

(6.30.)

Így a tekercsben indukált feszültség:

.

(6.31.)

Helyettesítsük a szkin-mélységet a formulába

,

(6.32.)

.

(6.33.)

A mérhető feszültség reális és képzetes részének közelítő alakjai:

,

(6.34a.)

.

(6.34b.)

Látható. hogy a reális részt homogén térben is a vezetőképességtől függő korrekcióval egészül ki. Az imaginárius rész első tagja az adó és vevő tekercs közötti direkt indukció, amely láthatóan nem függ a vezetőképességtől, mivel szorzatban a vezetőképesség kiesik. A korrekció elvégzéséhez az imaginárius és reális rész mérése is szükséges, a reális rész korrekciója kifejezhető az imaginárius résszel. Ezt majd az un. fázor indukciós szondák elvénél használjuk fel.

Hasonló korrekció végezhető a szonda viselkedését leíró geometriai faktor függvényen is (propagated geometric factor)

.

(6.35.)

A korrigált geometriai faktor komplex függvény, melynek reális része használható a szonda érzékenységének tanulmányozására. A korrekció következtében a geometriai faktor vezetőképesség függő lett.

Inhomogén közegre vonatkozó direkt probléma esetében is a Helmholtz egyenletet oldjuk meg, konstans vezetőképességgel jellemzett tartományokra, a határfeltételek figyelembevételével. Vegyük a hengerszimmetrikus radiális inhomogenitások esetét:

(6.36.)

Keressük megint szorzat alakban a megoldást: R(r)Z(z)

.

(6.37.)

A komplex hullámszám és az integráláshoz szükséges térfrekvencia kombinálódik a megoldás argumentumában. A megoldás formailag egyezik az egyenáramú megoldással, de a Bessel- függvények komplex argumentumúak:

.

(6.38.)

A vektorpotenciálból származtatható a mágneses térerősség és vevőtekercsben indukált feszültség.

2. 6.2. Fókuszálás és szonda típusok

Az előző fejezetben tárgyaltuk az egy adó és vevő tekercsből álló szonda viselkedésének jellegzetességeit. Az indukciós szonda esetében is lehetséges a fókuszálás, azaz megfelelő tekercselrendezéssel a kutatási mélység növelése. A fókuszálás elvét a geometriai faktor függvény alapján lehet megérteni.

6.4. ábra. Indukciós szonda fókuszálása radiális karakterisztikák segítségével

Az előző fejezetben ismertettük, hogy a radiális karakterisztika maximuma az adó-vevő táv segítségével megadható (0.45L). Ha további, de ellentétesen tekercselt vevő tekercset helyezünk el a szondában szuperponálva a vevők jeleit, akkor a radiális karakterisztikák is szuperponálódnak. Így a jelenergia csökkenésével ugyan, de elérhető a kutatási mélység növelése. Több adó és vevő tekercs esetén minden komponens adó-vevő párra el kell készíteni a radiális karakterisztikát és a tekercsszám és távolság alapján kell szuperponálni.

.

(6.39.)

A vertikális karakterisztika is hasonlóan állítható elő.

Az első széles körben alkalmazott fókuszált eszköz az un. 6FF40, 6 tekercsből álló szonda volt. Későbbiekben a laterolog fejlesztéshez hasonlóan megjelent a kombinált un. dual-indukciós szonda, amely egy nagyobb (ILD) és egy kisebb (ILM) kutatási mélységű fókuszált eszközből állt. Mikroellenállásmérő eszközzel kiegészítve alkalmas elárasztás korrekcióra és az Rt meghatározására is. Az ILD szonda által mért látszólagos fajlagos ellenállás érték a radiális karakterisztikának köszönhetően jól közelíti az Rt-t, különösen nagy sótartalmú rétegvizet tartalmazó rétegeknél.

6.5. ábra. Dual indukciós szonda mérése tároló sorozatnál

A geometriai faktor függvényből származtatott vertikális karakterisztikát tekinthetjük olyan súlyfüggvénynek, amellyel a rétegsor fajlagos ellenállásait konvolválva, a szonda mérési eredményeihez juthatunk. Nagyban javította az indukciós szondázások eredményeit, mélység felbontását, a karakterisztika hatását eltüntető dekonvolúció.

A komplex geometriai faktor bevezetésével a dekonvolúciós eljárás is pontosítható, azonban a fajlagos vezetőképességtől való függés miatt a probléma már nem lineáris. Az imaginárius (kvadratúra) jel mérésével a problémát megoldották, azaz elvégezhető vált az vezetőképességtől függő dekonvolúció. Az imaginárius jelet is rögzítő szondatípus fázor-indukciós szondaként vált ismertté a gyakorlatban, ennek segítségével javíthatóvá váltak a vékonyrétegeknél mért értékek.

A radiális és vertikális inhomogenitások együttes kezelésére megnövelt komponens szonda számmal fejlesztettek ki indukciós eszközöket (pl. Schlumberger AIT – Array induction tool - 5 különböző hosszúságú fókuszált eszközt tartalmaz az elárasztás és réteghatás együttes inverziójához). A triaxiális indukciós szonda fúrás környezetében jelentkező anizotróp fajlagos ellenállás eloszlás felderítésére szolgál, ennek érdekében a szondatestben több egymásra merőleges tengelyű adó tekercset helyeztek el.

Eltekintve az utóbbitól, az indukciós szonda által generált elektromos tér körkörös hengerszimmetrikus, amellyel kvázi párhuzamosan kapcsolja az egyes radiális rétegeket. Párhuzamos kapcsolás esetén a legkisebb ellenállású réteg dominálja az eredő fajlagos ellenállást. Így az indukciós szondák – jól kiegészítve a laterologokat – elsősorban a kisebb fajlagos ellenállású formációk mérésénél lesznek hatékonyak.

6.6. ábra. Indukciós és laterolog szondák alkalmazhatósága. Nagy sótartalmú, kis fajlagos ellenállású rétegvizeknél inkább az indukciós eszköz, míg nagy ellenállású formációknál a laterolog lehet hatékonyabb, azaz kevésbé torzított.
7. fejezet - Dielektromos állandó mérés

A relatív permittivitás, a dielektromos állandó az anyagok elektromos polarizálhatóságával kapcsolatos. Elektromos tér hatására különböző mechanizmusok révén lokális töltésszétválás, tértöltés alakul ki, amely módosítja az anyagbeli teret, és amely a tér megszűnésével, a folyamatra jellemző karakterisztikus idővel megszűnik Ha a külső tér (E) harmonikus, akkor a kényszerrezgéssel analóg jelenség zajlik le. A polarizáltság ekkor – a karakterisztikus relaxációs idővel jellemezhető módon – jellegzetes frekvenciafüggést mutat (Debye, Cole-Cole modell), leírva a térerősség és az eltolási áram kapcsolatát.

A kőzetalkotó anyagok dielektromos állandóját (ε) vizsgálva, a nagy dipólmomentumú molekulái miatt a víz esetében tapasztalunk kiugróan magas értéket (80), míg egyéb kőzetalkotók esetében ez 2-6 közötti érték. A dielektromos állandó mérése így elsősorban a kőzet pórusvíztartalmáról ad felvilágosítást, a magas frekvenciák kis kutatási mélységet eredményeznek, így ez a mérés típus elsősorban az elárasztott zóna víztartalmáról (ϕS_w) meghatározására alkalmas. A gyakorlatban porozitás meghatározására használják. A módszer előnye, hogy a víz sótartalmára kevéssé érzékeny.

A leggyakrabban alkalmazott kőzetfizikai modell (un. CRIM modell) szerint az ekvivalens dielektromos állandó felírható a komponensek dielektromos állandóinak segítségével:

.

(7.1.)

Amely mögött a terjedési idő átlagolása és a vezetési komponens elhanyagolása áll. A GHz körüli frekvenciákon a fenti modell jól használható, kisebb frekvenciákon inkább az un önkonzisztens modell (Bruggeman-egyenlet) használatos:

.

(7.2.)