《核磁測(cè)井講座》

核磁測(cè)井講座精選課件

1924年，Pauli由原子光譜的細(xì)微結(jié)構(gòu)預(yù)測(cè)，有些原子核應(yīng)該具有自旋角動(dòng)量及磁距。1946年，Stanford大學(xué)的Bloch和Harvard大學(xué)的Purcell分別獨(dú)立發(fā)現(xiàn)：原子核的磁距在外磁場(chǎng)作用下能形成一組能級(jí)，在適當(dāng)頻率的射頻信號(hào)作用下會(huì)發(fā)生共振吸收，這就是核磁共振（NuclearMagneticResonance-NMR）現(xiàn)象。許多物質(zhì)分子和原子的微觀結(jié)構(gòu)和相互作用表現(xiàn)為核磁共振頻率的變化，因此NMR就成為鑒別物質(zhì)化學(xué)狀態(tài)的一種非常有用的工具，這就是NMR波譜學(xué)。20世紀(jì)50年代，先在實(shí)驗(yàn)室用NMR方法研究原油和儲(chǔ)油孔隙巖石的性質(zhì)，后又用于測(cè)井技術(shù)。精選課件

20世紀(jì)60年代，美國(guó)和蘇聯(lián)研制出利用地磁場(chǎng)的核磁共振測(cè)井儀器，用于石油勘探。但是，這些儀器由于各種局限性，沒(méi)有得到廣泛的應(yīng)用。20世紀(jì)90年代初，脈沖NMR測(cè)井儀器的產(chǎn)生，才使NMR測(cè)井儀器得到石油工業(yè)的廣泛認(rèn)可。當(dāng)前從NMR測(cè)井?dāng)?shù)據(jù)中可求取：巖石有效孔隙度、可動(dòng)流體孔隙度、泥質(zhì)-毛管束縛流體孔隙度和總孔隙度，孔隙大小分布和孔隙結(jié)構(gòu)，流體的性質(zhì)和油、氣、水飽和度，根據(jù)經(jīng)驗(yàn)公式還可以估計(jì)滲透率。

二維和多維NMR的發(fā)展，使得油水區(qū)分以及含油飽和度的估計(jì)更加準(zhǔn)確，更加有效。從飽和流體巖石的NMR性質(zhì)中獲取各種信息的物理基礎(chǔ)是原子核的自旋弛豫。

精選課件對(duì)水濕巖石，孔隙中原油的T2分布常能反映混合烴的分子組份，每個(gè)T2值對(duì)應(yīng)于原油中特定的一種烴的分子，且與該種烴的粘度成反比。天然氣主要由甲烷組成，T2分布比較簡(jiǎn)單。地層孔隙水的T2分布，大體上能反映孔隙尺度的分布，通?？蓪⑹`水和可動(dòng)水區(qū)分開(kāi)。當(dāng)巖石孔隙中同時(shí)含有油、氣、水時(shí)T2分布相當(dāng)復(fù)雜，反映三種流體的T2分布通常相互重疊，難以區(qū)分。T1的差別，也常常難以區(qū)分孔隙中的原油和水。

幸好，油、氣、水的分子擴(kuò)散系數(shù)D差別很大。甲烷和乙烷的分子擴(kuò)散系數(shù)D比水分子擴(kuò)散系數(shù)大一個(gè)數(shù)量級(jí)，而中等到高粘度原油的分子擴(kuò)散系數(shù)比水分子擴(kuò)散系數(shù)小。設(shè)計(jì)一個(gè)對(duì)擴(kuò)散效應(yīng)敏感的核磁測(cè)井工作脈沖序列，即可根據(jù)擴(kuò)散系數(shù)的差異區(qū)分油、氣、水。精選課件1.2

磁場(chǎng)系統(tǒng)核磁共振（NMR）是具有磁矩和自旋角動(dòng)量原子核的系統(tǒng)中所發(fā)生的一種現(xiàn)象。

1-2-1原子核的磁性處于基態(tài)的很多原子核的自旋角動(dòng)量都不為0，而且在角動(dòng)量方向上還有磁矩。通常情況下，這些磁矩的大小在10–3到10–4Bohrmagnetons之間（1Bohrmagneton==0.927×10–20ergs/Gauss，是一個(gè)電子自旋的磁矩）。正是這些磁矩使得原子核磁化。

例如∶對(duì)于氫原子1H，自旋為1/2，這會(huì)使原子核產(chǎn)生核磁共振。其它原子如11B，13C，15N，19F，23Na等都有自旋角動(dòng)量和磁矩。

在NMR測(cè)井中，目前對(duì)測(cè)井有實(shí)用價(jià)值的僅有氫核（1H）的核磁共振性質(zhì)。精選課件

電子也有磁共振，稱為電子自旋共振（ElectronSpinResonance–ESR）。抗磁性（diamagnetic）原子：

當(dāng)電子繞原子核旋轉(zhuǎn)時(shí)，這種圓周運(yùn)動(dòng)會(huì)產(chǎn)生一個(gè)磁矩。如果給這個(gè)系統(tǒng)施加外磁場(chǎng)，這些電子會(huì)繞著原子核旋轉(zhuǎn)產(chǎn)生一個(gè)與外加磁場(chǎng)方向相反的磁場(chǎng)（楞次定律）。這會(huì)產(chǎn)生一個(gè)負(fù)磁化強(qiáng)度，即：M=cH，其中M是磁化強(qiáng)度，H是外加磁場(chǎng)，c

是磁化率并且為負(fù)值，大約為–10–6emu，這樣的原子稱為抗磁的（diamagnetic）。順磁性（diamagnetic）原子：電子有自己的自旋和磁矩。當(dāng)他們成對(duì)時(shí)，一個(gè)向上自旋，一個(gè)向下自旋，其所居處的原子不受外加磁場(chǎng)的影響。如果他們不成對(duì)出現(xiàn)，凈磁矩會(huì)取向外加磁場(chǎng)方向。如果磁矩的凈增量超過(guò)抗磁性，那么這個(gè)原子就有一個(gè)正的磁化率，大約為10–6emu或者更大，這樣的原子稱為順磁的（paramagnetic）。精選課件

鐵磁性（ferromagnetic）物質(zhì)：對(duì)于順磁物質(zhì)，隨著溫度的降低，由于原子的熱振動(dòng)減弱，相鄰順磁原子間的相互作用會(huì)更加強(qiáng)烈。當(dāng)溫度低于臨界溫度時(shí)（一般稱為居里溫度，Curietemperature），順磁原子的磁矩會(huì)相互取向形成磁疇（magneticdomain）。處于這種狀態(tài)的物質(zhì)稱為鐵磁的（ferromagnetic）。如果把它放在一個(gè)磁場(chǎng)中，其自旋與外加磁場(chǎng)同方向的磁疇會(huì)增大，其它磁疇則會(huì)減小，最終它會(huì)永久磁化，即使撤掉外加磁場(chǎng)，也會(huì)帶有磁性。順磁原子（在居里溫度以上）也會(huì)取向外加磁場(chǎng)，但是外加磁場(chǎng)撤掉后，磁性就不存在了。精選課件很多原子在一定程度上是順磁的，但是有很大的變化范圍；由很強(qiáng)的順磁原子產(chǎn)生的磁性比氫原子核產(chǎn)生的磁性要強(qiáng)1000倍。面臨電子這種更強(qiáng)的順磁物質(zhì)，原子核磁性之所以能夠被探討研究，是由于原子核能在一個(gè)特定頻率下發(fā)生高度共振的緣故。錳、釓和鐵都是很強(qiáng)的順磁物質(zhì)，如果在孔隙流體中或者在巖石顆粒表面含有少量（ppm）這樣的物質(zhì)，就會(huì)大大減小巖石的T1,T2值。精選課件下面分析具有磁矩和角動(dòng)量的磁性原子核。假設(shè)氫原子核，質(zhì)子的自旋角動(dòng)量為J，相應(yīng)的磁矩為m因?yàn)樗鼈兿嗷テ叫?，所以可以寫為：?duì)于氫核（質(zhì)子），gp=2.675197×108rads–1Tesla–1(或×104rads–1Gauss–1)，或者gp/2p=4.257707×107Hz/Tesla(或×103Hz/Gauss)。1.2.2自旋進(jìn)動(dòng)

，

（1.1）式中，g稱為旋磁比。理論上，m

和J都可以計(jì)算，g也自然可求得。g是一個(gè)常數(shù)，不同的原子核，其值不同。精選課件

當(dāng)氫核放在外加磁場(chǎng)H中時(shí)，磁場(chǎng)會(huì)在磁矩m

上產(chǎn)生一個(gè)大小為m×H的力矩。如果這個(gè)磁矩像通常的磁棒一樣，那么在力矩的作用下，磁矩會(huì)取向H方向。但因氫原子核有自旋角動(dòng)量，它就會(huì)像陀螺儀一樣繞著外加磁場(chǎng)H方向進(jìn)動(dòng)。

力矩等于角動(dòng)量的變化率，所以進(jìn)動(dòng)的運(yùn)動(dòng)方程可寫為：

(1.2)由1.1式，可以得到：（1.3）方程指明，m

隨時(shí)間的變化量與m

和H相垂直。精選課件

如圖1.1，假設(shè)m向量的尾部是固定的，向量的頂端沿著與m和H確定的平面相垂直的方向運(yùn)動(dòng)。因此，m和H之間的角度q是不變的，m的運(yùn)動(dòng)形成了一個(gè)中心軸為H的錐面。在時(shí)間dt內(nèi)，向量m頂端轉(zhuǎn)動(dòng)的角度為(gH)dt，故m繞H進(jìn)動(dòng)的頻率為gH/2p。這個(gè)頻率f=w/2π=gH/2p，稱為拉莫爾頻率(Larmorfrequency)。圖1.1磁矩m

以拉莫爾頻率f繞外加磁場(chǎng)H（z軸）進(jìn)動(dòng)精選課件氫原子核在場(chǎng)強(qiáng)為1Tesla（10,000Gauss）時(shí)進(jìn)動(dòng)速率為42.6MHz。地磁場(chǎng)強(qiáng)度約為0.5Gauss，其拉莫爾頻率約為2kHz。拉莫爾頻率是磁性原子核的共振頻率，磁性原子核僅在拉莫爾頻率下才能吸收或者釋放能量。精選課件1.3弛豫時(shí)間1.3.1縱向弛豫假設(shè)系統(tǒng)中含有N0個(gè)完全相同的原子核，每個(gè)原子核的磁矩為m，原子核之間的相互磁力作用比它們與外加磁場(chǎng)H的z方向的相互作用小得多，則每個(gè)核磁矩有量子化的能級(jí)：式中，

是普朗克常數(shù)h除以2p，I是一個(gè)無(wú)量綱的角動(dòng)量算子，即自旋量子數(shù)。I為整數(shù)或者整數(shù)的一半（也就是說(shuō)2I總是一個(gè)整數(shù)），I2和IZ可以相互轉(zhuǎn)換，其特征值分別為：I(I+1)和m。M是磁量子數(shù)，從–I起，每次增1遞增到+I。精選課件在熱平衡下，整個(gè)系統(tǒng)可以用玻爾茲曼統(tǒng)計(jì)量（Boltzmannstatistics）來(lái)描述。設(shè)有Nm個(gè)原子核處于能級(jí)Em上，Nm的表達(dá)式如下：從–I到+I求和，m=+I時(shí)能級(jí)最低。Nm滿足以下條件：整個(gè)系統(tǒng)在z軸方向的穩(wěn)態(tài)原子核極化量可以用下式表示：式中M0是系統(tǒng)的磁化強(qiáng)度。精選課件氫原子核的自旋量子數(shù)I=1/2，只有兩個(gè)量子化的能態(tài)：一個(gè)向上自旋，m=1/2，與外加磁場(chǎng)平行；另外一個(gè)是向下自旋，m=-1/2，與外加磁場(chǎng)反平行。在熱平衡狀態(tài)下，其高能態(tài)的質(zhì)子數(shù)N–與低能態(tài)的質(zhì)子數(shù)N+之比為：(1.8)當(dāng)外加磁場(chǎng)H=0時(shí)，式（1.8）中的比為1，即N–

=N+，凈磁化強(qiáng)度為0。當(dāng)一個(gè)非零的外加磁場(chǎng)突然加到z方向時(shí)，一些較高能量的原子核通過(guò)向周圍的分子釋放能量躍遷到低能態(tài)。N+的數(shù)量隨著時(shí)間慢慢增加，N–慢慢減小，直到達(dá)到Boltzmann分布如式（1.8）。系統(tǒng)的磁化強(qiáng)度Mz逐漸達(dá)到熱平衡值M0。如果H=0，所有的過(guò)程都反過(guò)來(lái)，低能態(tài)的原子核要從周圍分子吸收能量躍遷到高能態(tài)，最終Mz為0。精選課件在磁場(chǎng)H的作用下，達(dá)到熱平衡時(shí)，低能態(tài)的質(zhì)子數(shù)N+比高能態(tài)的N–

要稍微多一點(diǎn)。氫核的拉莫爾頻率為1MHz時(shí)，磁場(chǎng)能量μH的數(shù)量級(jí)為6.6×10–21erg。室溫下熱能kT大約為4×10–14erg。因此，也就是說(shuō)，在此情況下N–

只比N+稍稍小千萬(wàn)分之二。這說(shuō)明了由于原子核相對(duì)大的熱振動(dòng)，使得其凈磁化強(qiáng)度相當(dāng)小。核磁信號(hào)是非常微弱的，提高信噪比是獲取數(shù)據(jù)最困難的任務(wù)。精選課件圖1.2所示的是在z方向上施加外磁場(chǎng)H和撤銷外磁場(chǎng)時(shí)，系統(tǒng)中氫核磁化強(qiáng)度的弛豫行為。圖1.2精選課件圖1.2當(dāng)沒(méi)有外加磁場(chǎng)時(shí)，質(zhì)子自旋是隨機(jī)取向的，總的磁化強(qiáng)度為0。當(dāng)在z方向施加磁場(chǎng)H時(shí)，系統(tǒng)的磁化強(qiáng)度Mz慢慢增大，直到達(dá)到平衡值M0。當(dāng)H為0時(shí)，過(guò)程又反過(guò)來(lái)了。T1定義為Mz增大到或者M(jìn)z降低到時(shí)的特征時(shí)間常數(shù)。精選課件

通常我們把原子核所在環(huán)境的周圍所有分子，不管是固體，液體，或氣體，都概括地用“晶格”這個(gè)詞來(lái)代表。晶格的熱運(yùn)動(dòng)產(chǎn)生振動(dòng)的電場(chǎng)和磁場(chǎng)，核磁矩和這些場(chǎng)之間的相互作用，使得原子核吸收周圍分子的熱振動(dòng)能，或者釋放核磁能量給周圍分子，導(dǎo)致磁能級(jí)之間的相互躍遷。這種過(guò)程叫做自旋–晶格弛豫（spin–latticerelaxation），最終會(huì)達(dá)到熱平衡。Bloch（1946b）給出了Mz隨時(shí)間變化的關(guān)系，其表達(dá)式如下：其中，T1稱為縱向弛豫時(shí)間（longitudinalrelaxationtime）或者是自旋–晶格弛豫時(shí)間（spin–latticerelaxationtime）。時(shí)間常數(shù)T1是自旋系統(tǒng)和周圍環(huán)境共同的屬性。該值反映了自旋系統(tǒng)的磁能從外界吸收或者釋放能量的效率。T1大代表耦合小，達(dá)到平衡很慢；T1小代表耦合很強(qiáng)，達(dá)到平衡的速度很快。精選課件

在x軸方向上的線圈發(fā)射一個(gè)射頻脈沖產(chǎn)生磁場(chǎng)強(qiáng)度H1，將M0扳轉(zhuǎn)到y(tǒng)軸。當(dāng)脈沖停止后，磁化強(qiáng)度M0沿z軸進(jìn)動(dòng)，慢慢回到z軸。M0在xy平面上的投影是Mx和My。圖1.3精選課件在該系統(tǒng)加一個(gè)射頻線圈，線圈在x軸上且與z軸垂直。如果在線圈中通電流，調(diào)諧頻率與拉莫爾頻率相等，這樣就會(huì)產(chǎn)生一個(gè)線性極化，橫向振蕩磁場(chǎng)2H1excosωt，其中H1是射頻磁場(chǎng)強(qiáng)度，ex是沿x軸的單位向量，w=gH是拉莫爾頻率。它可以由下面兩個(gè)偏圓極化場(chǎng)的和來(lái)代表線性極化振蕩場(chǎng)：1.3.2橫向弛豫兩個(gè)偏圓極化場(chǎng)是繞著z軸沿相反的方向旋轉(zhuǎn)，一個(gè)順時(shí)針，另一個(gè)逆時(shí)針。其中一個(gè)會(huì)旋轉(zhuǎn)到原子核自旋進(jìn)動(dòng)的方向并且發(fā)生共振現(xiàn)象（假設(shè)質(zhì)子共振為順時(shí)針?lè)较颍?。如果H1<<H，另一個(gè)極化場(chǎng)就可以忽略。精選課件在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)下質(zhì)子繞z軸旋轉(zhuǎn)的角速度為w，旋轉(zhuǎn)場(chǎng)H1的角速度亦為w。因此在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中H1是固定的，且其方向?yàn)閤軸。利用射頻線圈發(fā)射一個(gè)脈沖，引起磁化強(qiáng)度M0在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中沿x軸進(jìn)動(dòng)。脈沖寬度可以調(diào)整到使M0剛好旋轉(zhuǎn)到90°；然后脈沖終止，H1

=0。這時(shí)只有z軸方向的外加磁場(chǎng)H。在實(shí)驗(yàn)室坐標(biāo)下，磁化強(qiáng)度M0將沿H進(jìn)動(dòng)，如圖1.3所示。M0最初在xy平面上，漸漸旋轉(zhuǎn)上升，最后回到z軸。Mx和My在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)xy平面上的衰減可以用下面的Bloch方程表示：其中，T2叫做橫向弛豫時(shí)間（transverserelaxationtime）或稱為自旋–自旋弛豫時(shí)間（spin–spinrelaxationtime）。精選課件引起橫向磁化強(qiáng)度（x,y平面)減少的任何原因，對(duì)T2都有貢獻(xiàn)。

（1）M0向Z軸的恢復(fù)。

（2）靜磁場(chǎng)H的非均勻性：磁化強(qiáng)度M0在xy平面上繞H進(jìn)動(dòng)時(shí)，M0實(shí)際上包括由系統(tǒng)中所有繞著z軸自旋的氫核的貢獻(xiàn)。靜磁場(chǎng)在整個(gè)系統(tǒng)上不是絕對(duì)均勻的，因而自旋進(jìn)動(dòng)的拉莫爾頻率有些不同，自旋進(jìn)動(dòng)很快就會(huì)散相。

譬如，1Tesla的磁場(chǎng)強(qiáng)度，就會(huì)使兩個(gè)相鄰而其靜磁場(chǎng)僅相差千萬(wàn)分之一的區(qū)域的原子核，在10ms內(nèi)發(fā)生180°的散相。磁化強(qiáng)度在xy平面上的衰減，主要是受磁場(chǎng)非均勻性的影響，這種情況下的橫向弛豫時(shí)間，我們用T2*來(lái)表示。精選課件在固體中，原子核是不能自由移動(dòng)的，因此不管外加磁場(chǎng)多么均勻，由物質(zhì)內(nèi)相鄰原子核引起的局部磁場(chǎng)總是不均勻的，這會(huì)使T2變得非常短。相反的，流體里的原子核移動(dòng)非常快，能夠很快平衡掉局部磁場(chǎng)的變化，此時(shí)引起橫向弛豫的唯一原因就是磁化強(qiáng)度向z軸的恢復(fù)。因此流體的T2通常等于T1，但T2永遠(yuǎn)不可能比T1長(zhǎng)。

（3）把由于所有其它原因引起的衰減時(shí)間，用T2來(lái)表示。精選課件一般實(shí)驗(yàn)室的NMR儀器，樣品是放置在試管中（樣品容器），測(cè)試管則位于磁體的兩極之間（如圖1.4所示）。感應(yīng)線圈纏繞在樣品容器上，這樣產(chǎn)生的磁場(chǎng)方向與靜磁場(chǎng)成90°角。脈沖電流使線圈磁化，其電流頻率為原子核的拉莫爾頻率，其脈沖寬度決定了自旋偏離磁場(chǎng)方向的角度。脈沖結(jié)束后，同一線圈或另一線圈則用來(lái)測(cè)量自旋信號(hào)的衰減或弛豫。線圈中的信號(hào)是靜磁場(chǎng)在橫向平

1.4T1的測(cè)量精選課件在實(shí)驗(yàn)室裝置中，樣品放在線圈內(nèi)，線圈在磁體的兩極之間。外加磁場(chǎng)H0使樣品磁化，磁化強(qiáng)度M0與H0同向，從右向左，而射頻場(chǎng)H1指向上。施加90°脈沖將M0扳倒在（x，y）平面上，而后所測(cè)到的如圖右邊所示的信號(hào)，即xy平面上自旋進(jìn)動(dòng)的感應(yīng)信號(hào)，叫做自由感應(yīng)衰減信號(hào)（FreeInductionDecay--FID。圖1.4精選課件FID受到T1,T2，磁場(chǎng)的均勻性，以及是否含有順磁物質(zhì)的影響。一般來(lái)說(shuō)，長(zhǎng)的FID，表示T2*長(zhǎng)，磁場(chǎng)的均勻度高，經(jīng)過(guò)傅立葉變換到頻率域，在拉莫爾頻率形成一個(gè)尖峰，亦即拉莫爾頻率的分布十分狹窄；而短的FID變換后是一個(gè)寬峰。這個(gè)寬峰表明了樣品體積內(nèi)磁場(chǎng)的非均勻性分布，如圖1.5所示。通常巖石樣品內(nèi)部的磁場(chǎng)，非常不均勻，在頻率域上有一個(gè)很寬的峰。精選課件圖1.5長(zhǎng)的FID，經(jīng)傅立葉變換到頻率域是一個(gè)在拉莫爾頻率附近的尖峰；而短的FID變換后是一個(gè)寬峰，表明了樣品體積內(nèi)磁場(chǎng)的非均勻性。圖1.5精選課件反轉(zhuǎn)恢復(fù)脈沖序列的優(yōu)點(diǎn)是不僅能夠測(cè)量到T1還能消除任何T2的影響。這個(gè)序列由一個(gè)180°自旋反轉(zhuǎn)脈沖和一系列不同恢復(fù)時(shí)間的90°脈沖組成。1.4.1反轉(zhuǎn)恢復(fù)法圖1.6⑴180°脈沖使磁化矢量M0從正z軸扳轉(zhuǎn)到負(fù)z軸方向，轉(zhuǎn)變?yōu)?M0。因?yàn)檫@個(gè)磁化強(qiáng)度完全在垂直方向，沒(méi)有橫向分量，當(dāng)然也沒(méi)有可測(cè)量的信號(hào)。精選課件（1.12）

⑵180°脈沖結(jié)束后，氫核開(kāi)始以1/T1的弛豫速率向正z軸方向旋轉(zhuǎn)恢復(fù)，可以用以下的方程表示：在這個(gè)變化的恢復(fù)周期內(nèi)，因?yàn)闆](méi)有橫向分量。磁化強(qiáng)度向量在z軸方向增加多少不能直接測(cè)量到。（3）等到t1時(shí)刻，發(fā)射第一個(gè)90°脈沖，把在z軸正方向恢復(fù)起來(lái)的磁化強(qiáng)度M1扳轉(zhuǎn)到接收線圈平面成為Mxy1，這樣才能測(cè)量到信號(hào)。90°脈沖以后測(cè)到的是一個(gè)自由衰減信號(hào)（FID）。FID的初始強(qiáng)度就反映了在180°脈沖以后，到t1時(shí)刻磁化強(qiáng)度沿正z軸方向的增加量，即M1。精選課件（4）在一個(gè)完整的工作序列中，取不同的恢復(fù)時(shí)間施加一系列90°脈沖，采集對(duì)應(yīng)的FID，做出0，t1，t2，t3，…，tn,強(qiáng)度隨恢復(fù)時(shí)間的變化曲線。

用式（1.12）通過(guò)擬合即可以計(jì)算出T1。此外，還有一個(gè)可以快速估計(jì)T1的方法，由式（1.12）可知，當(dāng)M(t)為0時(shí)，其t值必須滿足T1=t/(ln2)的關(guān)系，由此也可很快的算出T1。反轉(zhuǎn)恢復(fù)法的優(yōu)點(diǎn)是磁化強(qiáng)度的動(dòng)態(tài)變化范圍寬，2M0。精選課件1.4.2飽和恢復(fù)法飽和恢復(fù)法的脈沖序列：一個(gè)90°脈沖后面跟著一個(gè)90°的讀數(shù)脈沖。飽和恢復(fù)序列的磁化強(qiáng)度可以用下式表示：飽和恢復(fù)法的優(yōu)點(diǎn)，是可將兩個(gè)脈沖對(duì)之間的時(shí)間任意縮短。譬如可以采用一個(gè)間隔為τ的無(wú)數(shù)個(gè)90°脈沖的序列。當(dāng)達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)后，每個(gè)脈沖后的信號(hào)可以根據(jù)下式計(jì)算：精選課件1.5T2的測(cè)量（1）在(x,y)平面沿x軸方向?qū)r石樣品外加一個(gè)90°脈沖，磁化強(qiáng)度的方向由最初沿正z軸，被扳轉(zhuǎn)90°到xy平面沿y軸方向。開(kāi)始，因?yàn)樗械暮诉M(jìn)動(dòng)都是同相位，橫向矢量是單一向量。1.5.1Hahn’s自旋回波（2）各個(gè)原子核所處的靜態(tài)磁場(chǎng)存在著差異，開(kāi)始以不同的拉莫爾頻率進(jìn)動(dòng)。橫向分量逐漸在xy平面上散開(kāi)，具有較高拉莫爾頻率的原子核運(yùn)動(dòng)在前面，而具有較低拉莫爾頻率的原子核則落在后面。散相使自由感應(yīng)信號(hào)幅度快速衰減。⑴⑷⑵⑶（3）經(jīng)過(guò)t時(shí)間再加一個(gè)180°脈沖，所有氫核的自旋方向都被翻轉(zhuǎn)到xy平面的另一邊，繼續(xù)繞著z軸方向進(jìn)動(dòng)。由于翻轉(zhuǎn)，現(xiàn)在具有高拉莫爾頻率的氫核自旋相位落后，而具有低拉莫爾頻率的質(zhì)子自旋相位卻領(lǐng)先了。（4）再經(jīng)過(guò)一個(gè)t時(shí)間后，旋轉(zhuǎn)快的正好趕上轉(zhuǎn)得慢的，所有的自旋氫核又在同一個(gè)相位了。結(jié)果就能夠觀測(cè)到一個(gè)橫向磁化強(qiáng)度變大突起的信號(hào)，叫做自旋回波。這個(gè)回波是Hahn（1950）最先發(fā)現(xiàn)的，后來(lái)就稱它為Hahn’s回波。精選課件1.5.2CPMG測(cè)量（1）由第一個(gè)180°脈沖得到的自旋回波,是由前面的90°脈沖產(chǎn)生的自由感應(yīng)衰減信號(hào)（FID）的回聚。回波的形狀由自由感應(yīng)衰減曲線的形狀所決定。當(dāng)達(dá)到回波曲線的頂部，原子核又重新開(kāi)始散相，散相的速度與最初的90°脈沖后的散相速度大致相等?；夭ㄇ€下降的部分與原先的自由感應(yīng)衰減曲線相似。（2）磁場(chǎng)的非均勻性有兩個(gè)分量：一個(gè)與時(shí)間無(wú)關(guān)，另一個(gè)與時(shí)間有關(guān)。與時(shí)間無(wú)關(guān)的磁場(chǎng)非均勻性會(huì)發(fā)生散相，產(chǎn)生T2*，通常是由外加磁場(chǎng)H的不均勻和由于樣品內(nèi)各個(gè)成分的磁化率的不同所產(chǎn)生的局部磁場(chǎng)所引起的。T2*的散相可以由180°脈沖翻轉(zhuǎn)回來(lái)。（3）然而那些與時(shí)間有關(guān)的磁場(chǎng)波動(dòng)，就無(wú)法用180°脈沖翻轉(zhuǎn)。這個(gè)與時(shí)間有關(guān)的磁場(chǎng)波動(dòng)是由于周圍附近的原子核發(fā)生振動(dòng)和旋轉(zhuǎn)所引起的，由這種隨時(shí)間變化的磁場(chǎng)非均勻性所引起的磁化強(qiáng)度的衰減，我們用時(shí)間常數(shù)T2來(lái)描述。（4）與最初的回波幅度相比，后面的回波減小了。圖1.8給出了一個(gè)由Carr和Purcell（1954）,Meiboom和Gill（1958）四位作者提出

來(lái)的CPMG脈沖序列，包括一個(gè)90°和一系列180°脈沖，可用以消除T2*的影響和儀器誤差。圖1.8精選課件圖1.8第一個(gè)自旋回波在2t后形成，往后每隔2t時(shí)間就加一個(gè)180°脈沖，自旋回波就在脈沖之間形成。自旋回波之間的時(shí)間，2t，TE(TimebetweenEchoes)。精選課件以一定的時(shí)間間隔（2t）激發(fā)180°脈沖，可以得到最初90°脈沖后的一系列回波，即回波串。每個(gè)新的180°脈沖都可以使前一個(gè)脈沖發(fā)生的散相翻轉(zhuǎn)，使磁化矢量重聚而產(chǎn)生回波。在多個(gè)回波串中，連續(xù)回波幅度的大小隨時(shí)間常數(shù)T2指數(shù)衰減。

T2可以根據(jù)連續(xù)回波幅度的衰減計(jì)算出來(lái)，表達(dá)式如下：精選課件理論上說(shuō)，如果系統(tǒng)不存在自旋擴(kuò)散，在2t，4t，6t，…，時(shí)間Hahn’s回波的連續(xù)實(shí)驗(yàn)應(yīng)該與CPMG回波串一樣。但是實(shí)際上，自旋往往伴隨著擴(kuò)散運(yùn)動(dòng)，在磁場(chǎng)梯度下用一個(gè)比較大的t間隔會(huì)造成更大的衰減。因此，最好選用較小t值的CPMG序列來(lái)減小自旋回波的擴(kuò)散衰減。典型的NMR測(cè)量是采集一系列CPMG自旋回波串。信號(hào)經(jīng)累加和平均后可以提高信噪比。在一系列CPMG序列之間，等待一段時(shí)間確保所有的自旋完全恢復(fù)，準(zhǔn)備下一個(gè)激勵(lì)。這段時(shí)間稱為“重復(fù)延遲”（RepeatDelay）、“等待時(shí)間”（WaitTime）或“重復(fù)時(shí)間”（RepeatTime）（文獻(xiàn)中簡(jiǎn)寫為RD，WT，TW或TR。很多書上，所有這些簡(jiǎn)寫都互換使用，它們都代表同一個(gè)物理量）。精選課件流體中的原子核自旋由于擴(kuò)散會(huì)偏離原來(lái)位置，磁場(chǎng)梯度存在時(shí)，自旋回波信號(hào)的增強(qiáng)衰減，如下式所示：1.6非均勻磁場(chǎng)中的擴(kuò)散1.6.1擴(kuò)散引起的增強(qiáng)T2弛豫速率式中，1/T2是均勻流體的橫向弛豫衰減速率，t

是回波實(shí)驗(yàn)中散相和聚相的時(shí)間間隔。D是流體中原子核自旋進(jìn)動(dòng)的自擴(kuò)散系數(shù)，g

是旋磁比。是假設(shè)的均勻磁場(chǎng)梯度。（1.15）精選課件

在多個(gè)回波如CPMG序列中，回波之間的時(shí)間間隔為2t

。對(duì)于回波串中的第n個(gè)回波，方程（1.15）可以寫成：（1.16）其中，2nt是衰減時(shí)間t。因此總的弛豫速率可以表示為：（1.17）因此，如果選擇一個(gè)非常小的t，就可以把擴(kuò)散的影響降到盡可能小。CPMG脈沖序列的目的就是用一個(gè)小的t

來(lái)去掉靜磁場(chǎng)中梯度對(duì)T2弛豫速率的影響。精選課件注意：梯度磁場(chǎng)中擴(kuò)散引起的這種增強(qiáng)弛豫速率只對(duì)T2有影響，對(duì)T1沒(méi)有影響。擴(kuò)散只影響xy平面的自旋進(jìn)動(dòng)散相，直接影響T2。而T1弛豫則只與原子核的磁場(chǎng)能與系統(tǒng)中振動(dòng)分子的熱能之間的能量交換率有關(guān)。精選課件CPMG是用于NMR測(cè)井的最主要的脈沖序列，用來(lái)提取有關(guān)信息的最主要測(cè)量值是T2。因?yàn)橛蒒MR測(cè)井儀產(chǎn)生的磁場(chǎng)梯度通常很大，式（1.15-1.17）通常在NMR測(cè)井解釋中廣泛用于區(qū)分油和水，主要基于油和水的擴(kuò)散系數(shù)有很大差異。

應(yīng)該記住的是：式（1.15-1.17）僅僅對(duì)無(wú)限體積的流體且在均勻梯度下才嚴(yán)格有效，對(duì)孔隙介質(zhì)中的流體在一定條件下近似有效。

已知在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)的xy平面上Mx和My的Bloch衰減方程為：（1.18）精選課件如果考慮擴(kuò)散影響，就要在式（1.18）中加入擴(kuò)散項(xiàng)：（1.19）其中：D是擴(kuò)散系數(shù)，是凈擴(kuò)散流入，它會(huì)影響M隨時(shí)間的變化量，dM/dt。如果令可以把式（1.19）簡(jiǎn)化為（1.20）此式適用于均勻磁場(chǎng)，對(duì)非均勻磁場(chǎng)，氫核在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中有領(lǐng)先或滯后的凈進(jìn)動(dòng)，式變?yōu)槭剑?.25）。精選課件假設(shè)我們的磁場(chǎng)分布為：其中，H(r)是沿z軸方向與時(shí)間無(wú)關(guān)的磁場(chǎng)分量，H0是平均磁場(chǎng)強(qiáng)度，是磁場(chǎng)梯度，假設(shè)是常數(shù)。（1.21）

磁化強(qiáng)度M一旦被扳轉(zhuǎn)到xy平面后，就開(kāi)始繞著z軸方向進(jìn)動(dòng)。因?yàn)榇呕瘡?qiáng)度是系統(tǒng)中所有自旋矢量m

的和，描述實(shí)驗(yàn)室（或靜止）坐標(biāo)下磁化強(qiáng)度的進(jìn)動(dòng)方程與式（1.3）類似，可寫為：精選課件（1.22）

式（1.20）是指在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中的變化。旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)以拉莫爾頻率繞z軸旋轉(zhuǎn)，其頻率為因此，如果磁場(chǎng)完全是均勻的H0所有的自旋都以相同的拉莫爾頻率0進(jìn)動(dòng)，磁化強(qiáng)度在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中是靜止的，也就是相當(dāng)于式（1.22）中的有效磁場(chǎng)強(qiáng)度為零，磁化強(qiáng)度M不隨時(shí)間變化。精選課件但是磁場(chǎng)是非均勻的，拉莫爾頻率有些地方高，有些地方低。這些氫核拉莫爾頻率的差異為：（1.23）也就等于在（1.22）中有了個(gè)有效磁場(chǎng)gDH，因此在（1.20）中產(chǎn)生附加項(xiàng)（1.24）使氫核在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)中有領(lǐng)先或滯后的凈進(jìn)動(dòng)。所以式（1.20）變?yōu)椋哼@就是Torrey方程（1956）。（1.25）精選課件如果沒(méi)有擴(kuò)散，即D=0，式（1.25）有下面的解：信號(hào)衰減可以簡(jiǎn)單表示為（1.26）其中，M0是系統(tǒng)在t=0時(shí)的磁化強(qiáng)度，在90°脈沖后，它剛剛被扳轉(zhuǎn)到xy平面。（1.26a）（1.26b）如果磁場(chǎng)是完全均勻的，（1.26）式中將不存在散相因子：精選課件自旋將會(huì)重新回聚。在180°脈沖后，經(jīng)過(guò)t時(shí)間會(huì)形成一個(gè)自旋回波信號(hào)，CPMG型自旋回波又重新按指數(shù)衰減。如果磁場(chǎng)不均勻，散相因子（1.26a）可使信號(hào)衰減更快，形成了很短的衰減時(shí)間常數(shù)T2*。但經(jīng)過(guò)時(shí)間t

后，施加180°脈沖，所有的散相角度反向，散相因子變?yōu)椋壕x課件，r，但由于非均勻磁場(chǎng)中擴(kuò)散的影響，信號(hào)會(huì)進(jìn)一步衰減。

考慮在三處的磁化強(qiáng)度密度，Dr是非常小的距離。在t=0時(shí)這三個(gè)位置有相同的相位。過(guò)了t時(shí)間，在處的磁化強(qiáng)度的相位角度比r處的領(lǐng)先，同樣在處的磁化強(qiáng)度的相位角度比r處的落后了。在這段時(shí)間內(nèi)，發(fā)生了自旋擴(kuò)散。由于與r之間的距離和與r之間的距離相等，因此經(jīng)由擴(kuò)散而來(lái)到了r的附近的相位領(lǐng)先與相位落后的原子核數(shù)量相等。兩者互相抵消，r處的平均相位不會(huì)改變。但r處的信號(hào)幅度會(huì)減小，因?yàn)樵瓉?lái)在r處相位一致的自旋氫核，有些經(jīng)由擴(kuò)散偏離了r，使進(jìn)入r的自旋質(zhì)子的相位不同。精選課件這個(gè)論證說(shuō)法可以用于空間中的任何一點(diǎn)r，只要它不是太靠近邊界的地方。由此我們可以總結(jié)，因擴(kuò)散引起的衰減應(yīng)該不會(huì)影響到相位角度，而且與r無(wú)關(guān)，但與t有關(guān)。因此，我們求解下式：（1.27）代入式（1.25），可以得到：

（1.28）（1.28）有如下解：

（1.29）

精選課件把A(0)換成M0，可以得到：此式表示有擴(kuò)散效應(yīng)時(shí)，90°脈沖后，磁化強(qiáng)度隨時(shí)間的變化。（1.30）精選課件

現(xiàn)在可用式（1.30）來(lái)解釋自旋回波的形成。在90°脈沖后，經(jīng)過(guò)t

時(shí)，一直到下一個(gè)180°脈沖未施加之前，磁化強(qiáng)度的表達(dá)式為：自旋回波形成的理論解釋（1.31）施加180°脈沖[1]會(huì)使因子轉(zhuǎn)變?yōu)椋?.31a）（1.31b）精選課件因此施加180°脈沖后，磁化強(qiáng)度的表達(dá)式變?yōu)椋海?.32）從該時(shí)刻起，M+(r,t)按式（1.30）繼續(xù)繞著ｚ軸進(jìn)動(dòng)。（1.33）在180°脈沖作用后的t時(shí)刻，即t=t，表達(dá)式如下：（1.34）精選課件把式（1.32）中的M+(r,t+)代入（1.34），復(fù)數(shù)的相位因子和相互抵消了，因此在2t時(shí)刻產(chǎn)生了自旋回波，其磁化強(qiáng)度的表達(dá)式為：（1.35）如果反復(fù)施加180°脈沖，每個(gè)周期都有與前一個(gè)周期無(wú)關(guān)的擴(kuò)散損失，只要不要太靠近系統(tǒng)的邊界就行。n個(gè)周期后，得到CPMG自旋回波串的衰減為：（1.36）精選課件1.6.2脈沖磁場(chǎng)梯度自旋回波根據(jù)式（1.15），我們可以通過(guò)測(cè)量隨t

或變化的磁化強(qiáng)度衰減而得到流體的自擴(kuò)散系數(shù)D。（1.15）但在一般的自旋–回波實(shí)驗(yàn)中，要求磁場(chǎng)梯度在整個(gè)實(shí)驗(yàn)中都存在，是不甚方便的。Stejskal和Tanner（1965）設(shè)計(jì)一個(gè)脈沖場(chǎng)梯度自旋回波(PulsedFieldGradientSpinEcho-PFGSE)技術(shù)，這項(xiàng)技術(shù)可以更好地控制實(shí)驗(yàn)參數(shù)和更加明確地定義擴(kuò)散時(shí)間，已廣泛地用于測(cè)量擴(kuò)散系數(shù)。精選課件（1.37）Stejskal和Tanner沒(méi)有采用恒定的磁場(chǎng)梯度，他們?cè)O(shè)計(jì)了一個(gè)脈沖磁場(chǎng)梯度，這個(gè)梯度比背景磁場(chǎng)的梯度大得多，它用來(lái)在自旋回波實(shí)驗(yàn)中短時(shí)間內(nèi)實(shí)現(xiàn)自旋的散相和重聚。脈沖序列如左上圖所示。磁場(chǎng)梯度隨時(shí)間的變化函數(shù)如左下圖。Stejskal和Tanner序列的PFGSE脈沖圖（1965），g0是背景場(chǎng)梯度常數(shù)，g是外加的磁場(chǎng)梯度。g0是背景場(chǎng)梯度，在最初的90°脈沖和180°脈沖之間，以及180°脈沖和回波之間，施加時(shí)間長(zhǎng)度為d

的脈沖磁場(chǎng)梯度g，D是兩個(gè)梯度脈沖之間的擴(kuò)散時(shí)間。因?yàn)間比背景場(chǎng)梯度g0大很多，而且擴(kuò)散時(shí)間D是事先定義好的，所以測(cè)量的擴(kuò)散系數(shù)D要準(zhǔn)確得多。精選課件圖1.10受激回波的Tanner序列PFGSE脈沖圖，利用三個(gè)90°脈沖，g0是背景場(chǎng)梯度常數(shù)，g是外加的磁場(chǎng)梯度。經(jīng)數(shù)學(xué)推演，得到脈沖磁場(chǎng)梯度自旋回波的幅度為：（1.38）其中，當(dāng)g=0時(shí)，式（1.38）簡(jiǎn)化為式（1.15）。是指第二個(gè)梯度脈沖與回波峰之間的時(shí)間.精選課件

當(dāng)系統(tǒng)的T2比T1小很多時(shí)，Tanner（1970）設(shè)計(jì)了一個(gè)受激回波脈沖序列來(lái)測(cè)量擴(kuò)散系數(shù)，這個(gè)方法利用了三個(gè)90°脈沖序列，如圖1.10所示，在第一個(gè)90°脈沖之后t1和t2時(shí)刻都進(jìn)行了測(cè)量，，在第二個(gè)和第三個(gè)90°脈沖之間信號(hào)的弛豫衰減與T1有關(guān)。因此所測(cè)信號(hào)強(qiáng)度比一般的90°–180°實(shí)驗(yàn)的要大得多，后者信號(hào)的弛豫衰減與T2有關(guān)。梯度場(chǎng)隨時(shí)間的變化函數(shù)如下：精選課件回波幅度的表達(dá)式為：（1.40）如果令t1=t2=t，即t1和t2的時(shí)間差為0，兩個(gè)90°脈沖重疊成一個(gè)180°脈沖，如圖1.9所示，式（1.40）就變?yōu)槭剑?.38）。精選課件

當(dāng)系統(tǒng)的T2比T1小很多時(shí)，Tanner（1970）設(shè)計(jì)了一個(gè)受激回波脈沖序列來(lái)測(cè)量擴(kuò)散系數(shù)，這個(gè)方法利用了三個(gè)90°脈沖序列，如圖1.10所示，在第一個(gè)90°脈沖之后t1和t2時(shí)刻都進(jìn)行了測(cè)量，。

在第二個(gè)和第三個(gè)90°脈沖之間信號(hào)的弛豫衰減與T1有關(guān)。因此所測(cè)信號(hào)強(qiáng)度比一般的90°–180°實(shí)驗(yàn)的要大得多，后者信號(hào)的弛豫衰減與T2有關(guān)。精選課件1.7實(shí)際測(cè)井中的問(wèn)題T1和T2的測(cè)量的理想條件：90°脈沖和180°脈沖都是非常準(zhǔn)確的，信號(hào)也是最優(yōu)的。在實(shí)驗(yàn)室條件下，外加磁場(chǎng)和射頻磁場(chǎng)的均勻程度，有可能達(dá)到這些理想條件。實(shí)際NMR測(cè)井，被探測(cè)的地層是在儀器外部而且離磁鐵還很遠(yuǎn)，被探測(cè)區(qū)域的磁場(chǎng)是不均勻的。扳轉(zhuǎn)自旋磁化強(qiáng)度的射頻場(chǎng)也是不均勻的。因此，有效磁場(chǎng)H1與z軸方向的外加磁場(chǎng)H0不是完全垂直的，最優(yōu)的射頻脈沖不是準(zhǔn)確的90°脈沖或180°脈沖。實(shí)際上，脈沖很有可能偏離這些準(zhǔn)確值。1.7.1非均勻的射頻磁場(chǎng)精選課件圖1.11當(dāng)施加比180°小的p-d脈沖時(shí)，第一個(gè)回波和第二個(gè)回波的示意圖在x軸施加H1射頻脈沖：（1）最初的90°脈沖把磁化強(qiáng)度從z軸扳轉(zhuǎn)到y(tǒng)軸。（2）由于H0的非均勻性使自旋進(jìn)動(dòng)散相。（3）p-d脈沖把自旋進(jìn)動(dòng)扳轉(zhuǎn)到比xy平面偏上的圓周上。（4）第一個(gè)回波形成后，自旋進(jìn)動(dòng)又開(kāi)始散相。（5）第二個(gè)p-d脈沖又把自旋進(jìn)動(dòng)扳轉(zhuǎn)到xy平面。（6）第二個(gè)回波的幅度沒(méi)有偏差。精選課件

當(dāng)射頻磁場(chǎng)H1不均勻時(shí)，施加射頻脈沖后，不是所有的自旋質(zhì)子都扳轉(zhuǎn)到相同的90°或者180°。如圖1.11所示，若180°脈沖偏小，H1的方向是沿x軸方向。（1）最初的90°脈沖把磁化強(qiáng)度從z軸方向扳轉(zhuǎn)到y(tǒng)軸。（2）經(jīng)過(guò)一段時(shí)間t后，由于外加磁場(chǎng)H0的非均勻性，自旋進(jìn)動(dòng)的相位會(huì)分散。分別用F和S表示快的和慢的自旋進(jìn)動(dòng)。（3）當(dāng)外加的脈沖小于180°（即p-d）時(shí)，扳轉(zhuǎn)后的質(zhì)子在xy平面稍微偏上的平面進(jìn)動(dòng)。（4）t時(shí)間后，得到第一個(gè)自旋回波，這個(gè)回波幅度比準(zhǔn)確的180°脈沖產(chǎn)生的回波幅度偏小。（5）又經(jīng)過(guò)一個(gè)t時(shí)間后，當(dāng)加入第二個(gè)p-d

脈沖進(jìn)動(dòng)自旋又被扳轉(zhuǎn)到xy平面。（6）因此第二個(gè)回波的幅度沒(méi)有偏差。精選課件當(dāng)脈沖角度大于180°時(shí)，會(huì)發(fā)生同樣的情況。當(dāng)外加脈沖為p+d時(shí)，扳轉(zhuǎn)后的質(zhì)子在xy平面下面，在施加第二個(gè)p+d脈沖后，進(jìn)動(dòng)自旋又被扳轉(zhuǎn)到xy平面。因此，不準(zhǔn)確的180°脈沖會(huì)導(dǎo)致CPMG回波串波峰上下擺動(dòng)，所測(cè)的奇數(shù)回波幅度比真實(shí)值低。解決的方法就是把回波取偶后再用于數(shù)據(jù)分析。1.7.2H0場(chǎng)的非均勻性精選課件射頻場(chǎng)H1和偏移DH0形成H1eff，稍微偏于xy平面之上。從施加90°脈沖后，到第一個(gè)與第二個(gè)回波的形成，其磁化強(qiáng)度尖端的運(yùn)行軌跡如實(shí)線所示。圖1.12在旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)下非均勻H0場(chǎng)影響的示意圖精選課件B0-B1-TE和衰減信號(hào)示意圖精選課件

孔隙流體D-τ2二維分布圖精選課件地層壓力和梯度壓降流度砂巖地層A，按地層壓力梯度和電阻率其上部和下部均解釋為油層，中部壓力點(diǎn)也在同一條梯度線上，但電阻率低，故先解釋為可疑油層。在D-T2圖中顯示自由流體為水，且含有油基泥漿濾液。精選課件GR電阻率中子孔隙度-密度地層壓力梯度顯示砂層含干氣。為正確判別孔隙流體的類型用NMR做了點(diǎn)測(cè)，解釋結(jié)論見(jiàn)下一幅幻燈片：精選課件（1）在3999m地層含凝淅油；（2）在4027m很可能為GOR高的油層，不是干氣層；（3）最下邊，深度在4032m和4036m的地層為水層。精選課件精選課件用T1和T1與視T2的比建二維模型識(shí)別氣層用比值T1/T2app和T2app做為二維模型的維數(shù)構(gòu)建二維圖，用以區(qū)分孔隙中的液體（油、水）和天然氣。正確選擇磁場(chǎng)梯度G和回波間隔TE，可將天然氣的T2app分布限制在一個(gè)較小的范圍內(nèi)，使氣信號(hào)明顯地與油信號(hào)和水信號(hào)分開(kāi)，輕易可靠地識(shí)別出氣層，并能構(gòu)制T1-T2分布圖和給出含氣飽和度。精選課件對(duì)含液體和氣體的孔隙地層，用PoroPerm+Gas脈沖序列采集的多等待時(shí)間（Tw)回波串，回波幅度為式中：M(t,TW)-回波幅度；f-二維孔隙度分布函數(shù)；