0 引言
地震波场数值模拟是研究地震波在地下介质中传播规律的有效手段;有限差分法由于其计算速度快、精度高的优点,成为目前应用最为广泛的方法[1 ] 。
大量的研究表明,各向异性广泛存在于地下介质中。基于各向同性的假设无法准确地描述地震波在地下实际介质中的传播规律。前人对各向同性的研究,无论是理论上还是实际应用都发展得相当成熟了,考虑了各向异性的因素,对地震勘探来说有着十分重要的作用。若只是考虑各向同性或基于VTI介质的假设,在对盐丘侧翼、盐下等的复杂构造进行数值模拟时,就会产生运动学和动力学上的误差,并最终影响偏移成像的效果。在TTI介质中,其对称轴方向与垂直方向已不再一致;但从物理上来说,TTI介质与VTI介质并没有本质区别,只不过是观测坐标系与描述介质对称性的物理坐标系有一定夹角而已。
自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展。但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程。Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确。Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质。2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化。但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响。针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究。
笔者基于二阶TTI介质拟声波方程,利用改进的PML边界控制方程对边界进行吸收处理,并进行了模型试算,数值模拟结果证明了拟声波方程的稳定性和改进的边界条件的有效性。
1 稳定的TTI介质拟声波方程
从Christoffel方程出发,可以得到精确的TTI介质qP-qSV波频散关系[8 ] 为:
ω 4 = [ ( v px 2 + v sz 2 ) T 2 + ( v pz 2 + v sz 2 ) T 1 ] ω 2 + v px 2 v sz 2 T 2 2 + [ v pz 2 ( v pn 2 - v px 2 ) + v sz 2 ( v pn 2 + v pz 2 ) ] T 1 T 2 + v pz 2 v sz 2 T 1 2 , ( 1 )
其中:
T 1 = k x 2 si n 2 θ + k z 2 co s 2 θ + k x k z sin 2 θ , T 2 = k x 2 co s 2 θ + k z 2 si n 2 θ - k x k z sin 2 θ 。 2
vpn =vpz 1 + 2 δ 、vpx =vpz 1 + 2 ε 、vpz 分别为NMO速度、对称平面的切线速度、关于对称平面的法线速度,θ 为对称轴的倾角,ε 和δ 为Thomsen各向异性参数[17 ] ,ω 为角频率,kx 、kz 为空间波数。
在 v sz 2 = 0时,式(1)简化为:
ω 4 = ( v px 2 T 2 + v pz 2 T 1 ) ω 2 + v pz 2 ( v pn 2 - v px 2 ) T 1 T 2 。 ( 3 )
基于以上关系,通过引入一个辅助波场函数 q (ω ,kx ,kz ),可以得到TTI介质二阶耦合qP波波动方程[10 ,18 ] :
∂ 2 p ∂ t 2 = v px 2 H 2 p + v pz v pn H 1 q , ∂ 2 q ∂ t 2 = v pz v pn H 2 p + v pz 2 H 1 q 。 4
偏微分算子为:
H 1 = si n 2 θ ∂ 2 ∂ x 2 + co s 2 θ ∂ 2 ∂ z 2 + sin 2 θ ∂ 2 ∂ x ∂ z , H 2 = co s 2 θ ∂ 2 ∂ x 2 + si n 2 θ ∂ 2 ∂ z 2 - sin 2 θ ∂ 2 ∂ x ∂ z 。 5
在后面的公式中,为方便,均令vpz =vp ,
那么,将式(4)整理得:
∂ 2 p ∂ t 2 = v p 2 ( 1 + 2 ε ) co s 2 θ ∂ 2 p ∂ x 2 + si n 2 θ ∂ 2 p ∂ z 2 - sin 2 θ ∂ 2 p ∂ x ∂ z + 1 + 2 δ si n 2 θ ∂ 2 q ∂ x 2 + co s 2 θ ∂ 2 q ∂ z 2 + sin 2 θ ∂ 2 q ∂ x ∂ z , ∂ 2 q ∂ t 2 = v p 2 1 + 2 δ co s 2 θ ∂ 2 p ∂ x 2 + s i n 2 θ ∂ 2 p ∂ z 2 - sin 2 θ ∂ 2 p ∂ x ∂ z + si n 2 θ ∂ 2 q ∂ x 2 + co s 2 θ ∂ 2 q ∂ z 2 + sin 2 θ ∂ 2 q ∂ x ∂ z 。 6
2 TTI介质拟声波波动方程高阶有限差分
2.1 二阶偏导数高阶精度差分系数
对二阶偏导数项采用2N 阶精度有限差分进行求解,以压制数值频散,提高数值模拟精度。差分系数的求取主要是通过泰勒级数展开法,通过求解以下系数方程
1 2 2 2 … N 2 1 4 2 4 … N 4 ︙ ︙ ⋱ ︙ 1 2 N 2 2 N … N 2 N × c 1 c 2 ︙ c N = 1 0 ︙ 0 7
可得差分系数[19 ] 。差分权系数为:
c n = ( - 1 ) n + 1 ∏ i = 1 , i ≠ n N i 2 n 2 · ∏ i = 1 n - 1 ( n 2 - i 2 ) ∏ i = n + 1 N ( i 2 - n 2 ) ( n = 1,2 , … , N , N > 2 ) ( 8 )
其中: c 0 = - 2 ∑ i = 1 N c i
则有:
∂ 2 u ∂ x 2 = 1 ( Δx ) 2 { c 0 u ( x ) + ∑ n = 1 N c n [ u ( x + nΔx ) + u ( x - nΔx ) ] } 。 ( 9 )
2.2 混合偏导数高阶精度差分系数
相比于各向同性介质和VTI介质波动方程,TTI介质波动方程中多了混合偏导数项,这在差分的过程中增加了计算复杂程度。空间混合偏导数可以先沿一个方向(如x )求取偏导数,再对其结果沿另一个方向(如z )求取偏导数得到。若函数u (x ,z )的某阶混合偏导数连续,则该偏导数的结果与求导顺序无关。一阶偏导数的差分系数可以由方程
1 2 1 … N 1 1 2 3 … N 3 ︙ ︙ ⋱ ︙ 1 2 2 N - 1 … N 2 N - 1 a 1 a 2 ︙ a N = 1 2 0 ︙ 0 10
确定[19 ] 。解系数方程可得:
a n = ( - 1 ) n + 1 ∏ i = 1 , i ≠ n N i 2 2 n ∏ i = 1 n - 1 ( n 2 - i 2 ) ∏ i = n + 1 N ( i 2 - n 2 ) , ( 11 )
该式所求即为一阶导数不同差分精度的差分权系数。则有:
∂ u ( x ) ∂ x = ∑ n = 1 N a n [ u ( x + nΔx ) - u ( x + nΔx ) ] Δx , ( 12 )
那么二阶混合偏导数可以写成:
∂ 2 u ∂ x ∂ z = 1 ΔxΔz ∑ n 1 = - N n 1 ≠ 0 N ∑ n 2 = - N n 2 ≠ 0 N n 1 | n 1 | · n 2 | n 2 | a | n 1 | a | n 2 | u ( x + n 1 Δx , z + n 2 Δz ) , ( 1 3 )
这里, a | n 1 | 、 a | n 2 | 对应一阶导数的权系数值,且a 0 = 0。
根据以上推导可得二维 TTI 介质时间2阶、空间2N 阶差分精度的有限差分格式为:
p i , j k + 1 = 2 p i , j k - p i , j k - 1 + v p 2 [ ( 1 + 2 ε ) ( co s 2 θ · M 1 + si n 2 θ · M 2 - sin 2 θ · K 1 ) + 1 + 2 δ ( si n 2 θ · M 3 + co s 2 θ · M 4 + sin 2 θ · K 2 ) ] , q i , j k + 1 = 2 q i , j k - q i , j k - 1 + v p 2 [ 1 + 2 δ ( co s 2 θ · M 1 + si n 2 θ · M 2 - sin 2 θ · K 1 ) + ( si n 2 θ · M 3 + co s 2 θ · M 4 + sin 2 θ · K 2 ) ] , 14
其中,
M 1 = 1 ( Δx ) 2 c 0 p i , j k + ∑ n = 1 N c n ( p i + n , j k + p i - n , j k ) M 2 = 1 ( Δz ) 2 c 0 p i , j k + ∑ n = 1 N c n ( p i , j + n k + p i , j - n k ) M 3 = 1 ( Δx ) 2 c 0 q i , j k + ∑ n = 1 N c n ( q i + n , j k + q i - n , j k ) M 4 = 1 ( Δz ) 2 c 0 q i , j k + ∑ n = 1 N c n ( q i , j + n k + q i , j - n k ) K 1 = 1 ΔxΔz ∑ n 1 = - N n 1 ≠ 0 N ∑ n 2 = - N n 2 ≠ 0 N n 1 | n 1 | · n 2 | n 2 | a | n 1 | a | n 2 | p i + n 1 , j + n 2 k K 2 = 1 ΔxΔz ∑ n 1 = - N n 1 ≠ 0 N ∑ n 2 = - N n 2 ≠ 0 N n 1 | n 1 | · n 2 | n 2 | a | n 1 | a | n 2 | q i + n 1 , j + n 2 k
3 完全匹配层(PML)吸收边界条件
边界反射的处理是正演模拟中的一个重要问题。目前效果最好、应用最广泛的是1994年由Berenger[20 ] 从电磁领域引入的完全匹配层(PML)边界条件。理论上,该边界条件可以完全吸收以任意角度、任意频率入射的波动,很多学者在此基础上进行了研究[21 -22 ] 。下面介绍了基于TTI介质的改进的PML边界控制方程,并给出了其相应的高阶有限差分格式。
首先,在复数空间进行坐标变换[21 -22 ] ,得到复数空间坐标系下的TTI介质二阶拟声波波动方程为(以方程(6)第一式的左边界为例,其它边界同理):
( iω ) 2 P ( x , z , ω ) = ( 1 + 2 ε ) · v p 2 · co s 2 θ iω iω + d x 2 ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ x 2 - ( iω ) 2 d x ' ( iω + d x ) 3 ∂ P ( x , z , ω ) ∂ x + si n 2 θ ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ z 2 - sin 2 θ iω iω + d x ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ x ∂ z + 1 + 2 δ · v p 2 · si n 2 θ iω iω + d x 2 ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ x 2 - ( iω ) 2 d x ' ( iω + d x ) 3 ∂ Q ( x , z , ω ) ∂ x + co s 2 θ ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ z 2 + sin 2 θ iω iω + d x ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ x ∂ z , ( 15 )
其中,P (x ,z ,ω ),Q (x ,z ,ω )为p 、q 关于时间的傅里叶变换;dx 为衰减函数,x 是到吸收层内边界的距离; d x ' 为dx' 关于x 的一阶导数。
对于TTI介质二阶拟声波方程(15),方程中等号右边共有6项二阶偏导数项,PML边界条件将波场分裂成6部分,即:
P = P 1 + P 2 + P 3 + P 4 + P 5 + P 6 。 ( 16 )
结合方程(16),向方程(15)中引入中间变量G 1 、G 2 ,得到PML吸收边界条件:
( iω + d x ) 2 P 1 ( x , z , ω ) = ( 1 + 2 ε ) co s 2 θ v p 2 ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ x 2 + G 1 ( x , z , ω ) , G 1 ( x , z , ω ) = - v p 2 d x ' iω + d x ∂ P ( x , z , ω ) ∂ x , ( iω ) 2 P 2 ( x , z , ω ) = v p 2 ( 1 + 2 ε ) si n 2 θ ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ z 2 , iω ( iω + d x ) P 3 ( x , z , ω ) = - v p 2 ( 1 + 2 ε ) sin 2 θ ∂ 2 P ( x , z , ω ) ∂ x ∂ z , ( iω + d x ) 2 P 4 ( x , z , ω ) = 1 + 2 δ si n 2 θ v p 2 ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ x 2 + G 2 ( x , z , ω ) , G 2 ( x , z , ω ) = - v p 2 d x ' iω + d x ∂ Q ( x , z , ω ) ∂ x , ( iω ) 2 P 5 ( x , z , ω ) = v p 2 1 + 2 δ co s 2 θ ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ z 2 , iω ( iω + d x ) P 6 ( x , z , ω ) = v p 2 1 + 2 δ sin 2 θ ∂ 2 Q ( x , z , ω ) ∂ x ∂ z , P ( x , z , ω ) = P 1 ( x , z , ω ) + P 2 ( x , z , ω ) + P 3 ( x , z , ω ) + P 4 ( x , z , ω ) + P 5 ( x , z , ω ) + P 6 ( x , z , ω ) , 17
对上式关于ω 作傅里叶反变换,可以得到时间域的PML吸收边界条件:
( ∂ t + d x ) 2 p 1 = ( 1 + 2 ε ) co s 2 θ v p 2 · ∂ 2 p ∂ x 2 + g 1 ( x , z , t ) ( ∂ t + d x ) g 1 ( x , z , t ) = - v p 2 · d x ' ∂ p ∂ x ∂ t 2 p 2 = v p 2 ( 1 + 2 ε ) si n 2 θ ∂ 2 p ∂ z 2 ( ∂ t 2 + d x · ∂ t ) p 3 = - v p 2 ( 1 + 2 ε ) sin 2 θ ∂ 2 p ∂ x ∂ z ( ∂ t + d x ) 2 p 4 = 1 + 2 δ si n 2 θ v p 2 · ∂ 2 q ∂ x 2 + g 2 ( x , z , t ) ( ∂ t + d x ) g 2 ( x , z , t ) = - v p 2 · d x ' ∂ q ∂ x ∂ t 2 p 5 = v p 2 · 1 + 2 δ co s 2 θ ∂ 2 q ∂ z 2 ( ∂ t 2 + d x · ∂ t ) p 6 = v p 2 · 1 + 2 δ sin 2 θ ∂ 2 q ∂ x ∂ z p = p 1 + p 2 + p 3 + p 4 + p 5 + p 6 18
其中,g 1 (x ,z ,t )、g 2 (x ,z ,t )分别为G 1 (x ,z ,ω )、G 2 (x ,z ,ω )的傅里叶反变换。
那么,很容易得出方程(6)第一式左边界的PML边界高阶有限差分格式为:
p 1 i , j k + 1 = 1 1 + Δt d x + ( Δt d x ) 2 2 2 p 1 i , j k + Δt d x - ( Δt d x ) 2 2 - 1 p 1 i , j k - 1 + Δ t 2 ( 1 + 2 ε ) co s 2 θ v p 2 · M 1 + g 1 i , j k + 1 + g 1 i , j k 2 g 1 i , j k + 1 = 1 1 + Δt · d x 2 1 - Δt · d x 2 g 1 i , j k - v p 2 · Δt · d x ' · D 1 p 2 i , j k + 1 = 2 p 2 i , j k - p 2 i , j k - 1 + Δ t 2 · v p 2 ( 1 + 2 ε ) si n 2 θ · M 2 p 3 i , j k + 1 = 1 1 + d x · Δt 2 2 p 3 i , j k + d x · Δt 2 - 1 · p 3 i , j k - 1 - v p 2 Δ t 2 ( 1 + 2 ε ) sin 2 θ · K 1 p 4 i , j k + 1 = 1 1 + Δt d x + ( Δt d x ) 2 2 2 p 4 i , j k + Δt d x - ( Δt d x ) 2 2 - 1 p 4 i , j k - 1 + Δ t 2 1 + 2 δ si n 2 θ v p 2 · M 3 + g 2 i , j k + 1 + g 2 i , j k 2 g 2 i , j k + 1 = 1 1 + Δt · d x 2 1 - Δt · d x 2 g 2 i , j k - v p 2 · Δt · d x ' · D 2 p 5 i , j k + 1 = 2 p 5 i , j k - p 5 i , j k - 1 + Δ t 2 · v p 2 1 + 2 δ co s 2 θ · M 4 p 6 i , j k + 1 = 1 1 + d x · Δt 2 2 p 6 i , j k + d x · Δt 2 - 1 · p 6 i , j k - 1 + v p 2 Δ t 2 1 + 2 δ sin 2 θ · K 2 p i , j k + 1 = p 1 i , j k + 1 + p 2 i , j k + 1 + p 3 i , j k + 1 + p 4 i , j k + 1 + p 5 i , j k + 1 + p 6 i , j k + 1 19
其中:
M 1 = 1 ( Δx ) 2 c 0 p i , j k + ∑ n = 1 N c n ( p i + n , j k + p i - n , j k ) M 2 = 1 ( Δz ) 2 c 0 p i , j k + ∑ n = 1 N c n ( p i , j + n k + p i , j - n k ) M 3 = 1 ( Δx ) 2 c 0 q i , j k + ∑ n = 1 N c n ( q i + n , j k + q i - n , j k ) M 4 = 1 ( Δz ) 2 c 0 q i , j k + ∑ n = 1 N c n ( q i , j + n k + q i , j - n k ) D 1 = 1 Δx ∑ n = 1 N a n [ p i + n , j k - p i - n , j k ] D 2 = 1 Δx ∑ n = 1 N a n [ q i + n , j k - q i - n , j k ] K 1 = 1 ΔxΔz ∑ n 1 = - N n 1 ≠ 0 N ∑ n 2 = - N n 2 ≠ 0 N n 1 | n 1 | · n 2 | n 2 | a | n 1 | a | n 2 | p i + n 1 , j + n 2 k K 2 = 1 ΔxΔz ∑ n 1 = - N n 1 ≠ 0 N ∑ n 2 = - N n 2 ≠ 0 N n 1 | n 1 | · n 2 | n 2 | a | n 1 | a | n 2 | q i + n 1 , j + n 2 k 20
同理可得方程(6)第二式左边界的PML边界控制方程及高阶有限差分格式。
在利用完全匹配层边界条件对边界进行处理时,衰减函数的选择至关重要。如果选择的衰减函数不合适,将会产生不同程度的边界反射,无法发挥出PML边界的优势。Hastings等[23 ] 、Collino等[21 ] 、Groby等[24 ] 都对衰减函数进行了发展,以下为文中所用的衰减函数:
d i ( i ) = d 0 ( i / δ ) 4 d 0 = 3 v p 2 δ · log 1 R 21
其中,i 为计算网格点到吸收层内边界的距离,分为x 、z 两个方向;δ 为PML吸收层的厚度;R 为理论反射系数,一般取0.01~ 1.0× 10- 6 ;vp 为波速;d 0 为反射系数函数。
根据PML边界条件的理论,分别在波场的x 、z 方向对波场边界进行衰减,那么,在计算区域外就会被划分为8个区域,如图1 所示,其中箭头所指的区域为内部计算区域,剩下的区域为边界。文中采用与以往PML边界不同的划分方案,分别沿x 、z 方向把波场分成3个区域,两个衰减区域,一个内部计算区域。图2 所示,为文中采用的衰减函数dx (x )、dz (z )的设置方式。可以看出,将图2 所示的两个衰减函数衰减示意图重叠之后的未被衰减的区域与图1 所示的内部计算区域是一致的。这样划分可以保证在4个角点区域波场沿x 方向和z 方向都被衰减,不需要单独对边界4个角点区域进行处理,同时又避免了以往PML边界8个衰减区域的繁琐,编程实现时更简便。PML边界处理示意如图2 。
图2 本文采用的PML边界衰减函数分布方式示意 a—x 方向衰减函数dx ;b—z 方向衰减函数dz
4 稳定性分析
由于波动方程的刚度矩阵要求是对称正定的[25 ] ,当我们令vsz = 0进行声学近似时,会引起qSV波的不稳定。对于直接令vsz = 0声学近似的方程,要求各向异性参数符合ε ≥δ 这个条件[26 ] ,否则,会引起数值求解的不稳定现象。另外,在倾角θ 变化较大的区域,声波近似处理也会造成不稳定。这一问题可以通过对模型进行平滑处理来解决,但这种做法会损失运动学上的精确性。图3 为θ= 30° 时选用不同的参数分别满足ε<δ 与ε ≥δ 的情况下的数值模拟结果,以此来验证稳定性条件。图3 a选用参数为ε= 0.10、δ= 0.12,波场快照的中央出现了数值不稳定现象。由于ε 、δ 值很接近,波形比较接近椭圆各向异性的情况。图3 b选用参数为ε= 0.25、δ= 0.10,快照中未发现不稳定现象。因此,我们用拟声波方程进行数值模拟时需满足ε ≥δ 的条件。
5 伪横波的压制方法
在声学近似的情况下,尽管把沿着对称轴方向的横波速度设为零,但是沿着其他传播方向的横波相速度并不等于零,另外,其群速度也是非零的,从而产生一种低波速、低振幅的qSV波人为干扰[26 ] ,在图4 中可以看出其波前面呈现出菱形状的波形。它不仅带来噪声干扰,而且,由于其波速较小,还会产生较为严重的数值频散,进而影响正演模拟和逆时偏移成像的数值精度。因此,必须对此伪横波噪声予以压制或消除。
在声学近似的条件下,可以通过设置各向同性层或者椭圆各向异性层来消除伪横波噪声的影响,具体做法是在激发震源附近设置震源环[9 ] ,也即,在以震源为中心的圆内使Thomsen参数ε=δ 。式(22)为各向异性介质横波相速度公式[26 ] :
v sz p h ( θ ) = v pz 2 1 + 2 εsi n 2 θ - ( 1 + 2 εsi n 2 θ 2 - 2 ( ε - δ ) si n 2 2 θ , ( 22 )
由式(22)可知,当ε=δ 时,横波相速度为零,这意味着介质中不存在这种干扰波的传播,因而也就达到了压制伪横波的目的。后来,很多学者对耦合拟声波方程进行解耦,发展了纯qP波方程,从而避免了伪横波的干扰[14 -15 ,27 ] ,但计算十分复杂;也有学者利用滤波方法压制伪横波,取得了很好的效果[18 ] 。
6 数值试验
6.1 均匀TTI介质模型
选用均匀TTI介质模型进行波场模拟测试,进而认识TTI介质中的波场传播特征。计算模型为均匀TTI介质模型,其各向异性参数为:ε= 0.25,δ= 0.1,θ 分别取0°、30°、45°、90°,vp =2 500 m/s。网格点数为301×301,网格间距为Δx =Δz =10 m,时间采样间隔为Δt =1 ms,记录时间为800 ms,采用的雷克子波震源的主频为30 Hz,震源置于模型中心位置。采用时间2阶、空间8阶有限差分法求解方程(6)进行数值模拟,图4 、图5 为得到的波场快照。
图4 、图5 分别是波场两个分量的快照。图4 a到图4 d分别代表TTI介质第400 ms倾角θ 等于0°、30°、45°、90°时p 的波场快照。图5 a到图5 d分别代表TTI介质第400 ms倾角θ 等于0°、30°、45°、90°时q 的波场快照。图中传播较快的外层的波形是qP波,而内部传播较慢的、呈菱形状的波形是伪横波。通过波场快照可以发现,空间8阶已较好地满足精度要求,对频散压制效果也很好,可以兼顾计算效率与数值精度。由于拟声波数值模拟研究的是qP波,伪横波是作为一种噪声干扰出现的,结合图4 、图5 ,下面的分析我们将只研究波场p。图6 a、图7 a分别是θ= 30°时,在未加边界条件的情况下的波场快照和单炮地震记录。无论是波场快照,还是地震记录都可以十分明显地看到边界反射十分严重。图6 b、图7 b分别是θ= 30°时,应用改进的PML边界控制方程后的波场快照和地震记录,边界层厚度为20层。通过与图6 a、图7 a对比,边界处没有明显的边界反射,吸收效果显而易见。从而说明,改进的PML边界方程是十分有效的。图8 是θ= 0°时应用本文的PML边界条件的快照,这相当于VTI介质的情况,记录时间为2 000 ms。在800 ms的快照中可以发现对qP波的吸收效果是很理想的;在2 000 ms时,qSV波也传播到了边界,改进的PML边界控制方程对qSV波的吸收效果也很好,并未因其速度低而在边界处产生数值频散。
图4 二维TTI介质中传播时间为400 ms时p 的波场快照 a—θ =0°;b—θ =30°;c—θ =45°;d—θ =90°
图5 二维TTI介质中传播时间为400 ms时q 的波场快照 a—θ =0°;b—θ =30°;c—θ =45°;d—θ =90°
图6 θ =30°时800 ms的波场快照对比 a—未加边界时;b—应用改进的PML边界
图7 θ =30°时的单炮地震记录对比 a—未加边界时;b—应用改进的PML边界
文中采用加载震源环的方法对拟声波方程中的伪横波进行压制,该方法简单易行,在以震源点为圆心、向外延伸10个网格点为半径的圆内令ε=δ= 0.25即可。从图4 、图5 的波场快照可以清晰地看出,qP波内部出现了速度更低的qSV波。从图9 可以看出,θ= 0° 、θ= 30° 时,经过加载震源环,快照中间的菱形状的波形已经看不到了。与图4 、图5 的结果相比,快照中的伪横波得到了很好的压制。
图8 θ =0°时应用本文的PML边界条件的波场快照 a—800 ms;b—2000 ms
图9 压制伪横波后400 ms的波场快照 a—θ =0°;b—θ =30°
6.2 TTI介质BP_partI模型
为了验证本文使用的拟声波方程的稳定性和PML边界方程的适应性,文中对BP2007模型进行了测试。由于原始模型较大,选取了其中较典型的两部分侵入构造做数值模拟。下面利用时间二阶、空间十二阶有限差分对TTI介质BP_partI模型进行正演模拟。模型参数为:δ 、ε 、θ 、vp ,如图10 所示,在该模型中θ= 0° ,即相当于VTI介质的情况。模型网格点数为525×451,网格间距为Δx =Δz =10 m,时间采样间隔为Δt =1 ms,记录时间为2.6 s,采用的雷克子波主频为30 Hz,震源置于模型网格点(263,1)处,所加的PML边界厚度为30层。
图10 BP_partI模型参数 a—δ ;b—ε ;c—θ ;d—v p
图11 BP_partI模型波场快照 a—1200 ms;b—1400 ms;c—1600 ms;d—1800 ms
图11 、图12 给出的是BP_partI模型应用本文的方程得出的快照和单炮记录。通过分析可知,虽然模型十分复杂,但波场在传播的过程中是十分稳定的,可以清楚地认识波场特征,直到波场传播出模型区域都没有出现奇异值;另外,应用本文的边界条件后,未发现边界反射,观察图11 d,上下边界的处理效果最为明显,在单炮记录上也未发现边界反射问题。但在模型低速区有轻微的频散现象,表现为许多与波前面平行的弧形干扰,见图11 a。
6.3 TTI介质BP_partII模型
同样利用时间二阶、空间十二阶有限差分对TTI介质BP_partII模型进行正演模拟。其中,模型参数为:δ 、ε 、θ 、vp ,如图13 所示。模型网格点数为461×451,网格间距为Δx =Δz =10 m,时间采样间隔为Δt =1 ms,记录时间为2.4 s,采用的雷克子波的主频为30 Hz,震源置于模型网格点(231,1)处,所加的PML边界厚度为30层。
图13 BP_partII模型参数 a—δ ;b—ε ;c—θ ;d—v p
图14 BP_partII模型波场快照 a—800 ms;b—1000 ms;c—1400 ms;d—1600 ms
图14 、图15 是BP_partII模型的波场快照和单炮记录。从图中可以看出波场在更新的过程中波形稳定,在波前到达边界时也没有边界反射,观察图14 c、14d,上下边界的吸收效果看得比较直观。在地震记录上就看的更加清晰,在直达波未去除的情况下,在边界处,直达波与反射波均无边界反射问题。从而证明了本文使用的拟声波方程是稳定的,改进后的PML边界控制方程也是有效的。
与各向同性介质、VTI介质相比,TTI介质由于考虑了各向异性参数δ 、ε 以及倾角θ ,反射旅行时和波形振幅会发生改变,波前面形态也会发生扭曲,但反映出的波场传播规律也是更接近实际地下介质的。文中采用的边界条件亦可以推广至各向同性介质和VTI介质。图16 是BP模型分别在各向同性介质、VTI介质以及TTI介质的情况下得出的波场快照,方框中圈出的部分是3张快照有区别的地方。通过与TTI介质的情况相比,可以看出其波形上的差异。图16 c中圈出的部分比图16 b中的波形更清晰,杂乱的波形相对减少,波形变得更为连续。TTI介质比VTI介质多考虑了倾角的因素,从图13 c可看出倾角θ 在侵入岩体两侧的变化较大,因而图16 中的不同也将体现在岩体的两侧,右侧更为明显。由于TTI介质考虑了更多的地下介质参数,因而反映的波场也是更接近实际情况的。
图16 BP模型不同介质情况下1 200 ms的波场快照 a—各向同性介质;b—VTI介质;c—TTI介质
7 结论
文中对TTI介质数值模拟中几个比较关键的问题,边界条件、稳定性、伪横波压制进行了分析。基于频散关系得到了TTI介质二阶耦合方程,通过数值模拟验证了所使用的方程的稳定性,并给出了其高阶有限差分格式;在边界处理时采用PML吸收边界条件,并采用一种与以往不同的衰减函数设置方式,通过坐标变换得到了改进的PML边界控制方程,最后给出了边界控制方程的高阶有限差分格式,经过模型试算,证明了文中所用的PML边界控制方程的有效性。在压制伪横波上,笔者采用了加载震源环的方法,效果较好,但是波场中间依然有少量残余伪横波的存在。为避免伪横波的影响,很多学者对耦合的拟声波方程进行解耦推导了纯qP波方程[12 ,14 -15 ] ,这将也是以后的研究内容。为验证TTI介质拟声波方程可以准确地模拟强各向异性和倾角剧烈变化区域的波场特点,文中还通过TTI介质BP2007模型进行了验证,分析了TTI介质拟声波方程对该模型的数值模拟结果,比较了各向同性介质、VTI介质、TTI介质波场快照中的不同,从而说明TTI介质的数值模拟可以更准确地描述地下波场的传播规律。另外,本文的研究成果将为TTI介质的逆时偏移等技术提供有力的支持。
(本文编辑:叶佩)
The authors have declared that no competing interests exist.
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... 从Christoffel方程出发,可以得到精确的TTI介质qP-qSV波频散关系[8 ] 为: ...
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... 在声学近似的条件下,可以通过设置各向同性层或者椭圆各向异性层来消除伪横波噪声的影响,具体做法是在激发震源附近设置震源环[9 ] ,也即,在以震源为中心的圆内使Thomsen参数ε=δ .式(22)为各向异性介质横波相速度公式[26 ] : ...
Stable P-wave modeling for reverse-time migration in tilted TI media
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... 基于以上关系,通过引入一个辅助波场函数 q (ω ,kx ,kz ),可以得到TTI介质二阶耦合qP波波动方程[10 ,18 ] : ...
Coupled equations for reverse time migration in transversely isotropic media
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2009
... 自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展.但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程.Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确.Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质.2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化.但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响.针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究. ...
... 文中对TTI介质数值模拟中几个比较关键的问题,边界条件、稳定性、伪横波压制进行了分析.基于频散关系得到了TTI介质二阶耦合方程,通过数值模拟验证了所使用的方程的稳定性,并给出了其高阶有限差分格式;在边界处理时采用PML吸收边界条件,并采用一种与以往不同的衰减函数设置方式,通过坐标变换得到了改进的PML边界控制方程,最后给出了边界控制方程的高阶有限差分格式,经过模型试算,证明了文中所用的PML边界控制方程的有效性.在压制伪横波上,笔者采用了加载震源环的方法,效果较好,但是波场中间依然有少量残余伪横波的存在.为避免伪横波的影响,很多学者对耦合的拟声波方程进行解耦推导了纯qP波方程[12 ,14 -15 ] ,这将也是以后的研究内容.为验证TTI介质拟声波方程可以准确地模拟强各向异性和倾角剧烈变化区域的波场特点,文中还通过TTI介质BP2007模型进行了验证,分析了TTI介质拟声波方程对该模型的数值模拟结果,比较了各向同性介质、VTI介质、TTI介质波场快照中的不同,从而说明TTI介质的数值模拟可以更准确地描述地下波场的传播规律.另外,本文的研究成果将为TTI介质的逆时偏移等技术提供有力的支持. ...
Separate P- and SV-wave equations for VTI media
1
2011
... 自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展.但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程.Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确.Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质.2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化.但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响.针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究. ...
An accurate and stable wave equation for pure acoustic TTI modeling
3
2011
... 自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展.但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程.Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确.Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质.2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化.但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响.针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究. ...
... 由式(22)可知,当ε=δ 时,横波相速度为零,这意味着介质中不存在这种干扰波的传播,因而也就达到了压制伪横波的目的.后来,很多学者对耦合拟声波方程进行解耦,发展了纯qP波方程,从而避免了伪横波的干扰[14 -15 ,27 ] ,但计算十分复杂;也有学者利用滤波方法压制伪横波,取得了很好的效果[18 ] . ...
... 文中对TTI介质数值模拟中几个比较关键的问题,边界条件、稳定性、伪横波压制进行了分析.基于频散关系得到了TTI介质二阶耦合方程,通过数值模拟验证了所使用的方程的稳定性,并给出了其高阶有限差分格式;在边界处理时采用PML吸收边界条件,并采用一种与以往不同的衰减函数设置方式,通过坐标变换得到了改进的PML边界控制方程,最后给出了边界控制方程的高阶有限差分格式,经过模型试算,证明了文中所用的PML边界控制方程的有效性.在压制伪横波上,笔者采用了加载震源环的方法,效果较好,但是波场中间依然有少量残余伪横波的存在.为避免伪横波的影响,很多学者对耦合的拟声波方程进行解耦推导了纯qP波方程[12 ,14 -15 ] ,这将也是以后的研究内容.为验证TTI介质拟声波方程可以准确地模拟强各向异性和倾角剧烈变化区域的波场特点,文中还通过TTI介质BP2007模型进行了验证,分析了TTI介质拟声波方程对该模型的数值模拟结果,比较了各向同性介质、VTI介质、TTI介质波场快照中的不同,从而说明TTI介质的数值模拟可以更准确地描述地下波场的传播规律.另外,本文的研究成果将为TTI介质的逆时偏移等技术提供有力的支持. ...
An acoustic wave equation for pure P wave in 2D TTI media
3
2011
... 自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展.但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程.Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确.Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质.2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化.但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响.针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究. ...
... 由式(22)可知,当ε=δ 时,横波相速度为零,这意味着介质中不存在这种干扰波的传播,因而也就达到了压制伪横波的目的.后来,很多学者对耦合拟声波方程进行解耦,发展了纯qP波方程,从而避免了伪横波的干扰[14 -15 ,27 ] ,但计算十分复杂;也有学者利用滤波方法压制伪横波,取得了很好的效果[18 ] . ...
... 文中对TTI介质数值模拟中几个比较关键的问题,边界条件、稳定性、伪横波压制进行了分析.基于频散关系得到了TTI介质二阶耦合方程,通过数值模拟验证了所使用的方程的稳定性,并给出了其高阶有限差分格式;在边界处理时采用PML吸收边界条件,并采用一种与以往不同的衰减函数设置方式,通过坐标变换得到了改进的PML边界控制方程,最后给出了边界控制方程的高阶有限差分格式,经过模型试算,证明了文中所用的PML边界控制方程的有效性.在压制伪横波上,笔者采用了加载震源环的方法,效果较好,但是波场中间依然有少量残余伪横波的存在.为避免伪横波的影响,很多学者对耦合的拟声波方程进行解耦推导了纯qP波方程[12 ,14 -15 ] ,这将也是以后的研究内容.为验证TTI介质拟声波方程可以准确地模拟强各向异性和倾角剧烈变化区域的波场特点,文中还通过TTI介质BP2007模型进行了验证,分析了TTI介质拟声波方程对该模型的数值模拟结果,比较了各向同性介质、VTI介质、TTI介质波场快照中的不同,从而说明TTI介质的数值模拟可以更准确地描述地下波场的传播规律.另外,本文的研究成果将为TTI介质的逆时偏移等技术提供有力的支持. ...
New pseudo-acoustic wave equations for modeling and reverse time migration in TTI media
1
2013
... 自从Alkhalifah[2 -3 ] 在VTI介质研究中,从频散关系出发,提出了声学近似的思想(即假设沿对称轴方向的横波速度为零),并推导出VTI介质四阶拟声波偏微分方程,许多学者对VTI介质拟声波方程正演模拟及逆时偏移进行了更深入的研究,并逐渐向TTI介质发展.但由于四阶偏微分方程求解过程十分复杂,Zhou等[4 ] 、Du等[5 ] 和Hestholm[6 ] 推导了VTI介质2阶耦合的拟声波方程.Zhou等[7 ] 、Fletcher等[8 ] 基于声学近似的TTI介质频散关系,通过引入辅助波场函数,推导出不同的2阶耦合的拟声波方程,但辅助函数的物理意义并不明确.Duveneck[9 -10 ] 从胡克定律和运动方程出发,推导出VTI介质拟声波波动方程,并赋予水平和垂直应力分量明确的物理意义,而后又推广到TTI介质.2010年,Fowler等[11 ] 给出了二阶拟声波偏微分方程的一般形式,并认为它们彼此等价,可以相互转化.但几种拟声波方程都存在低速、低振幅的qSV波干扰问题,这会对正演模拟和偏移成像的结果造成影响.针对这一问题,Liu[12 ] 、Pestana等[13 ] 、Chu等[14 ] 、Zhan等[15 ] 、Barrera等[16 ] 进行了较为深入的研究. ...
Weak elastic anisotropy
1
1986
... vpn =vpz 1 + 2 δ 、vpx =vpz 1 + 2 ε 、vpz 分别为NMO速度、对称平面的切线速度、关于对称平面的法线速度,θ 为对称轴的倾角,ε 和δ 为Thomsen各向异性参数[17 ] ,ω 为角频率,kx 、kz 为空间波数. ...
TTI介质qP波逆时偏移中伪横波噪声压制方法
2
2013
... 基于以上关系,通过引入一个辅助波场函数 q (ω ,kx ,kz ),可以得到TTI介质二阶耦合qP波波动方程[10 ,18 ] : ...
... 由式(22)可知,当ε=δ 时,横波相速度为零,这意味着介质中不存在这种干扰波的传播,因而也就达到了压制伪横波的目的.后来,很多学者对耦合拟声波方程进行解耦,发展了纯qP波方程,从而避免了伪横波的干扰[14 -15 ,27 ] ,但计算十分复杂;也有学者利用滤波方法压制伪横波,取得了很好的效果[18 ] . ...
任意偶数阶精度有限差分法数值模拟
2
1998
... 可得差分系数[19 ] .差分权系数为: ...
... 确定[19 ] .解系数方程可得: ...
A perfectly matched layer for the absorption of electromagnetic waves
1
1994
... 边界反射的处理是正演模拟中的一个重要问题.目前效果最好、应用最广泛的是1994年由Berenger[20 ] 从电磁领域引入的完全匹配层(PML)边界条件.理论上,该边界条件可以完全吸收以任意角度、任意频率入射的波动,很多学者在此基础上进行了研究[21 -22 ] .下面介绍了基于TTI介质的改进的PML边界控制方程,并给出了其相应的高阶有限差分格式. ...
Application of the perfectly matched absorbing layer model to the linear elastodynamic problem in anisotropic heterogeneous media
3
2001
... 边界反射的处理是正演模拟中的一个重要问题.目前效果最好、应用最广泛的是1994年由Berenger[20 ] 从电磁领域引入的完全匹配层(PML)边界条件.理论上,该边界条件可以完全吸收以任意角度、任意频率入射的波动,很多学者在此基础上进行了研究[21 -22 ] .下面介绍了基于TTI介质的改进的PML边界控制方程,并给出了其相应的高阶有限差分格式. ...
... 首先,在复数空间进行坐标变换[21 -22 ] ,得到复数空间坐标系下的TTI介质二阶拟声波波动方程为(以方程(6)第一式的左边界为例,其它边界同理): ...
... 在利用完全匹配层边界条件对边界进行处理时,衰减函数的选择至关重要.如果选择的衰减函数不合适,将会产生不同程度的边界反射,无法发挥出PML边界的优势.Hastings等[23 ] 、Collino等[21 ] 、Groby等[24 ] 都对衰减函数进行了发展,以下为文中所用的衰减函数: ...
A Perfectly Matched Layer absorbing boundary condition for the second-order seismic wave equation
2
2003
... 边界反射的处理是正演模拟中的一个重要问题.目前效果最好、应用最广泛的是1994年由Berenger[20 ] 从电磁领域引入的完全匹配层(PML)边界条件.理论上,该边界条件可以完全吸收以任意角度、任意频率入射的波动,很多学者在此基础上进行了研究[21 -22 ] .下面介绍了基于TTI介质的改进的PML边界控制方程,并给出了其相应的高阶有限差分格式. ...
... 首先,在复数空间进行坐标变换[21 -22 ] ,得到复数空间坐标系下的TTI介质二阶拟声波波动方程为(以方程(6)第一式的左边界为例,其它边界同理): ...
Application of the perfectly matched layer (PML) absorbing boundary condition to elastic wave propagation
1
1996
... 在利用完全匹配层边界条件对边界进行处理时,衰减函数的选择至关重要.如果选择的衰减函数不合适,将会产生不同程度的边界反射,无法发挥出PML边界的优势.Hastings等[23 ] 、Collino等[21 ] 、Groby等[24 ] 都对衰减函数进行了发展,以下为文中所用的衰减函数: ...
A time domain method for modeling viscoacoustic wave propagation
1
2004
... 在利用完全匹配层边界条件对边界进行处理时,衰减函数的选择至关重要.如果选择的衰减函数不合适,将会产生不同程度的边界反射,无法发挥出PML边界的优势.Hastings等[23 ] 、Collino等[21 ] 、Groby等[24 ] 都对衰减函数进行了发展,以下为文中所用的衰减函数: ...
Seismic signatures and analysis of reflection data in anisotropic media
1
2001
... 由于波动方程的刚度矩阵要求是对称正定的[25 ] ,当我们令vsz = 0进行声学近似时,会引起qSV波的不稳定.对于直接令vsz = 0声学近似的方程,要求各向异性参数符合ε ≥δ 这个条件[26 ] ,否则,会引起数值求解的不稳定现象.另外,在倾角θ 变化较大的区域,声波近似处理也会造成不稳定.这一问题可以通过对模型进行平滑处理来解决,但这种做法会损失运动学上的精确性.图3 为θ= 30° 时选用不同的参数分别满足ε<δ 与ε ≥δ 的情况下的数值模拟结果,以此来验证稳定性条件.图3 a选用参数为ε= 0.10、δ= 0.12,波场快照的中央出现了数值不稳定现象.由于ε 、δ 值很接近,波形比较接近椭圆各向异性的情况.图3 b选用参数为ε= 0.25、δ= 0.10,快照中未发现不稳定现象.因此,我们用拟声波方程进行数值模拟时需满足ε ≥δ 的条件. ...
Shear waves in acoustic anisotropic media
3
2004
... 由于波动方程的刚度矩阵要求是对称正定的[25 ] ,当我们令vsz = 0进行声学近似时,会引起qSV波的不稳定.对于直接令vsz = 0声学近似的方程,要求各向异性参数符合ε ≥δ 这个条件[26 ] ,否则,会引起数值求解的不稳定现象.另外,在倾角θ 变化较大的区域,声波近似处理也会造成不稳定.这一问题可以通过对模型进行平滑处理来解决,但这种做法会损失运动学上的精确性.图3 为θ= 30° 时选用不同的参数分别满足ε<δ 与ε ≥δ 的情况下的数值模拟结果,以此来验证稳定性条件.图3 a选用参数为ε= 0.10、δ= 0.12,波场快照的中央出现了数值不稳定现象.由于ε 、δ 值很接近,波形比较接近椭圆各向异性的情况.图3 b选用参数为ε= 0.25、δ= 0.10,快照中未发现不稳定现象.因此,我们用拟声波方程进行数值模拟时需满足ε ≥δ 的条件. ...
... 在声学近似的情况下,尽管把沿着对称轴方向的横波速度设为零,但是沿着其他传播方向的横波相速度并不等于零,另外,其群速度也是非零的,从而产生一种低波速、低振幅的qSV波人为干扰[26 ] ,在图4 中可以看出其波前面呈现出菱形状的波形.它不仅带来噪声干扰,而且,由于其波速较小,还会产生较为严重的数值频散,进而影响正演模拟和逆时偏移成像的数值精度.因此,必须对此伪横波噪声予以压制或消除. ...
... 在声学近似的条件下,可以通过设置各向同性层或者椭圆各向异性层来消除伪横波噪声的影响,具体做法是在激发震源附近设置震源环[9 ] ,也即,在以震源为中心的圆内使Thomsen参数ε=δ .式(22)为各向异性介质横波相速度公式[26 ] : ...
Accurate simulations of pure quasi-P-waves in complex anisotropic media
1
2014
... 由式(22)可知,当ε=δ 时,横波相速度为零,这意味着介质中不存在这种干扰波的传播,因而也就达到了压制伪横波的目的.后来,很多学者对耦合拟声波方程进行解耦,发展了纯qP波方程,从而避免了伪横波的干扰[14 -15 ,27 ] ,但计算十分复杂;也有学者利用滤波方法压制伪横波,取得了很好的效果[18 ] . ...