復(fù)雜TTI介質(zhì)穩(wěn)定的純qP波波場模擬方法

胡書華　王宇超　劉文卿　周　陽

(①中國石油勘探開發(fā)研究院西北分院，甘肅蘭州 730020；②同濟大學(xué)海洋與地球科學(xué)學(xué)院波現(xiàn)象與反演成像研究組，上海 210092)

1　引言

隨著勘探目標的復(fù)雜化與多樣化，地震勘探對地下介質(zhì)精確成像的需求不斷提高。Baysal等[1]于1983年提出的逆時偏移(Reverse time migration，RTM)技術(shù)，因其成像精度高、適應(yīng)復(fù)雜介質(zhì)等優(yōu)點，已得到廣泛的研究與應(yīng)用[2-5]； 而作為縱波勘探中逆時偏移技術(shù)的基礎(chǔ)，高效而精確的準縱波(quasi-P wave，qP波)模擬算法也處于持續(xù)發(fā)展中。同時，由于地下介質(zhì)普遍具有各向異性特性，因此當前精確成像算法對地下各向異性高精度近似的要求越來越高[6]。

自1998年Alkhalifah[7]提出將各向異性物性對稱軸方向橫波速度設(shè)置為零的聲學(xué)近似思想以來，基于該思想的各向異性介質(zhì)qP波模擬算法得到快速發(fā)展： Alkhalifah[8]導(dǎo)出聲學(xué)近似下TI介質(zhì)四階控制方程， Zhou等[9]將該方程分解為兩個二階微分方程； Du等[10]和Fowler等[11]也導(dǎo)出了不同形式的二階qP波控制方程。

近年，F(xiàn)letcher等[12]、Duveneck等[13]、Zhang等[14]發(fā)現(xiàn)這些方程在實際應(yīng)用中會遇到“聲學(xué)近似導(dǎo)致的橫波干擾”和“物性對稱軸變化劇烈處波場傳播不穩(wěn)定”兩個問題，分析其原因并提出了不同的解決方案： Flecher等[12]采用添加有限橫波速度的方法，導(dǎo)出有限橫波方程，消除偽橫波并保證穩(wěn)定性； Duveneck等[13]則從一般介質(zhì)本構(gòu)方程出發(fā)，導(dǎo)出了更加符合物理意義的穩(wěn)定的qP波傳播控制方程； Zhang等[14]在該方程中添加自共軛二階微分算子來保證其穩(wěn)定性。

近期關(guān)于純qP波模擬的研究主要集中在有效各向同性模型近似算法和擬微分算子分解方法。如Alkhalifah等[15]的各向同性近似算法在很大程度上改善了RTM效率； Xu等[16，17]提出擬微分算子分解方法并對其進行了改進，將偽微分算子分解為一個標量算子和一個微分算子，該方法得到的波場不受偽橫波干擾，且波場模擬精度較高。

本文基于Xu等[17]的擬微分算子分解思想，分析了分解后標量算子和橢圓微分算子的頻散特性，推導(dǎo)出對應(yīng)的TTI介質(zhì)一階qP波控制方程，并用交錯網(wǎng)格高階有限差分算法對方程實施求解，得到復(fù)雜TTI介質(zhì)穩(wěn)定的純qP波模擬的結(jié)果。

2　新的純qP波控制方程

2.1　算子分解思路

從一般介質(zhì)本構(gòu)關(guān)系出發(fā)，求解Christoffel方程得到qP-qSV耦合相速度公式，進而可導(dǎo)出各向異性介質(zhì)頻散關(guān)系。據(jù)Alkhalifah[7]聲學(xué)近似思想，令VSz=0，有VTI介質(zhì)qP-qSV耦合頻散關(guān)系

(1)

式中：ω為角頻率；VPz為P波垂向速度；ε和δ為Thomsen各向異性參數(shù)；kx、ky和kz分別為x、y和z方向的波數(shù)。

考慮Alkhalifah[8]給出的VTI介質(zhì)標量擬微分方程

(2)

該式即為VTI介質(zhì)qP波傳播控制方程，注意方程中的所有參數(shù)都是空間變化的。式(2)的頻散關(guān)系與式(1)相同，即與彈性P波的頻散關(guān)系一致，表明其能夠準確地模擬qP波傳播。然而，式(2)是一個偽微分方程，在數(shù)值上不易求解。因此，Xu等[17]提出將式中偽微分算子分解為一個橢圓微分算子和一個標量算子的思路。式(2)對應(yīng)的頻散關(guān)系可容易地表達成

(3)

定義單位波數(shù)矢量

(4)

將其代入式(3)，同時對式(3)中根式項進行變換，得到

(5)

記式(5)等號右側(cè)含有單位波數(shù)矢量分量的乘積項為標量算子Se，剩余部分變換到時空域，則為橢圓微分算子

(6)

(7)

式(6)即為橢圓微分算子； 式(7)為標量算子。

式(3)～式(7)即為算子分解下的橢圓微分算子分解方法。算子分解的主要目的在于改造原偽微分方程，將其中不易求解的偽微分算子分解為容易求解的橢圓微分算子和標量算子，在保持波場模擬精度的同時實現(xiàn)方程高效求解。

2.2　算子頻散特性分析

考慮對新算子的頻散特性進行分析，同時與精確qP波頻散關(guān)系進行對比，以研究新算子對于波場的作用。

式(6)對應(yīng)的頻散關(guān)系可寫成

(8)

考慮二維情況，給定參數(shù)VPz=3000m/s、ε=0.24、δ=0.1，繪制精確頻散關(guān)系曲線(式(1))、橢圓微分算子頻散關(guān)系曲線(式(8))及本文推導(dǎo)的式(6)和式(7)對應(yīng)的頻散關(guān)系曲線。由圖1可見，橢圓微分算子接近于精確qP波頻散關(guān)系，然而兩者存在明顯的數(shù)值差； 分析式(8)可知兩者相差的量來自于標量算子Se的作用。同時，采用本文新方程所得頻散關(guān)系曲線與精確頻散關(guān)系曲線相一致。因此可知，該偽微分算子分解方法實際上相當于用標量算子Se對橢圓微分算子進行校正。

進一步分析校正項Se的作用，記標量算子Se=1+ΔSe，則有

(9)

二維情況下，將頻散關(guān)系式轉(zhuǎn)換到極坐標系(R，θ)下，繪制的精確頻散關(guān)系曲線、橢圓微分算子關(guān)系曲線、標量算子ΔSe項頻散曲線以及本文新算子的頻散關(guān)系曲線如圖2所示。可見ΔSe項的數(shù)值在-0.05～0之間，是對橢圓微分算子的一種微小補償，目的在于將其校正到精確頻散關(guān)系。同時從該圖可知，式(6)與式(7)組成的新算子可保持精確的qP波頻散關(guān)系， 因此具有較高的qP波模擬精度。

圖1　　　　精確的qP波頻散關(guān)系、橢圓微分算子及本文頻散關(guān)系對比

圖2　　　　極坐標下精確頻散關(guān)系、標量算子、橢圓微分算子及本文頻散關(guān)系對比

2.3　TTI介質(zhì)純qP波控制方程

為了數(shù)值實施方便，引入輔助波場p、q和r，同時將式(6)寫為一階形式

(10)

Se=

(11)

式(11)與式(10)共同組成了VTI介質(zhì)純qP波控制方程。

對于TTI介質(zhì)，仿照Zhang等[14]和Bube等[18]的確保穩(wěn)定性做法，在旋轉(zhuǎn)坐標系下引入自共軛微分算子

(12)

式中： “·”為u、p、q、r中任一種量；θ表示TTI介質(zhì)物性對稱軸傾角；φ為對稱軸方位角； 上標“T”表示轉(zhuǎn)置運算。用新的算子依次替換式(10)和式(11)中的微分算子，可得旋轉(zhuǎn)坐標系下的TTI介質(zhì)純qP波傳播控制方程

(13)

(14)

式(12)～式(14)共同構(gòu)成TTI介質(zhì)純qP波傳播控制方程。該控制方程來自于偽微分算子分解得到的新算子，與精確的qP波頻散關(guān)系相同，且方程推導(dǎo)過程中未做任何近似，將此用于TTI介質(zhì)qP波模擬具有較高的精度。

3　數(shù)值算法

本文采用交錯網(wǎng)格高階有限差分數(shù)值解法求解式(12)～式(14)，在t時刻計算質(zhì)點位移u，在t-Δt/2時刻計算輔助波場p、q和r。

考察式(12)～式(14)發(fā)現(xiàn)，t+Δt時刻波場u的計算不僅需要t時刻的波場u，還需t+Δt/2時刻輔助波場p、q和r分別關(guān)于x、y和z的微分； 同樣地，t+Δt/2時刻輔助波場p、q和r的計算不僅需t-Δt/2時刻的波場p、q和r，還需t時刻波場u關(guān)于x、y和z的微分。因此，為了避免插值，提高計算精度，本文采用Lebedev交錯網(wǎng)格[19，20](圖3)。其中：在方點位置處計算波場u和標量算子Se； 在圓點位置處計算輔助波場p、q和r。

(15)

(16)

式中：f(t)為震源函數(shù)；F為f的離散變量。

圖3　式(12)～式(14)的Lebedev交錯差分網(wǎng)格格式

這里需要注意的是，式(13)和式(14)中雖然都有Gxu、Gyu和Gzu項，但前者在p、q和r的位置計算，而后者在u的位置計算。兩者計算的位置不同，雖然可以通過插值得到不同位置的數(shù)值，但為了保證計算的精度，對兩處位置分別計算波場u的梯度。兩者差分公式略有區(qū)別，可根據(jù)網(wǎng)格位置類似寫出。計算復(fù)雜度雖然增加了波場u梯度的1次計算，但保證了波場模擬的精度。

至此，給出了用Lebedev交錯網(wǎng)格高階有限差分求解式(12)～式(14)的數(shù)值算法。為了保證波場模擬的精度和穩(wěn)定性，引入了Lebedev交錯網(wǎng)格，同時采用波場梯度2次計算的數(shù)值算法策略。

4　模型數(shù)據(jù)測試

4.1　均勻TTI介質(zhì)模型

給定均勻TTI介質(zhì)參數(shù)：VPz=3000m/s，ε=0.1，δ=0.024，網(wǎng)格數(shù)為400×400，網(wǎng)格尺寸10m×10m，震源子波主頻為16Hz，震源位于網(wǎng)格中心位置，時間步長1ms，時間方向采用2階差分，空間方向采用10階差分。其0.6s的波場快照如圖4所示?？梢奆letcher有限橫波法和本文方法得到的波場中qP波成分與彈性波場中P波成分一致，表明兩者均能較好地保持P波傳播特征。但是有限橫波法得到的qP波場中存在明顯的殘余橫波干擾，而本文方法得到的純qP波場已經(jīng)完全消除了殘余橫波干擾，表明本文方法不受偽橫波干擾的影響。

4.2　雙層TTI介質(zhì)模型

設(shè)計雙層TTI介質(zhì)模型如圖5所示，模型在2500m深度位置存在反射界面。對其分別進行常規(guī)網(wǎng)格有限差分彈性波模擬、有限橫波法模擬以及本文提出的純qP波方法模擬，所得結(jié)果如圖6所示。模擬參數(shù)與上述均勻TTI介質(zhì)一致。

圖4　均勻TTI介質(zhì)模型600ms波場快照對比

圖5　水平雙層TTI介質(zhì)模型

圖6　水平雙層TTI介質(zhì)模型550ms波場快照對比

分析圖6可知，從全彈性波波場快照可以分辨出直達縱波、直達橫波以及各種轉(zhuǎn)換波，如反射縱波、反射橫波、透射縱波、透射橫波；而有限橫波法得到的波場中不僅存在殘余直達橫波干擾，也存在殘余的透射和反射橫波干擾；本文方法得到的純qP波波場中只有縱波成分，不存在殘余橫波干擾，且縱波波前特征與全彈性波場中的縱波特征一致，證明本文方法的有效性。

4.3　復(fù)雜TTI介質(zhì)模型

本文從BP-TTI模型中截取一塊各向異性參數(shù)復(fù)雜的區(qū)域，如圖7所示。模型網(wǎng)格數(shù)為1801×1801，網(wǎng)格尺寸為6.25m×6.25m?？煽吹侥Ｐ椭写嬖诖罅慷竷A斷層，各向異性對稱軸傾角參數(shù)θ在某些位置有突變現(xiàn)象，這對于波場的穩(wěn)定模擬帶來挑戰(zhàn)。

將震源放置于模型中心位置處，采用常規(guī)網(wǎng)格有限差分彈性波模擬方法、有限橫波方法、本文方法分別進行波場模擬，得到1000ms和1500ms波場快照如圖8和圖9所示。

圖9　BP TTI模型1500ms波場快照對比

由波場模擬結(jié)果可知，有限橫波法和本文方法所得到的波場，其P波波前特征與全彈性波波場一致，表明兩者對于波場中的縱波成分能較好地進行模擬。但是，有限橫波法波場中存在殘余偽橫波干擾，且殘余偽橫波在傳播過程中又產(chǎn)生殘余的反射、透射橫波干擾；而本文方法能得到干凈的純P波波場，不存在殘余橫波干擾。表明本文提出的方法能夠適應(yīng)各向異性物性對稱軸參數(shù)劇烈變化情況，得到穩(wěn)定的無橫波干擾的純qP波波場。

5　結(jié)論

本文基于Xu的偽微分算子分解思路，結(jié)合旋轉(zhuǎn)坐標系下的自共軛微分算子導(dǎo)出穩(wěn)定的一階純qP波控制方程，同時在Lebedev交錯網(wǎng)格框架下給出其高階有限差分算法，在復(fù)雜各向異性模型中得到了穩(wěn)定傳播的qP波場。由算子頻散分析以及均勻TTI模型、雙層TTI模型以及復(fù)雜TTI介質(zhì)模型純qP波波場模擬試驗可知，相對于其他qP波模擬算法，本文提出的純qP波模擬算法不受偽橫波的干擾，且對各向異性物性對稱軸參數(shù)變化有更好的適應(yīng)性，在物性對稱軸傾角參數(shù)變化劇烈時也能得到穩(wěn)定的純qP波波場。

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