地球物理勘探 1-5波动方程的解及地震波的特点课件

3波动方程的解及地震波的特点本章包括：无限大、均匀各向同性介质中的平面波无限大、均匀各向同性介质中的球面波地震波的动力学特点地震波的运动学特点1

P波—波动方程无限大、均匀各向同S波—波动方程性介质中的平面波SV波

SH波{3波动方程的解及地震波的特点2

位移方程(P74)

胀缩点震源——球面纵波

震

胀缩力

物理含义无限大、各向同性源介质中的球面波性旋转力质位移方程

旋转点震源——球面横波物理含义{{{3波动方程的解及地震波的特点3惠更斯-夫列涅尔原理

地震波的运动特点射线积分理论-克希霍夫积分费马原理和波的射线

时间场和视速度定理{3波动方程的解及地震波的特点53波动方程的解及地震波的特点

在均匀、各向同性、理想弹性介质中的弹性波方程为：两边取分别散度和旋度，并且令则可得纵波方程和横波方程

63波动方程的解及地震波的特点

波动方程反映了物体波动过程的普遍规律。波动方程的求解通常是和定解问题联系起来考虑。波动方程的解就是波函数。在不同的情况下可以得到不同的解，即波函数有不同的形式。73.1无限大、均匀各向同性介质中的平面波一、沿任意方向传播的平面波直接用位移向量所表示的波动方程式求解式中：A为振幅，决定位移的大小，ψ为波的相位.2πf/V=w/V为简谐波参数，f频率，w圆频率，V波速。i为虚数符号，仅考虑实数时为简谐波。为传播项。此式表达的波函数为沿k方向传播的平面简谐波。8二、沿X轴方向传播的平面波（即）

将上式代入波的Navier方程整理简化，并令体力F=0，可得103.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波下面进一步讨论在地震勘探的初始和边界条件下，胀缩力divF和旋转力rotF的作用下，求解波函数，并分析其性质（以纵波为主）2.2.1胀缩点震源条件下的球面纵波1、初始和边界条件初始条件：在均匀各向同性介质中，炸药爆炸后产生一个均匀的力垂直作用在半径为a的球形空腔壁上。当或相对无限大空间而言，这个震源可以看成是点震源，其力位函数或者震源函数可以表示为（初始条件）122、坐标变换和球坐标下球面纵波的传播方程解已知球面纵波传播波动方程如下：

此式是直角坐标系中的波动方程，需转换到球坐标系中，即

为矢量r和z轴之间的夹角，为矢量r在xoy平面上的投影与x轴之间的夹角3.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波14各种算子在球坐标系中的表达式为：3.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波15将各种算子带入纵波的波动传播方程，得到著名的弦方程：

其解为如果使为常数，则t随r增大而增大，代表了沿r向“外”传播的波，称为发散波。代表了沿-r向“内”传播的波，即向震源方向传播的波，称为聚会波。聚会波只存在于t为负值的情况，这与实际不合，则该波是不存在的。3.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波16该式是齐次方程的解，只反映了波的传播特点。当力位函数不为零时，需求非齐次方程的解，即达朗贝尔解。将点震源用半径r=a的小球代替，小球体积为W。对上式求体积分，并令r->0,其极限情况就是点震源的达朗贝尔解。因此，上式又可写为：17左端的第一项，其特解带入则得，左端的第二项，按奥斯特洛斯公式：任意一个矢量场，若在空间域W中该场的一阶导数是存在，则该场边界S上的通量等于在W域中散度的体积分。即：1820力位函数不为零的波动方程的达郎贝尔解为：该式为用震源函数表示的波动方程的位移位解。在实际工作中，人们不可能接收到质点的位移位，而只能接收到质点的位移。地震记录上地震波的振幅A值就是反映质点的位移。所以必须把位移位转换成位移。3.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波21平面波的波前代替球面波的波前,引起的误差是平面波的传播方向偏离了真正的传播方向.如果球面波的半径足够大或者PR足够小时，可根据需要，使偏差变得很小。233.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波

2.2.2旋转点震源条件下的球面横波

球面横波有以下一些特点：球面横波以速度沿r方向向外传播位移与震源强度及其一阶导数有关位移幅度与传播距离r及其平方成反比波的转播方向和振动方向垂直质点的位移方向有两个，产生水平偏振的SH波和垂直偏振的SV波

为延迟位243.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波

2.2.3球形空腔震源条件下的地震波

点震源是一种数学抽象，它和实际激发的震源是有差别的。在地震勘探中广泛使用的震源是爆炸震源、重锤震源，可控震源等，这类震源可以描述为在弹性介质中挖一个半径为a的球形空腔，炸药包放在空腔的中心。并作如下的假设：

⑴炸药包本身具有球对称性，即作用在球腔壁上的力是均匀的正压力（胀缩力）；⑵球形空腔半径相对于炸药包半径是足够大，以致爆炸冲击波未能使空腔壁发生塑性变形，而是保持弹性形变。

26可利用点震源的球形对称求解问题，只需将纵波波动方程的解得延迟位“”换成“”。则纵波的传播方程解为：该式表示了弹性波是从空腔的球面处开始向外传播的。若令：其位移解u则为：因此，要确定和球腔胀缩P(t)的关系：3.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波273.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波①初始条件：②边界条件(应考虑在球腔壁上存在着作用力的边界条件）：应用球坐标的虎克定律，求积分得出：283.2无限大、均匀各向同性介质中的球面波

2.2.4任意震源的地震波

对于任意震源，一般可以分解为若干个点震源和球形震源的迭加和；其波动方程的解原则上也可以利用叠加原理，将每一个分解后的单个震源求解后，再将其相加求和就可以得到任意震源方程的解

303.3地震波的动力学特点

地震波的动力学特征：就是有地震波的动力学参数来体现的。地震波的动力学参数：用于描述地震波振动特征的参数，包括波的振幅（A）、频率(f)或周期(T)、相位、波速、偏振及衰减等特点。在实际工作中，纵波的激发可以利用炸药、气枪、电火花等很方便地得到，而横波的激发则相对困难一些，而且其激发能量一般也比较弱。特别是地表附近的含水风化层有利于纵波的传播和纵波的垂直出射，因此纵波的激发和接收都比较容易，而风化层对横波的传播和接收都比较困难。因此，目前的横波勘探的深度一般大致在1000米内。换句话说，目前的勘探方法主要还是纵波勘探。

313.3地震波的动力学特点2.3.1球面纵波的传播特点在球坐标中，纵波的质点位移为：1、远离震源的球面纵波(1/r>>1/r2)(r/λ>>1)2、近震源的球面纵波（1/r2>>1/r）(r/λ<<1)323.3地震波的动力学特点在近震源区域，质点振动规律（波函数）主要与震源函数有关；而在远震源区域，质点振动主要与震源函数的导数有关。在近震源区域，质点振动的位移振幅主要与传播距离的平方(r2)成反比，衰减较快；而在远震源区域，质点振动的幅度主要与传播距离r成反比，衰减较慢。当传播距离r很大时，地震波的振幅趋于稳定，在一个波动带内r可视为常数。33

3、波前、波带及波尾

地震勘探通常都是在远离震源处观测质点的位移，因此，在远震源情况下，进一步讨论有关波前、波带和波尾的概念。按照点震源的定义，则震源函数有：其一阶导数可表示为：（初始条件）3.3地震波的动力学特点34由上式可知的存在条件是：

即波从O点出发，经过到达(q点)，再经过时间到达(p点)，称p点为波前,以为半径的球面为波前面,q点为波尾，以为半径的球面为波尾面，和之间为波带。相应地，可以分为波前区（表示尚未波动的区域）、波尾区（波动已结束的区域）和波动区（正在波动的区域）。3.3地震波的动力学特点注意：某个时刻的波前、波尾35

在波动区，相邻质点的位移状态是不相同的，这是由于确定质点位移的震源函数的一阶导数是变化的。对于每个给定的时刻，波动带的质点可以是相互靠近，形成质点局部密集带，称为压缩带；也可以是彼此分开，形成局部的疏松带，称为膨胀带。压缩带和膨胀带不断交替更换，使地震波不断向前传播，即纵波（胀缩波）的传播特点。3.3地震波的动力学特点363.3地震波的动力学特点可用体应变来定量阐述又：则有：体应变的符号取决于震源的二阶导数的符号。假设震源函数在△t时间为一个简单的连续信号，则一阶导数至少有一次经过零点，二阶至少有两次零点。则体应变将从正->负->正（或者负->正->负），即疏松带->压缩带->输松带。因此，纵波在波动带内至少有三个不同的胀、缩带。373.3地震波的动力学特点

2.3.2地震波的波剖面和振动图波剖面：在某一固定时刻，观测波动带内，沿波的传播方向(r)各质点的位移状态图形(up-r)。正值表示压缩，负值表示膨胀。正峰值为波峰，负峰值为波谷。振动图：在某一传播距离处，观测波动带内某个质点随时间的位移变化状态图形(up-t)。振动图的极值（正或负）称为相位。极值的大小为振幅。

注意：单道地震记录是振动图。

多道地震记录包含了振动图和波动图.383.3地震波的动力学特点视波长：在波剖面上，正峰值为波峰，负峰值为波谷，波峰之间的距离为视波长。视波数：视波长的倒数称为视波数。视周期：在振动图上，相邻正极值（或负极值）之间的距离为视周期。视频率：视周期的倒数称为视频率。

有如下一些关系：

这里引入了视周期、视波长、视波数和视频率等概念，因为是实际观测到的数据。393.3地震波的动力学特点

2.3.3能流密度和球面扩散

1、能流密度

地震波的传播实质上就是能量的传播。射波通过的介质体积为W，介质的密度为，对简谐振动，则波的能量：即波的能量与振幅平方、频率平方、介质密度和体积成正比。能量密度：包含在介质中单位体积内的能量：能流密度或波的强度I：单位时间内通过介质面积S的能量为能流通量，则单位时间内通过单位面积的能量为能流密度或波的强度I即波的强度正比于波的振幅平方、频率平方、速度及介质密度。40由上式可得出以下结论：在其他条件相同时，地震波的振幅A与√I,成正比，I大则A大；在I、w、△W一定时，密度大的岩石与密度小的岩石相比，其振幅要小，即在致密岩石中要获得相同的振幅就需要更多的能量（未考虑吸收）。高频的波与低频的波，要获得相同的振幅，则需要更多的能量。3.3地震波的动力学特点413.3地震波的动力学特点球面波沿r方向传播，S3中无能量流通，波仅从面流入，从面流出，因此，通过这两个面的能流通量相等。即：则：

结论：波的强度与传播距离成反比。波的振幅与传播距离成反比是几何扩散，不存在能量损失，仅是能量的重新分配，这种能量变化与地下岩石弹性参数无关。423.3地震波的动力学特点2.3.4波场的频谱分析

时间域非周期函数x(t)的傅立叶变换对为：

式中，为频率域复函数，称为x(t)的频谱，该式表明任何一个非周期函数x(t)都是由不同频率，不同振幅和不同相位的简谐振动之和组成。复函数可以表示为

其中：

称为x(t)的振幅谱，表示了每个简谐分量对x(t)振幅的贡献；

称为x(t)的相位谱，表示了各个简谐振动之间的相位关系。43443.3地震波的动力学特点由振幅谱可知时间函数x(t)中包含的简谐波频率成分及相应的幅度值，由相位谱可知参与叠加的各频率简谐波的初相位。如果研究波剖面，则将自变量时间t换为距离x，f换为k，相应的傅立叶变换为

这就是波剖面的波数谱分析。如果对二维地震记录一次完成二维傅立叶变换，则完成了频率波数（频波）分析。453.3地震波的动力学特点频谱分析就是将整个时间域中的信号F(t)通过傅立叶正变换求得振幅谱和相位谱。表示了整个时间域内每个简谐分量对F(t)的贡献；但是它们不能表示每个时刻的频谱特征，即瞬时频谱三瞬数字处理技术是为了研究瞬时频谱。该技术可以得到信号在每个时刻的瞬时频谱。瞬时频谱分析技术在研究岩石的岩性和识别小断层等地质现象时很有价值。瞬时频谱分析是基于复信号分析为基础的复信号u(t)表示为

式中，表示实际地震信号，表示的希尔伯特变换463.3地震波的动力学特点

则:瞬时振幅瞬时相位瞬时频率这样，就可以得到三瞬剖面。473.3地震波的动力学特点

频谱分析的应用：识别不同的地震波。不同的地震波的频谱是不一样的，也就是说它们的视波长、视周期、视速度等特征不一样。这样，我们就可能利用各种方法（包括仪器、野外、处理…等）剔除或压制干扰波，而加强有效波。识别岩性。不同岩石、岩性、厚度的的地层的频谱是不一样的。比如砂岩含油气后其频率可能变低，其速度也可能变低。

48493.3.5地震波的极化

波的极化：纵波质点位移的方向与波的传播方向一致，横波质点的位移方向与波的传播方向垂直，这样的现象叫做波的极化。线性极化波：质点振动在一条直线上的波，如纵波、横波；面极化波：质点位移是在一个平面内做曲线运动研究波的极化可以识别不同的波，还可以确定最有利的接收方向。3.3地震波的动力学特点503.3地震波的运动学特点波的运动学特征就是研究波的传播时间和空间的关系。波的传播理论：最早由荷兰科学家惠更斯提出，但只是一个实验总结，只能给出波在传播空间中的几何位置，而且没有数学证明。夫列涅尔对波的传播做了物理解释和简单的定量计算，即惠更斯-夫列涅尔原理。计算结果虽不是很精确，没有解决如何定量一个观测点的波场问题，但形成波传播的运动学基础。1883年，德国科学家克希霍夫利用绕射积分理论解决了波场的定量计算问题。513.3地震波的运动学特点2.3.1惠更斯-夫列涅尔原理

惠更斯原理:在空间中，任意时刻波前面上的每一个点都可以看成是一个新的点源，并由它产生二次扰动形成元波前，各个元波前的包络就是下一个时刻的新波前的位置。

惠更斯-夫列涅尔原理:波前面上各个新点源产生的二次扰动，都可以传播到空间上任意一个观测点M上，形成相互干涉的叠加振动；该叠加振动就是该观测点M的总扰动，即M点的波场。522.3地震波的运动学特点2.3.2绕射积分理论-克希霍夫积分式

波前面上任意一个新点源发出的元波前可称为广义绕射子波；空间中任意一点的波场就是所有绕射子波的积分和。具有严格的数学推导，不仅给出了波的传统的几何（射线）传播理论，而且给出了质点位移（波形）方程。克希霍夫给出了更普遍情况下的波动方程的解，即达朗贝尔方程解。这种解法已经广泛应用于地震勘探中。广义克希霍夫积分式532.3地震波的运动学特点1、延迟位式中的前一项为体积分，后一项为面积分，实际中常常不能同时存在的。如a图，在t=0时刻从M1点的球体中向外发出弹性波，该波源区的半径为a。则在t=t1时刻的波前将是半径为“a+Vt1”球面。若积分域取得比W球体还大，即闭合面S在W球面之外，显然，弹性波到达观测点M时，绝不可能到达S面上，S面上的位函数及导数必然为零，只有第一项。这一结果称为波场在M(x,y,z)的延迟位，表示了在t时刻M的波场是从震源M1在“t-R/V”时刻发出的。

图b是任意波源区，任何一块dW发出的波都要经过R/V时延后才能到达M点。因此，在t时刻波源区W0对M点的波函数是所有子波源发出的波，经过不同R/V延迟后，于t1时刻到达M点的叠加积分和。542、空间域W内无体积波源，或者在震源作用时间△t之后W域中无波源，此时，体积分为零，只有面积分：3、若观测点M1在空间域W以外，则克希霍夫积分式不成立，两积分之差为零。则无法用格林公式求解波场。若M点取在空间域W以内，则两积分之差为等于M点t时刻的波函数。2.3地震波的运动学特点553.3地震波的运动学特点3.3.3费马原理和波的射线

费马原理：波沿垂直于波前面的路径传播时，其时间最短。这个路径就是波场的射线方向，因此也可以说波沿射线方向传播的时间最短。费马原理也叫费马最小时间原理。它是从射线原理来描述波的传播，克希霍夫积分是从广义绕射理论来描述波的传播。可以证明，波的主要能量集中在射线方向上或者是在射线附近。注意：应用费马原理不仅适用于均匀介质，而且适用于非均匀介质。可以利用费马原理进行射线追踪。563.3