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『貳』 無限大均勻各向同性介質中彈性波場及特徵

波動方程反映了波傳播的基本規律，若給定具體條件，可通過求解波動方程實現地震波場的正、反演。波動方程的解就是波函數，波函數的變化規律描述了地震波場的特徵。

8.3.1 無限大均勻各向同性介質中的平面波

設

勘查技術工程學

代入彈性波方程得到滿足，則可認為U為彈性波方程的位移解。

在（8.3-1）式中：A 為振幅項，決定位移的大小，為簡諧波參數，f 為頻率，ω為角頻率，v 為波速；

i為虛數符號，e^iφ=cosφ+isinφ，僅考慮實數時為簡諧波。

k₁x+k₂y+k₃z-vt為傳波項，k₁x+k₂y+k₃z-vt=0為平面方程，K=K（k₁，k₂，k₃）為平面的法向量，對固定的時間t，平面方程表示了以K為法向量的平面，波前均在這個平面上。

稱（8.3-1）式表達的波函數為平面簡諧波，當K是任意矢量時，也稱為沿任意方向傳播的平面簡諧波。

若取K沿x方向，即k₁=1，k₂=k₃=0，則

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其位移分量

勘查技術工程學

將（8.3-3）式代入彈性波分量式得

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①當 v=v _P=時，解（8.3-4）式得，A₁ =，而 A₂=A₃=0，從而有

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（8.3-5）式說明，沿 x 方向傳播的平面波波速為縱波速度時，沿 x 方向的位移分量u=，而其他位移分量為零，波的傳播方向 K 與質點位移方向d 一致（K∥d）。故稱為平面縱波，也稱為脹縮波，通常簡稱為 P波（Pressure Wave）。

②當 v=v _S=時，（8.3-4）式解為 A₁=0，A₂ =，A₃ =，從而有 u′=0，v′=，w′=。結論說明，沿 x 方向傳播的平面波波速為橫波速度時，波的傳播方向與質點位移方向垂直（K⊥d），故稱為平面橫波，也稱為剪切波，簡稱 S 波（Shear Wave）。S 波有兩個質點振動方向，稱質點沿 z 軸振動的S波分量為垂直偏振的剪切波，簡稱SV（Vertical）波；質點沿 y 軸振動的S波分量稱為水平偏振剪切波，簡稱SH（Horizontal）波。

總之，彈性波由三個相互垂直的分量組成，故稱為三分量地震波，它們分別為P波、SV波和SH波。

8.3.2 無限大均勻各向同性介質中的球面波

在地震勘探中，一般是用點源激發地震波，點源激發的地震波以球面波形式向外傳播。因此，討論球面波的波場特徵更具有實際意義。

據彈性波動理論，在均勻各向同性介質中，力源的類型與所產生的波具有一一對應關系，即脹縮力產生縱波，旋轉（剪切）力產生橫波。以下分別討論脹縮點源產生的球面縱波和旋轉點源產生的球面橫波。

8.3.2.1 脹縮點源與球面縱波

（1）地震勘探中的脹縮點源

在地震勘探中廣泛用井中爆炸作為激發震源。在均勻各向同性介質中，炸葯爆炸後有一個均勻的力垂直作用在半徑為a的球形空腔壁上。當空腔半徑a→0，或相對無限大空間而言，用該方法產生的震源可看作一個脹縮點源。點源的力位函數或震源強度函數可用下式表示：

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該式也稱為脹縮點源的初始條件。

（2）球面縱波的傳播方程解

在均勻各向同性介質中激發點源，點源所產生的脹縮力的作用面具有球對稱性，因此所產生的波前面是一個球面，故稱為球面波。

已知縱波波動方程為式（8.2-12），當力位函數Φ（t）=0時，波動方程為

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這是直角坐標系中的波動方程，稱為傳播方程。為求解方便，可將（8.3-7）式轉換到球坐標系為

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式中：φ₁=rφ，r為球面法線方向，該式為球坐標一維波動方程。可用達朗貝爾法解得

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式中：f₁ （t-）為發散波，f₂ （t+）為會聚波。按實際物理含義，最後得滿足波動方程的解為

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式中f為任意函數。

當考慮t≤Δt時，力位函數不為零，即需求解非齊次方程。

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將點源用半徑r=a的小球體代替，設小球體體積為W，對（8.3-11）式求體積分，並令球半徑r-→0，可得

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若令

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求解（8.3-12）式積分方程。

力位函數不為零的波動方程解為

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該式為用震源函數表示的波動方程位移位解，其中Φ₁（t）也稱為震源強度。

（3）球面縱波的位移解

在地震勘探中，接收到的地震波振幅值反映的是質點位移，為此需求取位移解。利用位移矢量與位移位的關系，球面縱波的位移U_P為

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該式的物理含義為：

ⓐ球面縱波以速度 v_P沿 r 方向向外傳播；ⓑ位移函數與震源強度Φ1（t）及一階導數有關；ⓒ位移幅度與傳播距離 r 及r² 成反比；ⓓ質點位移方向（r）與波的傳播方向（r）一致；ⓔ「t-」表示延遲位；ⓕ質點位移在一維空間內振動，稱此波為線性極化波。

8.3.2.2 旋轉點源與球面橫波

如果在討論縱波的各種假設條件不變，僅將震源的性質由脹縮力變為旋轉力，依照縱波方程的解法，可得旋轉點源作用下，橫波波動方程位移位的解為

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位移解為

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式中：e_r、e_α、e_β為球坐標系中的三個單位矢量，其中

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（8.3-18）式為球坐標中的三個位移分量，Ψ_x、Ψ_y、Ψ_z是震源強度Ψ的三個分量。

（8.3-18）式的物理含義如下。

ⓐ球面橫波以速度 v_S沿 r 方向向外傳播；ⓑ位移分量函數與震源強度Ψ（t）及一階導數有關；ⓒ位移幅度與傳播距離 r 及r² 成反比；ⓓ波的傳播方向（r）與質點位移方向（e_α，e_β）垂直。質點位移方向有兩個，沿 e_α方向的質點位移稱為垂直偏振波（SV），沿 e_β方向的質點位移為水平偏振波（SH）；ⓔ「t-」表示延遲位；ⓕ橫波仍為線性極化波。8.3.3 地震波的動力學特徵

由震源激發的縱（橫）波經地下傳播並被人們在地面或井中接收到的地震波，通常是一個有一定長度的脈沖振動，用數學公式表示就是前節討論的位移位或位移解。該式是一個函數表達式，它描述了介質質點的振動規律，應用信號分析領域中的廣義術語，可稱為振動信號，在地球物理領域稱為地震子波。對一個隨時間變化的振動信號，描述其特徵的有振動幅度（簡稱振幅）A、振動頻率f（或周期T）、初相位φ。若考慮信號隨空間變化，則還有波長λ或波數k。稱用於描述地震波振動特徵的參數A、f、T、φ、λ、k為地震波動力學參數。所謂地震波的動力學特徵就是由地震波的動力學參數來體現的。以下討論以球面縱波為例。

8.3.3.1 球面縱波的傳播特點

球面縱波的位移解為（8.3-15）式，在位移解U_P的表達式中，其振動幅度既與傳播距離r²、r有關，又與震源函數Φ（t）及Φ′（t）有關。分兩種情況討論：

（1）近震源情況

當靠近震源時，r比較小，有條件

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則

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可見在近震源時，質點位移U_P與震源函數Φ（t）成正比，與r²成反比。

（2）遠震源情況

當波傳播遠離震源時，r比較大，這時有

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則

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在遠離震源時，質點位移U_P與震源函數的一階導數Φ′（t）成正比，與傳播距離r成反比。

綜合兩種情況可得出以下結論：

①在近源區，質點振動規律（波函數）主要由震源函數Φ（t）確定；而在遠震源區，質點振動規律主要由Φ′（t）確定。說明隨著傳播距離r的變化，地震子波函數在不斷發生變化。這一點也說明了地震子波的復雜性。

②在近源區，位移振幅與r²成反比衰減，衰減較快。在遠源區，位移振幅與r成反比衰減，衰減較慢。當r很大時，地震波振幅逐漸趨於穩定。

（3）波前、波帶及波尾

通常地震勘探是在遠離震源區的位置觀測地震波。因此，在上述討論遠震源情況的基礎上，要進一步討論有關波前、波帶和波尾的概念。

已知遠離震源時，質點位移函數由震源函數的一階導數Φ′（t）確定，而Φ′（t）又是由Φ（t）確定的。按照脹縮點源的定義，假設點源是一脈沖震源於t=0時開始作用，作用延續時間為Δt，則震源函數Φ（t）為

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其一階導數Φ′（t-）可表示為

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由（8.3-22）式Φ′（t-）的存在條件

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當t=t₁時，波動在空間的存在范圍是

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或

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式中：r₁=v_P（t₁-Δt），r₂=v_Pt₁，Δr=r₂-r₁=Δtv_P。

該式的含義可用圖8-2表示，即波從O點出發，經t=t₁-Δt時間到達r₁點，再經Δt時間到達r₂點。由於波的振動延續范圍為Δr，故當r₂點開始振動時，r₁點振動正好停止。因此，稱r₂點為波前，以r₂為半徑的球面為波前面。稱r₁點為波尾，以r₁為半徑的球面為波尾面。稱r₁到r₂之間正在振動的部位為波動帶，簡稱波帶。這樣可由波前面、波尾面將無限大空間劃分為三個區域：r≤r₁稱為波尾區，表示波動已停止的區域，代表了波後的狀態；r₁2稱為波動區，表示波動正在進行的區域；r>r₂稱為波前區，表示尚未波動的區域，代表了波前的狀態。

圖8-2 波前、波尾及波動帶

在波動區，由於位移U_P是由震源函數的一階導數確定，所以相鄰質點的位移狀態是不相同的。有部分相鄰介質可能是相互靠近，形成介質的局部密集帶，稱為壓縮帶。有些介質彼此分開，形成局部疏鬆帶，稱為膨脹帶。這些壓縮帶和膨脹帶不間斷交替更換，使地震波不斷向前傳播，這就是縱波（脹縮波）的傳播特點。

8.3.3.2 地震波的波剖面和振動圖

地震波傳播除速度外主要與兩個參數有關，即時間（t）和空間位置（r）。分別考慮：當時間一定時，不同位置質點的位移狀態；或當位置不變時，質點隨時間振動的情況，可得出波剖面和振動圖的概念。

（1）波剖面

考慮波動帶內的情況，當時間t=t₁時刻，觀察波動帶內沿波傳播方向（r）各質點的位移狀態圖形，稱為波剖面。若用正值表示壓縮，用負值表示膨脹，則波剖面可用圖8-3（a）表示。

在波剖面中，正峰值稱為波峰，負峰值稱為波谷，相鄰波峰之間的距離為視波長λ，λ的倒數為視波數k=。

圖8-3 地震波的波剖面和振動圖

（2）振動圖

在波動區內選一質點P，由於波動中膨脹和壓縮是交替進行的，所以對p點而言位移也是正負變化的，觀察質點P隨時間的位移變化狀態可用圖8-3（b）表示。

則稱該質點隨時間的位移圖形為振動圖。振動圖的極值（正或負）稱為波的相位，極值的大小稱為波的振幅，相鄰正極值（或負極值）之間的時間間隔為視周期T，視周期的倒數為視頻率 f=。視波長λ與視周期的關系為λ=T·v。

在地震勘探中，是將檢波器放在地表或地下（井中）某一位置接收地震波，所以地震儀接收的單道記錄為振動圖，而由空間陳列檢波器接收的多道記錄包含了振動圖和波剖面兩部分。

8.3.3.3 地震波的能量和球面擴散

地震波的傳播實質是能量的傳播。由物理學中的波動理論可知，波在介質中傳播時的能量等於動能E_r和位能E_p之和。設波通過的介質體積為W，介質的密度為ρ，對簡諧振動來說，則波的能量E可用下式表示：

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式中：A表示波動的振幅；ω=2πf；f表示波的頻率。

上式說明，波的能量與振幅平方、頻率的平方及介質的密度成正比。於是包含在介質中單位體積內的能量，稱為能量密度e

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定義單位時間通過介質面積S的能量為能流通量，則單位時間通過單位面積的波的能量為能流密度或波的強度I。因為實際地震勘探是在波前面的單位面積上觀測波的能量信息的，如果時間dt內通過面積ds的能量為e·v·dt·dS，則波的強度I為

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式中v為速度。所見波強度是正比於波的振幅平方、頻率平方及密度和速度。

現在我們來研究球面波的能量密度。圖8-4表示一個從中心O發出的球面縱波的波前示意圖，二個球面的半徑分別為r₁和r₂，以r₁、r₂為半徑的球面與以Ω為主體角的錐體相交的面積分別為S₁和S₂，相交域內錐體的側面積為S₃。由於球面波沿r方向傳播，S₃中無能量流通，波僅是從S₁面流入，從S₂面流出。因此，通過S₁面和S₂面的能流通量應相等，即有

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式中：I_S、I_S分別為S₁面和S₂面的能流密度。顯然有關系：

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或

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從以上兩點可得出結論：①波的強度I與傳播距離成反比。②波的振幅A與傳播距離成反比。

形成這種關系的物理解釋是因為隨著傳播距離r的增大，球面越來越大。在能量守恆的條件下，相同的能量重新分配在越來越大的球面上，這必然造成能流密度I隨r增大而減小，I越小，振幅A也隨之減小。把這種現象稱為球面擴散或幾何擴散。球面擴散不存在能量損失問題，僅是能量重新分配，這種能量變化與地下岩石彈性參數無關。

圖8-4 球面波能量密度示意圖

8.3.4 地震波的運動學特徵

地震勘探對波動的研究不僅考慮動力學特徵，而且更多地利用波傳播時間和空間距離之間的關系，確定地下地質構造，即所謂地震波的運動學特徵。下面介紹幾個有關運動學方面的著名原理。

8.3.4.1 惠更斯-菲涅爾原理

惠更斯（Huygens）於1690年首先提出這個原理，其要點是：任意時刻波前面上的每一個點都可以看作是一個新的點源，由它產生二次擾動，形成元波前，而以後（下一個時刻的）新波前的位置可以認為是該時刻各元波前的包絡，如圖8-5所示。惠更斯原理告訴我們，可以從已知波前求出以後各時間的波前位置。該原理雖給出了地震波傳播的空間幾何位置，但沒有涉及到波到達該位置的物理狀態。

圖8-5 惠更斯原理示意圖

菲涅爾（Fresnel）補充了惠更斯原理的不足，他認為由波前面各點所形成的新擾動（二次擾動）都可以傳播到空間任一點M，形成互相干涉的疊加振動，該疊加擾動就是M點的總擾動。這就使得惠更斯原理有了明確的物理意義，故稱為惠更斯-菲涅爾原理。

8.3.4.2 繞射積分理論——克希霍夫積分公式

惠更斯-菲涅爾從理論上描述了波的傳播，但沒有解決具體如何計算某一點的波場問題。1883年，德國學者克希霍夫（Kirchoff）在惠更斯-菲涅爾原理的基礎上，認為波前面上任一個新點源發出的元波是一種廣義的繞射子波，在空間任意一點的波場就是所有繞射子波的積分和。他從波動方程出發經嚴格的數學證明，得出了可適應普遍條件的、能精確描述M（x，y，z）點波場的繞射積分公式——克希霍夫積分公式：

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當閉區域W內無源時（或震源已作用結束），曲面S上的二次擾動引起M點擾動的積分和為：

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以上兩式中Φ為震源函數，〔 〕稱為延遲位，n是S面的外法線，r為S面任一點至M點的連線。

已知（t-）時刻S 面上的波場〔φ〕，[]，[]及距離r，即可由（8.3-33）式計算得 t時刻M（x，y，z）點的波場值。

8.3.4.3 費馬原理及波的射線

費馬（Fermat）原理闡明，波沿著垂直波前面的路徑傳播時間最短。這個路徑就是波場的射線。費馬原理說明波沿射線傳播的旅行時比其他任何路徑傳播的旅行時都小，這就是費馬的最小時間原理。

費馬原理純粹從空間上描述了波的傳播問題，即波是沿射線傳播的。從能量的觀點來看，波沿一條射線傳播這樣一種觀念與上述惠更斯-菲涅夫原理，尤其是繞射積分理論是否有矛盾?實際上，費馬原理是從運動學的規律描述波的傳播，我們稱這種理論為射線理論。而繞射積分理論是從動力學的規律描述波的傳播，我們稱這種理論為波動理論。射線理論僅是波動理論的一種近似表示，二者既有統一性，又有所差別。圖8-6說明了二者的一致與差別。在圖8-6中，設 S 面是由點源M₀ 發出的任意時刻的圓波前面位置，其半徑為 r₀，波前面上的任意小面元用dS 表示，M 點是球面S 外的一點，它至dS 的距離為r，用θ表示dS 的外法線 n 與r 的夾角。

如果由M₀點發出之球面簡諧波其振幅為A，角頻率為ω，S面上dS處的二次波動為

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式中：k=，並略去了周期因子e^iωt。

根據惠更斯-菲涅爾原理，則S面上所有dS對M點的擾動疊加為

圖8-6 傾斜因子示意圖

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式中

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稱為傾斜因子，式i表示相位超前。下面分別討論 S 面上a、b、c 三點的 d S 對M 點擾動的貢獻大小：

（1）在a點，n=r_a，θ=0，故cosθ=1，

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（2）在b點，n⊥r_b，θ=90°，故cosθ=0，

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（3）在c點，n=-r_c，θ=180°，故cosθ=-1，

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由以上三點對M點的擾動貢獻可見，a點對M點的貢獻最大，向兩邊逐漸減小，在b點其貢獻僅有a點的一半，到達c點時，貢獻減為零。因此，可以說S面上的二次擾動對M點擾動的能量貢獻主要集中在a點附近的菲涅爾帶內，而菲涅爾帶中心點a到M點的連線正好是震源M₀到M點的射線。所以波傳播的主要能量集中在射線方向或者集中在射線附近。由此可見，射線理論是波動理論的一種近似，而且波的動力學和運動學是趨於一致的。

8.3.4.4 時間場和視速度定理

（1）時間場的概念

由費馬原理知，波是沿射線傳播的，射線與波前成正交關系。因此，也可以認為波前面在空間向前傳播，波前的傳播時間t可看作空間坐標（x，y，z）的函數，即：

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根據這一函數關系，若已知空間任一點的坐標，就可確定波到達任一點的時間，因而也就確定了波至時間的空間分布，這種波至時間的空間分布被定義為時間場，而確定這個場的函數t（x，y，z）則稱為時間場函數。

時間場是標量場，在時間場中，同一波前面的時間相同，稱為等時面，其方程為

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M（x，y，z）是等時面上的點，顯然不同時刻在介質中傳播的波前面位置應同該時刻的等時面重合。如圖8-7、圖8-8，在均勻介質中由點源激發的球面波等時面是一族同心球面，而平面波的等時面則是一列平行的平面。

圖8-7 球面波等時面示意圖

圖8-8 平面波等時面示意圖

在時間場中，由於等時面與射線正交，所以時間場的梯度方向就是射線方向。假定波在某一時刻t₁位於Q₁位置，經過Δt時間後於t₂=t₁+Δt時刻到達Q₂位置，Q₁至Q₂之間垂直距離為ΔS，波傳播速度為v（x，y，z），則按梯度的定義：

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τ稱為時間場變化率，也稱為慢度。進一步對（8.3-41）式求平方可得射線方程式為：

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該式描述了在射線理論近似的條件下，對速度分布為v（x，y，z）的介質中傳播的任意體波的時間場，它是幾何地震學的基本方程。

（2）視速度定理

由射線理論知，波沿射線在傳播。如果在射線方向觀測波傳播的速度，則該速度為真速度。如圖8-9所示，Δs=在Δt 時間沿射線傳播的距離，則真速度 v 為

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在地震勘探中，很難做到沿射線觀測真速度。假如在水平面S及P′兩點之間觀測速度，由於P及P′均在Q₂等時面上，對觀測者來說，好像波用v^*速度經Δt時間從S點傳播到P′點，該速度v^*稱為視速度

勘查技術工程學

由於

勘查技術工程學

則

勘查技術工程學

該式建立了真速度和視速度之間的關系，稱為視速度定理。

圖8-9 視速度定義示意圖

視速度定理說明，當射線與水平面的夾角e=0時（相當波沿地表傳播），v^*=v，此時視速度等於真速度。當e=90°時（相當射線垂直地面），v^*=∞，這時波同時到達兩觀測點，好像波以無窮大速度在傳播一樣。當0

『叄』 請問玻鎂TRX5復合風管和鋁箔酚醛復合風管的優缺點價格怎麼樣中央空調用哪種比較好

無論是玻鎂風管還是鋁箔酚醛復合風管都不夠好，只是施工簡單便捷，初期投入少！
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建議還是用鍍鋅板的，採用共板法蘭，外面用橡塑進行保溫，噪音小、效果好！
希望能夠幫到你！

『肆』 黏彈介質中的地震波

以上討論的介質均為完全彈性介質，實際介質不可能是完全彈性介質，只能是以彈性性質為主，具有一定塑性性質的非完全彈性介質。地震波在非完全彈性介質中傳播時，介質中質點振動的動能有一部分要轉化為各種其他形式的能量（最終變為熱能）。能量的這種轉化會使得地震波的振幅發生衰減。這些現象統稱為介質對地震波的吸收作用。人們提出了各種近似的物理機制和模型來說明地震波的吸收，其中一種認為岩石顆粒之間出現的內摩擦力是導致振動能量向其他形式能量轉化的主要原因。這種內摩擦力亦稱為黏滯力。在它的作用下介質表現出黏滯性。將這種既具有彈性、又具有一定黏滯性的非完全彈性介質稱為黏彈介質。

黏彈介質的模型也有很多種，目前比較流行的、與實驗結果最為接近的是一種稱為伏各特（Voigt）體的黏彈介質模型。它的特點是應力與應變的關系應包括二部分：一部分是滿足胡克定律的彈性應力應變關系，另一部分是應力與應變的時間變化率有關的黏滯性應力應變關系（完全彈性體中應力與應變關系只有前一部分）。於是，胡克定律就擴展為

地震波場與地震勘探

式中：λ和μ是彈性介質的拉梅常數；λ′和μ′是描述同黏滯介質有關的二個參數，其中μ′＝η，

；η稱為介質的黏滯系數。如此定義這二個參數是因為在彈性介質中描述固體受靜壓力作用的體積壓縮模量

，而相對於彈性介質則在黏滯介質中應有「體積壓縮黏滯性模量」

為使問題簡化，讓K′＝0，於是有

；若μ′＝η則

。這樣只用一個單獨的常數η便可描述黏滯效應了。將上述各量代入（1-5-1）式中得：

地震波場與地震勘探

再代入彈性力學中不考慮外力的質點運動方程式

地震波場與地震勘探

得

地震波場與地震勘探

對（1-5-4）式兩邊分別取散度（div），得到：

地震波場與地震勘探

式中：

地震波場與地震勘探

同樣，對（1-5-4）式兩邊分別取旋度（rot），並令ω＝rotu，整理後得：

地震波場與地震勘探

（1-5-5）式和（1-5-6）式說明在黏彈介質中同樣存在著二種獨立的運動（縱波和橫波），但是它們的波動方程中都多了一項與時間變化有關的附加項。為了研究這個附加項的影響，以分析一個平面簡諧縱波沿x方向的傳播為例來說明之。設縱波的位移位為φ（x，t），按平面波理論可寫為

地震波場與地震勘探

由於

地震波場與地震勘探

代入（1-5-5）式得到

地震波場與地震勘探

則

地震波場與地震勘探

經有理化後變為

地震波場與地震勘探

圖1-5-1

以λ＋2μ 表示橫坐標，η′ω 表示縱坐標，作圖如圖1-5-1，則其斜邊為

。於是，（1-5-11）式中括弧內的實數項和虛數項分別為

地震波場與地震勘探

且有

地震波場與地震勘探

故（1-5-11）式可寫為

地震波場與地震勘探

因而

地震波場與地震勘探

令

地震波場與地震勘探

於是有k＝k′＋iα。將它代入（1-5-7）式得：

地震波場與地震勘探

上式說明，平面縱波在伏各特體黏彈介質中傳播時，其振幅按指數規律衰減，衰減的快慢由從式（1-5-15）計算的α值來確定，因此稱α為衰減系數或吸收系數。吸收系數與波的頻率有關。縱波的傳播速度由下式決定：

地震波場與地震勘探

上式說明，平面縱波在伏各特體黏彈介質中傳播時，其傳播速度與頻率有關。這種現象物理上稱之為頻散或波散。

分析（1-5-15）式和（1-5-17）式可以看出，當η為常數時，如果波的頻率很低，滿足不等式η′ω≪λ＋2μ，則上式中的η′ω可以忽略不計，於是經化簡後得到：

地震波場與地震勘探

說明當頻率較低時（如地震波的頻率范圍），地震波在伏各特體黏彈介質中的傳播速度近似於彈性縱波的速度，且與頻率無關，不存在頻散現象；振幅的衰減與角頻率ω的平方成正比（因為吸收系數α與ω的平方成正比）。

當波的頻率很高時（如超聲波），若滿足不等式η′ω≫λ＋2μ，則上二式可近似為

地震波場與地震勘探

此時吸收系數與波速二者均與角頻率ω的平方根成正比。

如果η′ω處於上述二者之間的某一個值，例如η′ω＝C，其中C是介質的一個常數，則把它代入（1-5-15）式和（1-5-17）式可得：

地震波場與地震勘探

此時吸收系數α與角頻率ω成正比，而波速與頻率無關。

圖1-5-2 大地濾波作用對地震波形的改造

綜上所述，無論什麼情況下，吸收系數均與頻率有關，或者與角頻率的平方成正比，或者與其一次方或平方根成正比。因此，彈性波隨著傳播距離的加大，高頻成分很快就被吸收衰減了，低頻成分越來越強，逐漸成為主要成分。從濾波的觀點來看（有關「濾波」的概念可參考信號處理的文獻或本教材的反射地震資料數字處理中的部分內容），非完全彈性介質對地震波的作用相當於一個低通濾波器，它濾去了原始地震波信號的高頻成分，保留了其中的低頻成分。這種作用稱為大地濾波作用。原始地震波信號（即震源激發後經反射、透射等作用的地震波動）是作用時間很短的尖脈沖群（見圖1-5-2a），包含有豐富的頻率成分。經大地濾波作用後，其中的高頻成分減少，使得原始尖脈沖逐漸變為延續長度增加、波形發生變化的地震波，它們組成了豐富多彩的地震記錄（見圖1-5-2b）。

美國地球物理學家雷克（Ricker）於20世紀初採用與一般求解波動方程不同的級數解法對黏彈波動方程進行了求解，得到關於質點運動的位移、速度、加速度等的級數形式解。將這些解畫成波形，與實際工作中記錄到的地震波相比（1947年美國的試驗地震隊在科羅拉多等地進行了井中觀測與地面觀測的對比試驗），無論在時間域還是在頻率域，二者都擬合得非常理想。因此在地震學，特別是地震勘探中，將震源脈沖經大地吸收衰減作用後變成的具有一定延續長度的地震波稱為雷克地震子波。目前，地震子波，或雷克子波的概念已經得到廣大地震工作者的認同，在地震勘探實踐中得到了廣泛應用。

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『陸』 trx文件如何觀看

1、TRX在通訊裡面是收發單元，通常也認為是載頻。
2、TRX：收發信機。
概述 TRX採用了模塊化結構，既包含基帶處理單元，也包含射頻處理單元。TRX通過天線從移動台接收信號，通過解調將這些信息分離成信令信息和語音信息並向上傳送。下行的信令信息和語音信息通過TRX處理後送到天線，再發送到移動台。 TRX還接收TMU下發的各種管理和配置信息，向TMU報告自身的各種狀態和告警信息。包括基帶信號處理單元（TBPU）和射頻信號處理單元（RPU）。
3、這是Windows產生的臨時文件，本質上和虛擬內存沒什麼兩樣，只不過臨時文件比虛擬內存更具有針對性，單獨為某個程序服務而已。還有，如果您是使用WORD編輯文檔，也會在WORD的安裝目錄里發現一批～開頭的，TMP結尾的文件，這是WORD產生的臨時文件，但如果你的WORD還沒關閉，想刪除它們，卻可能會發現怎麼都刪除不了，系統反復提示讀防寫，這又如何是好呢？下面就綜合談談這些臨時文件及處理的辦法：

一般來說，你當前運行著大型的工具軟體的時候，都不應該去碰臨時文件，比如Photoshop會在處理圖形時候產生巨大的臨時文件，如果你認為這不是你創建的文件企圖刪除，可能會導致Photoshop死機。你當前沒有運行程序的話，發現的臨時文件都可以刪除，以免它們天長日久堆積如山，占據磁碟空間還是小事，關鍵是它們又多又散亂，會給磁碟掃描整理帶來時間上的無謂消耗，也可能會造成文件分配表混亂，導致文件交叉鏈接的錯誤。但是不能所有的臨時文件都一概而論。

『柒』 trx6如何拆波箱

具體操作方法如下：
1、准備好工具及盛放各類零件的小盒,在干凈平整的操作台上進行解體.如果沒有該車的維修手冊,應准備好記錄本和做記號的膠布條。
2、拆卸應從前部油泵開始，由前至後，由外及里地逐步進行，並隨時做好記錄。
3、自動變速器殼體大多用鋁合金鑄成，拆卸時，嚴禁使用撬棍和鐵器直接敲打。
4、拆卸液控閥體時，應小心仔細，上下閥體分離時要防止滾珠，卡環等掉地，要准確記住正確位置。
5、拆檢單向離合器時，必須注意其正確的配裝方向，裝合時，決不能顛倒。
6、零件拆卸後，應用汽油洗凈，並用低壓壓縮空氣吹乾，不得使用易掉纖維的棉紗等擦拭閥類零件。
7、墊上O型密封圈等易損件原則上拆卸後應更換新件，不得湊合重復使用老公、變形、磨損的易損件
8、新離合器片、制動器片應在變速箱油中浸泡，待吸足油後才能裝合。
9、閥芯、活塞、密封件等裝合時，均應塗上變速箱油。
10、裝合時，嚴格按規定力矩擰緊螺釘。

『捌』 trx1320離心空壓機跳閘是什麼原因

您好，空氣壓縮機是工業現代化的基礎產品，常說的電氣與自動化里就有全氣動的含義；而空氣壓縮機就是提供氣源動力，是氣動系統的核心設備機電引氣源裝置中的主體，它是將原動（通常是電動機）的機械能轉換成氣體壓力能的裝置，是壓縮空氣的氣壓發生裝置。

發生跳閘的原因有以下幾點：
1 由於空壓機的啟動電流比較大，電源開關整定電流比較小，沒有躲開電機的啟動電流；
2 電動機有故障接地或者相間故障短路情況；
3.空壓機溫度過高，也會引起跳閘；
4.主機運轉不順暢（由於環境差保養不到位或軸承問題引起）；
6.檢查空壓機潤滑油位。
山東宏潤很高興為您解答。

『玖』 2000站的MO包括TG、CF、IS、TF、CON、TRX、TX、RX、TS

TG:Trunk Gateway 中繼網關
CF:Config 配置
IS：Intermediate System 中間系統
TF: 這個忘了
CON:Connection 連接
TRX: Transport Receive X收發單元
TX：Transport X發送單元
RX：Receive X接收單元
TS：Time Slot 時間間隙

以前學過一些通信的，希望能幫到你