TRX理論

『壹』 波動方程偏移方法

射線偏移是一種近似的幾何偏移，雖然地震波的運動學特點得以恢復，但波的動力學特點(如振幅、波形、相位等)卻受到畸變，因此，射線偏移已逐漸被高精度的波動方程偏移所代替。波動方程偏移是以波動理論為基礎的偏移處理方法，其基本思路是，當地表產生彈性波向下傳播(稱為下行波)，遇到反射界面時將產生反射，這時可將反射界面看作新的波源，又有新的波以波動理論向上傳播(稱為上行波)，在地表接收到的地震記錄就可看作反射界面產生的波場效應。偏移就是將地表接收到的波場按波動方程的傳播規律反向向下傳播，通常稱為波場反向延拓，當波場反向延拓到反射界面時成像(成像剖面為偏移剖面)，從而找到了真實反射界面，達到了偏移處理的目的。可見波動方程偏移主要由波場延拓和成像兩部分組成。波場延拓可用多種不同的方法實現，隨之形成了多種不同的波動方程偏移方法。成像也有成像的原理，疊前和疊後偏移各有不同的成像條件。

3.4.3.1 波動方程偏移的成像原理

波動方程成像原理分疊後偏移成像原理和疊前偏移成像原理。

3.4.3.1.1 爆炸反射界面成像原理

該原理屬疊後偏移成像原理。疊加剖面相當自激自收剖面，若將剖面中時間除2，或將傳播速度減一半，就可將自激自收剖面看作在反射界面上同時激發的地震波沿界面法線傳播到地表所接收的記錄，即可將界面看作爆炸源，稱為爆炸反射界面。若用波動方程將地表接收的波場(疊加剖面)作反時間方向傳播(向下延拓)，當波場延拓到時間t為零(t=0)時，該波場的所在位置就是反射界面位置。因此，t=0成為疊後波動方程偏移的成像條件。從延拓的結果(地下各點的波場)中取出地下各點處零時刻的波場值組成的剖面就為成像剖面，該剖面為疊後波動方程偏移結果。

3.4.3.1.2 波場延拓的時間一致性成像原理

圖3-22 時間一致性成像原理示意圖

時間一致性成像原理適用於疊前偏移。此成像原理可描述為：在地下某一深度存在一反射界面R(如圖3-22(a))，在地面S點激發的下行波D到達界面R時產生反射上行波U，到達G點被接收，下行波D到達界R面的時間(或空間位置)與上行波U產生的時間(或空間位置)是一致的，即稱為時間(或空間位置)一致性。設波從S點到R的傳播時間為t_s，從R至G的傳播時間為t_g，從S到G的總時間為t_sg=t_s+t_g。在疊前偏移中，若模擬一震源函數D自S點正向(向下)延拓，而將G點接收到的上行波U反向延拓，當D和U延拓深度為Z₁時，D的正向傳播時間和U的反向傳播時間分別為t_s1和t_g1，因Z₁＜Z_R(Z_R為反射點深度)，t_sg-t_g1＞t_s1，說明上行波和下行波所在的時間(或空間位置)不一致(如圖3-22(b))，當D和U延拓深度為z_z=Z_R時，下行波正向傳播時間為t_s1=t_s，上行波反向傳播時間為t_g2=t_g，即有t_sg-t_g2=t_s2，或t_sg-t_g=t_s，這時上、下行波所在的時間(或空間位置)是一致的。再將D、U延拓到Z₃，Z₃＞Z_R，即當延拓深度Z＞Z_R以後，不會再出現時間(或深度位置)一致的現象。在上、下行波延拓過程中，若求下行波場D和上行波場U的零移位互相關，在滿足時間(或空間位置)一致性條件時，相關值最大，而在其他情況下相關值很小或為零，延拓過程中的相關結果就為疊前偏移成像剖面。

3.4.3.2 疊後波動方程偏移方法

疊後偏移是在疊加剖面的基礎上進行偏移處理。疊後波動方程偏移是用某些數學手段求解波動方程，對疊後波場延拓歸位，達到偏移的目的。針對求解波動方程的方法，可將波動方程偏移分為三大類主要方法：有限差分法波動方程偏移、F－K域波動方程偏移和克希霍積分法波動方程偏移。

3.4.3.2.1 15°有限差分法波動方程偏移

15°有限差分法波動方程偏移是以地面上獲得的水平疊加時間剖面作為邊界條件，用差分代替微分，對只包含上行波的近似波動方程求解以得到地下界面的真實圖像。這也是一個延拓和成像的過程。

3.4.3.2.1.1 延拓方程的推導

由下述二維波動方程出發。

地震勘探原理、方法及解釋

根據爆炸反射面模型，將速度縮小一半，即用V/2代替V，可得

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此方程有兩個解，分別對應於上行波和下行波。但地震記錄是上行波記錄，故不能用此方程進行延拓，必須將它化為單純的上行波方程才能利用。通常採用的方法是進行坐標變換後取近似值。第一步是坐標變換，令

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上式中第二式是把方程中的深度坐標變為時間坐標。第三式是上行波的坐標變換。若稱t為老時間，t′為新時間。因為坐標變換不改變實際波場，故原坐標系中波場u(x，z，t)與新坐標系中的波場

(x′，τ，t′)一樣，即

地震勘探原理、方法及解釋

由復合函數微分法，得

地震勘探原理、方法及解釋

將上述二階偏微分結果代入方程(3.4-2)，整理後得

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為書寫方便，以u、x、t分別代替u′、x′、t′，則(3.4-5)式可寫為

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式中：u_xx，u_ττ，u_τt分別表示u的二次導數。注意，此方程仍然包含了上行波和下行波，仍不能用來進行延拓，故還有第二步。

經過了坐標變換，雖然波場不變，但在新坐標系下，上、下行波表現出差異，此差異主要表現為u_ττ的大小不同。當上行波的傳播方向與垂直方向之間的夾角較小時(小於15°)，u_ττ可以忽略，而對下行波來說，u_ττ不能忽略。忽略掉u_ττ項，就得到只包含上行波的近似方程

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此即15°近似方程(因為它只適用於夾角小於15°的上行波，或者只有傾角小於15°的界面形成的上行波才能滿足它)，為常用的延拓方程。

為了求解此方程還必須給出定解條件。由於震源強度有限，可給出如下定解條件

1)測線兩端外側的波場為零，即

u(x，τ，t)≡0 當 x＞ x_max或 x＜x_min時

2)記錄最大時間以外的波場為零，即

u(x，τ，t)≡0 當 t＞ t_max時

3)自激自收記錄(水平疊加剖面)為給定的邊界條件，即時間深度τ=0 處的波場值u(x，0，t)已知。

有了這些定解條件就可對方程(3.4-7)求解得到地下任意深度處的波場值u(x，τ，t)，這是延拓過程。再根據前述成像原理，取(3.4-4)中，第三式的老時間t=0時刻時的波場值，即新時間t=τ時刻的波場值u(x，τ，t)就組成了偏移後的輸出剖面。

圖3-23 12點差分格式

3.4.3.2.1.2 差分方程

為了求解微分方程(3.4-7)，用差分近似微分，採用如圖3-23所示的12點差分格式，將u_xx、u_τt表示為差分表達式，可得差分方程

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式中：I和T為向量

I=[0，1，0] T=[-1，2，-1] (3.4-9)

α和β為標量

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3.4.3.2.1.3 計算步驟和偏移結果

差分方程(3.4-8)形式上是一個隱式方程。即時間深度τ=(j+1)Δτ處的波場值不能單獨地用時間深度τ=jΔτ處的波場值組合得到，方程右邊仍有τ=(j+1)Δτ 的項。為了求得一排數據u(x，j+1，l)必須用到三排數據u(x，j+1，l+1)，u(x，j，l)和u(x，j，l+1)(圖3-24)。

圖3-24 有限差分法偏移求解中的一步

①u(x，j，l+1)；②u(x，j，l)；③u(x，j+1，l+1)；④u(x，j+1，l)

利用第二個定解條件，在計算新的深度τ=(j+1)Δτ處波場值時，由最大時間開始，首先計算t=t_max的那一排值。因u(i，j+1，t_max+Δt)≡0和u(i，j，t_max+Δt)≡0，有

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計算u(i，j+1，t_max)只用到已知的u(i，j，t_max)值，十分容易。然後再利用(3.4-8)式遞推地求τ=(j+1)Δτ深度處任何時刻的波場值就沒有任何困難了。

具體計算時由地面向下延拓，計算深度Δτ處的波場值。首先計算此深度處在t=t_max時的波場，然後向t減小的方向進行。一個深度計算結束，再向下延拓一個步長Δτ繼續計算。依此類推，可以得到地下所有點在不同時刻的波場值。

如前所述，在新時間t=τ時刻的波場值正是所欲求的「像」。因此，每次遞推計算某一深度τ處的波場值時，由t=t_max向t減小的方向計算至t=τ時就可以結束。不同深處的「像」u(x，τ，t)組成偏移後的輸出剖面。

圖3-25 畫出了偏移時的計算關系及結果取值位置。A 表示地面觀測到的疊加剖面。由A計算下一個深度Δτ處的波場值 B，計算 B 時先算第1′排的數值(只用到A中第1排數值)，再算第2′排數值(要用A 中第1、2 排和B 中第1′排數值)，依此類推，直到 t=τ 為止。再由 B算下一個深度2Δτ處波場值C，……在二維空間(x，t=τ)上呈現出需要的結果剖面信息。

圖3-25 偏移結果取值位置圖

當延拓計算步長Δτ與地震記錄的采樣間隔Δt一樣時，由圖3-25 的幾何關系可以看到，偏移剖面是該圖中45°對角線上的值。實際工作中 Δτ 不一定要與Δt相等，可根據界面傾角大小確定Δτ，傾角較大時應取較小的Δτ，傾角較小時Δτ可取的較大些，以減少計算工作量。中間值可用插值求得。

與其他波動方程偏移方法相比，有限差分法有能適應橫向速度變化，偏移雜訊小，在剖面信噪比低的情況下也能很好地工作等優點。但15°有限差分法對傾角太大的情況不能得到好的偏移效果。因此，相繼又研究發展了45°、60°有限差分偏移方法和適應更大傾角的高階有限差分分裂演算法。

3.4.3.2.2 頻率波數域波動方程偏移

有限差分偏移方法是在時間空間域中進行的。利用傅里葉變換也可使偏移在頻率波數域中實現。

與有限差分法偏移思想完全一樣，認為水平疊加剖面是由界面上無數震源同時向上發出的上行波在地面處的波場值u(x，0，t)，用它反求地下任一點的波場值u(x，z，t)，這是延拓；據成像原理，取其在t=0時刻的值u(x，z，0)，組成偏移後的輸出剖面。

仍由速度減半後的波動方程(3.4-2)出發，對方程兩邊做關於x和t的二維傅里葉變換，得到一個常微分方程

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式中：

=

(k_x，z，ω)為波場函數u(x，z，t)的二維傅里葉變換，ω=2πƒ為圓頻率，k_x為x方向上的空間波數。

式(3.4-11)是常微分方程，其解有兩個，分別對應於上行波和下行波。偏移研究的是上行波的向下延拓問題，故只考慮上行波解

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其中U(k_x，0，ω)為解的初值，即上行波在z=0處的記錄的傅里葉變換。因此，式(3.4-12)表示由z=0處波場的傅里葉變換求出任何深度處波場傅里葉變換的過程，是頻率波數域中的波場延拓方程。

通過傅里葉反變換可由

(k_x，z，ω)求出地下任何深度處的波場值

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根據成像原理，偏移結果應是這些點處t=0時刻的波場值

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這就是頻率波數域偏移的數學模型。由於該式不是傅里葉變換公式，為了能利用快速傅里葉變換求解，經變數置換後，上式可變為一個傅里葉反變換公式。

3.4.3.2.3 克希霍夫積分偏移

克希霍夫積分偏移是一種基於波動方程克希霍夫積分解的偏移方法。

三維縱波波動方程的克希霍夫積分解(可見原理部分)為

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式中：Q為包圍點(x，y，z)的閉曲面，n為Q的外法線，r為由(x，y，z)點至Q面上各點的距離，[ ]表示延遲位，[u]=u(t-r/V)。

此解的實質是由已知的閉曲面Q上各點波場值計算面內任一點處的波場值。它正是惠更斯原理的嚴格數學形式。

選擇閉曲面Q由一個無限大的平面Q₀和一個無限大的半球面Q₁所組成。Q₁面上各點波場值的面積分對面內一點波場函數的貢獻為零。因此，僅由平地面Q₀上各點的波場值計算地下各點的波場值

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此時，原公式中的

項消失，積分號前的負號也因z軸正向與n相反而變為正。

以上是正問題的克希霍夫積分計算公式。偏移處理的是反問題，是將反射界面的各點看作為同時激發上行波的源點，將地面接收點看作為二次震源，將時間「倒退」到t=0時刻，尋找反射界面的源波場函數，從而確定反射界面。反問題也能用上式求解，差別僅在於[ ]不再是延遲位而是超前位，

。根據這種理解，克希霍夫積分延拓公式應為

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按照成像原理，此時t=0時刻的波場值即為偏移結果。只考慮二維偏移，忽略掉y坐標，將空間深度z轉換為時間深度t₀=2z/V，得到克希霍夫積分偏移公式

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式中：τ=

]^1/2，x_l為地面記錄道橫坐標，x為偏移後剖面道橫坐標，r=[z²+(x-x_l)²]^1/2(見圖3-26)。

由

=-cosθ，得

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由此可見，克希霍夫積分偏移與繞射掃描疊加十分相似，都是按雙曲線取值疊加後放在雙曲線頂點處。不同之處在於：①不僅要取各道的幅值，還要取各道的幅值對時間的導數值

參加疊加；②各道相應幅值疊加時不是簡單相加，而是按(3.4-18)式的加權疊加。

正因如此，所以雖然形式上克希霍夫積分法與繞射掃描疊加類似，但二者有著本質區別。前者的基礎是波動方程，可保留波的動力學特性，後者屬幾何地震學范疇，只保留波的運動學特徵。

圖3-26 克希霍夫偏移公式中各量示意圖

與其他波動方程偏移法相比，克希霍夫積分法具有容易理解，能適應大傾角地層等優點。但它在速度橫向變化較大的地區難以使用，且偏移雜訊較大。

3.4.3.3 疊前波動方程偏移簡介

疊後偏移需經過水平疊加處理才能進行，水平疊加本身是以射線理論為基礎的近似處理方法，隨著構造的復雜程度以及波場的復雜程度增加而誤差越來越大，疊後偏移效果也隨構造的復雜度而降低。疊前偏移是直接對野外接收的波場偏移歸位，不受動校疊加的影響，理論和實踐均證明其偏移效果明顯優於疊後偏移。疊前偏移是偏移成像領域的發展方向。疊前偏移有二維或三維偏移，三維偏移可實現三維空間歸位成像，成像質量優於二維。實現疊前偏移的方法同樣有差分法、F—K法和積分法以及混合方法。下面以相移法三維疊前深度偏移為例，討論疊前偏移的原理及實現方法。

由三維縱波方程

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設

(k_x，k_y，z，ω)為p(x，y，z，t)的三維傅里葉變換，對(3.4-19)式作三維傅里葉變換，可求解得

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式中：

式(3.4-20)稱為相移延拓公式，僅適應V為常數的情況。

設地下為水平層狀界面，在某一深度Z處ΔZ厚度層內的層速度為常數的條件下，該層的延拓公式為

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該式為適應縱向變速V=V(z)的相移延拓公式。

設

(k_x，k_y，0，ω)為震源函數S(x，y，0，t)的三維傅里葉變換，

(k_x，k_y，0，ω)為地面接收的地震記錄R(x，y，0，t)的三維傅氏變換，則將震源函數在(k，ω)域正向延拓z的公式為

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將記錄R反向延拓Z的公式為

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對(3.4-22)、(3.4-23)式作三維反傅里葉變換，並根據時間或深度一致性成像原理，求兩波場在(x，y，z)點的互相關為

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當相關延遲時間τ=0時，即得成像結果

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該式也可以在(x，y，z，ω)域計算。

對橫向變速介質，當V=V(x，y，z)時，(3.4-20)式中的k_z應為

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該式可寫成

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式中V_α為在Z深度平面的平均速度，則三維相移因子為

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為滿足相移公式條件，先用水平面平均速度V_α做縱向延拓，設延拓後的波場為

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則橫向變速的結果為：

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在式(3.4-30)中的指數部分用二項式展開並略去高次項，得

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該式即是相移法延拓後適應速度橫向變化的校正因子。根據不同的精度要求保留相應高次項，可分別作一階、二階或三階校正。校正可在F-K域進行，也可在F-x域進行，若在F-x域用差分法進行校正，則稱為混合法波動方程疊前深度偏移。以上疊前深度偏移方法的實現過程是對共炮集三維觀測記錄分別偏移成像，然後按空間位置疊加。

『貳』 什麼是彈性波場它的特徵和應用有哪些

勘探地球物理學地質學專業術語，是運用地球物理理論和方法研究地球內部結構，對地球的各種物理場分布及其變化進行觀測，探索地球本體及近地空間的介質結構、物質組成、形成和演化，研究與其相關的各種自然現象及其變化規律。

『叄』 股票趨勢指標有哪些

一.MACD指標 ,二.DMI指標 ,三.DMA指標 ,四，TRX指標

『肆』 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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

（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：

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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。

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

若令

勘查技術工程學

求解（8.3-12）式積分方程。

力位函數不為零的波動方程解為

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

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

勘查技術工程學

位移解為

勘查技術工程學

式中：e_r、e_α、e_β為球坐標系中的三個單位矢量，其中

勘查技術工程學

（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

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由於

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則

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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

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『柒』 地震波場分析

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1.單元構造波場特徵分析

單元構造的地震波場是指在均勻介質情況下（單個反射界面），小凹子、小凸起、斷層等局部構造單元在水平疊加剖面上的地震響應。

1）回轉波

地質剖面上有小的凹陷，或在斷層附近由於牽引作用形成凹界面，當其曲率半徑小於埋藏深度時，如同第二章中所討論的那樣，在水平疊加剖面上會形成反射點位置和接收點位置相互倒置的回轉波場。圖5-2-2（a）是二個小凹陷的回轉波場記錄，圖5-2-2（b）是經偏移歸位後的剖面，回轉波已被歸位，恢復了原來二個小凹陷的形態。

回轉波波場有如下特點：

A.回轉波呈「蝴蝶結」的幾何形態，它的回轉范圍與界面的埋深及彎曲程度有關。界面越深越彎曲、回轉區越大，反之則回轉區越小。當凹界面的曲率中心正好處在地面上時，自激自收的射線將聚焦成一點。

B.凹界面如同凹面鏡一樣，有能量聚焦的作用。尤其在平界面反射波與回轉波的切點處（也叫回轉點），兩波相切，振幅較強。

C.回轉波的波場具有「背斜」形，其「背斜」的頂點應是小凹陷的底點。正是由於回轉波具有似「背斜」的同相軸形狀，解釋時容易誤認為是地下背斜構造的反映，這一點應引起注意。20世紀70年代初西方某石油公司誤將回轉波解釋為背斜構造，形成打鑽之誤。為了銘記此教訓，他們將回轉波形專門作為教材的封面引以為戒。

圖5-2-2 水平疊加剖面 （a） 和偏移剖面 （b） 上的回轉波

圖5-2-3 背斜型界面及其自激自收t₀ 時間剖面

2）發散波

圖5-2-3 的下部是一個背斜型界面。在水平疊加剖面上，背斜界面的反射波仍然是背斜形狀，但是其向上隆起的范圍和幅度都比實際的背斜增加了，如圖5-2-3的上部所示。

背斜型界面如同凸面鏡一樣，對能量有擴散的作用，故稱之為發散波。

3）繞射波

在岩性的突變點，如斷點、尖滅點、侵蝕面上的稜角點處都會產生繞射波。

圖5-2-4 斷點的繞射波

圖5-2-4 是我國松遼盆地孤店斷層所產生的繞射波，該測線垂直斷層走向，在剖面上可以清楚地看到向下彎曲的同相軸，它就是斷點產生的繞射波。

圖5-2-5是侵蝕面上所產生的繞射波。

圖5-2-5 侵蝕面上的繞射波

繞射波有以下特點：

A.在均勻介質情況下繞射波在水平疊加剖面上的幾何形態為雙曲線，這在理論上已經得到證明。把繞射波形象地比喻為「似背斜」，「似背斜」的頂就是繞射點的位置。如果繞射波是由斷點產生的，則繞射點就為斷點。

B.繞射波在繞射點處能量最強，然後向兩側變弱。振幅的強弱還決定於繞射點兩側岩性的差異，差異大振幅強，反之就弱。另外決定於接收點與繞射點的相對位置，若接收點位於繞射點正上方，能量就強，接收點遠離繞射點，能量則弱。

斷點產生的繞射波與平界面的反射波在繞射點相切，從切點把繞射波分為兩個半支，兩半支相位相差180°。在剖面上外半支比較明顯，內半支往往被強的反射所淹沒而不明顯。這樣在水平疊加剖面上就會出現所謂「層斷（有斷層）波不斷，反射連繞射」的現象。

4）斷面波

當斷層的斷距較大，斷層面兩側的岩層波阻抗有著明顯差別，且斷面又比較光滑時，斷層面本身就是一個反射界面，此界面上產生的反射波叫做斷面波。圖5-2-6就是自激自收剖面上的斷面波。

圖5-2-7是一個比較簡單的正斷層的自激自收t₀ 時間剖面示意圖。

斷面波有以下特點：

圖5-2-6 斷面反射波

A.斷面波往往與下降盤的反射波斜交，在斷棱點還有繞射波，構成了反射連繞射，繞射連斷面波，斷面波又連繞射的波動圖像（圖5-2-7）。

圖5-2-7 正斷層的自激自收t₀ 時間剖面示意圖

B.斷面波時強時弱，時有時無，斷續出現，這與斷面兩側岩性變化而使反射系數時大時小有關。

除了上述四種與特殊地質構造有關的波動之外，在水平疊加剖面上還常見到以下兩種特殊的地震波動。

5）多次波

在地震反射資料的採集和處理中，雖然採用了多種辦法來壓制多次波，但在多次波很發育的地區（尤其在海上，盡管採用了較長的排列、較高的覆蓋次數，試圖增加多次波的剩餘時差，以利於削弱多次波），這種努力都有一定的限度（因為一般要求排列的長度約等於勘探目的層的深度，不可能設計得太長，覆蓋次數也受到地表條件和生產效率的制約），在剖面上還或多或少存在有多次波殘留的能量。

圖5-2-8是一條海上多次波的剖面。

圖5-2-8 海上多次波剖面

在水平疊加剖面上多次波有以下特點（也可以作為識別標志）：

A.傾角和t ₀ 時間標志。對於全程多次波，這種標志更為明顯，它們近似地等於多次波次數的整數倍。

B.速度標志。多次波在速度譜上表現出低速的特點。

C.產狀標志。如果在產狀比較平緩的淺層產生多次波，則在剖面的中、深部就會出現二次、三次波，干擾了真實的具有一定傾角的中、深層反射，出現多次波與中、深層一次反射波的斜交干涉現象，造成對比困難。

多次波的產生往往也告訴我們，地下存在著強波阻抗面的特殊岩性體（如火成岩），以這一點來說，多次波又是一種有用的信息。

6）側面波

當測線平行地層走向時，在水平疊加剖面上，常會出現來自測線垂直平面外的一種波動，稱之為側面波。

圖5-2-9是說明側面波形成機制的示意圖。圖5-2-9a是一個簡單的正斷層模型，其地表布置了主測線與聯絡測線（X為主測線，Y為聯絡測線），在測線的交點S處可作下降盤與斷層的法向射線。圖5-2-9b說明在聯絡測線上可以有兩個射線平面，圖5-2-9 c作出了理論t₀ 時間（自激自收）剖面，t_0B是下降盤的理論t₀ 時間，t_0A是斷面的理論t₀ 時間，即為地表上通過S點在聯絡測線上所接收到的側面波達到時間。

圖5-2-9 側面波的形成機理

a、b、c說明見正文

圖5-2-10是松遼盆地孤店斷層的側反射。該圖右側為工區構造圖。在1480測線的地震解釋剖面上，在1s左右有一組較強、較連續、且與上下反射層產狀都不協調的彎曲起伏的異常反射，它來自何處？結合工區的地質構造特點並對剖面作地質解釋，甚至在作出構造圖之後，才對該異常波作出了合理的解釋。這也說明剖面的對比是一個反復認識、綜合解釋的過程。

圖5-2-10 側面波

2.復雜構造地震波場特徵分析

1）單界面復雜構造的波場

如果所研究的某個地層的界面起伏很大，背斜、向斜、斷裂等構造比較發育，這時在水平疊加時間剖面上就會出現上述各種特殊波的復雜組合，它們之間出現相切、斜交和干涉等各種現象，形成復雜的波動圖像。

2）多層界面復雜構造的波場

若地質剖面上有幾個構造層，各層構造的發育可能是繼承性的，或不是繼承性的。根據水平疊加剖面自激自收成像的原理，從最深反射界面沿法線射線向上傳播的波，在上覆介質的所有界面上都要產生傳播方向的偏折，致使所形成的像與真實的地質構造不一致，出現「假構造」，「假斷點」等復雜現象。

為使討論問題簡單化，採用了只考慮地震波運動學特點的數學模擬方法。

圖5-2-11 三層界面射線追蹤的理論t ₀ 時間剖面

a.第2界面的；b.第3水平界面的；c.第4斜界面的；d.三層界面總的理論t₀ 剖面

圖5-2-11是用射線追蹤正演計算所得的三層界面層狀介質的理論t₀ 時間剖面。該層狀介質的第2界面起伏很大，由兩個小凹陷與小凸起所構成，該層的t₀ 時間剖面如5-2-11 a圖。圖上反射波、繞射波、回轉波、發散波等波之間出現相切連接、斜交干涉等現象，幾何形態猶如兩個相套的「蝴蝶結」。在空間分布上，似乎有四個向上隆起的反射同相軸，這種復雜的波場圖像並不能直接反映地質構造的真實形態，往往給解釋工作造成假象，甚至出現錯誤。

層狀介質的第3個界面是水平的，圖5-2-11 b顯示了其相應的理論t₀ 時間剖面。由於從該界面沿法線向上傳播的波，經第一個界面的凹陷部分處射線向中心「聚焦」，在凸起部分處射線向兩側「發散」，致使該水平界面的理論t₀ 時間剖面發生與上覆界面的同步起伏。這種上覆復雜構造對下伏簡單構造波場的影響，在常規地震資料解釋中叫做速度陷阱。因為速度橫向不均勻，致使波傳播的射線發生偏折，結果也使t₀ 時間大小不等，出現所謂的假構造。速度橫向變化越大（上下界面波速差異大），這種影響也越厲害。

同理可分析圖5-2-11 c的第4個斜界面的波場。而圖5-2-11 d是三層界面總的復雜波場。

圖5-2-12是我國南海大陸坡實際的水平疊加剖面。從圖上可以看出海底地形起伏很大，有海底溝槽，有平緩的台地，有狹窄陡峭的海底山。由於地形變化劇烈而形成的速度陷阱，使水平疊加剖面上海底以下各反射層的起伏與地形起伏幾乎完全一致（同步起伏），剖面上表現的「背斜」和「向斜」是海水低速層的「淺」和「深」所引起的反射時間上拉或下拉而造成的假象，並不是構造的真實形態，對這種剖面進行解釋時，應特別注意海底地形的影響。

圖5-2-12 南海大陸坡海底地形的地震剖面

T₂—上第三系粵海組底界反射；T₄—上第三系韓江組底界反射；T₅—上第三系珠江組內部反射；T₇—下第三系珠海組底界反射；T₈—新生界底的反射

上述分析了上覆凹陷、隆起式構造對下伏簡單構造波場的影響，在實際中還存在上覆斷裂構造對下伏構造波場的影響。圖5-2-13是一個上覆界面有正斷層，下伏界面為水平界面的模型，假設v₂＞v₁，正斷層的波場如同圖5-2-7 一樣（這里不考慮繞射波），下伏水平界面的波場成了互相錯斷的三節同相軸，出現了假斷點。

從以上對波場的分析可知，水平疊加剖面不是地質剖面簡單的映象，兩者有內在聯系（相似），又有區別（不相同）。一般來說，當構造較簡單時，反射波同相軸可以比較直觀地反映構造的幾何形態；當構造復雜時，水平疊加剖面上常會出現三種假象：一種是由於水平疊加剖面自激自收成像所出現的偏移效應；第二種是與速度有關的假象，或叫上覆凹陷、隆起、斷裂等復雜構造對下伏界面地震波場的影響；第三種假象是地震剖面上的側面波，一個反射界面在地震剖面上卻有兩個反射波，為克服之，應做三維地震工作。

圖5-2-13 斷裂對下伏波場的影響

3.古潛山、底辟構造、礁等特殊地質體在地震上的波場特徵

1）古潛山的波場特徵

古潛山是指不整合面以下的古地形高，它往往是由碳酸鹽地層組成的，在一定條件下能形成圈閉。我國的華北油田就是以古潛山為主體的油氣藏。

圖5-2-14是古潛山的地震剖面，它的波場比較復雜，潛山頂面是不整合面，具有不整合面反射波的特點，表現為低頻強相位、多相位的波形，並伴有繞射波、斷面波、回轉波、側面波等。

圖5-2-14 古潛山的水平疊加剖面

對比這種地震剖面時，應特別仔細。要弄清各種波的來龍去脈和相互間的關系，並參考偏移剖面來幫助進行解釋。

2）底辟構造的波場特徵

鹽丘或泥丘底辟是儲油構造的一種重要類型，它可以與圍岩形成地層圈閉油氣藏。

圖5-2-15 是我國湖北潛江凹陷的鹽丘背斜的偏移剖面。從剖面上可以看出，鹽源層頂面與底板的反射波產狀不協調，呈現出鹽源層頂厚翼薄、底板微弱上凸的特徵。鹽丘本身因沒有很好的成層結構，只有零星的反射同相軸。

圖5-2-15 鹽丘背斜的偏移剖面

3）礁的波場特徵

海相碳酸岩中的礁是找油的一種重要現象，可形成礁塊油田。圖5-2-16是我國珠江口盆地邊緣礁的地震剖面，礁在剖面上表現出礁頂強反射、礁內無反射、兩側有上超、礁下有彎曲、側底有繞射、速度有異常、反射呈丘狀等的特徵（剖面上各反射層地質年代如同圖5-2-12）。

圖5-2-16 台地邊緣礁的地震剖面

在地震資料解釋中，識別和對比地震剖面上的各種地震波動，分析研究地震波場是十分重要的工作。目前不僅僅局限於此，還出現了另一種地震模擬方法，即實質是根據初步解釋結果建立初始地質模型，計算理論地震波場，與實際波場進行比較，使解釋方案更為合理。

『捌』 TRX生態波場不做本錢退回來嗎

TRX生態波場只是一個區塊鏈貨幣系統而已。
本質上就是自創一個貨幣系統，用虛擬貨幣換走玩家的真金白銀。
理論上你只要找到下家收購就可以退出。
但是你說到「本錢」，恐怕是遭遇了以TRX生態波場為概念進行非法集資了......
非法集資，要全身而退就很困難了......

『玖』 trx健身是什麼

TRX體能訓練系統的來源：在美軍的體能訓練體系中，曾經產生過很多經典的訓練道具。在上世紀80年代，一種用高密度纖維製成的毛巾進入單兵補給袋中，其韌性強，能夠承受幾百磅的重量，很多士兵都將它繞在坦克炮管上，雙手抓住兩端做引體向上，或是綁在彈葯箱上自製壺鈴進行彎舉等動作。而進入新世紀後，美軍新研發了一種懸掛訓練體系，依靠幾個帶子就能保證戰時的訓練強度，而且極少造成傷病，避免非戰斗減員。

後來，一個叫做 Randy Hetrick 的美國海豹突擊隊的指揮官，在退役後重新設計了該套裝備和訓練計劃，變成可以民用的健身課程——TRX懸掛訓練系統。

TRX有三點優勢

據教練介紹，目前美國已有超過1000家健身房在使用TRX，有些公眾場合也安裝有類似的裝置，方便市民自行鍛煉。這項運動能在幾年內迅速推廣，主要有以下三個原因。

第一，許多希望改善平衡功能的健身者，已經厭倦了健身球之類的傳統器械。一位年輕人說，藉助TRX裝置進行各種「懸吊訓練」，就像在繩索上練瑜珈，既需要耐力，也要掌握一系列的平衡技巧。

第二，在當今健身領域，「功能鍛煉」的理論已逐漸深入人心，這個理論主張全面協調地鍛煉全身的肌肉，而不是僅僅鍛煉局部的肌肉。TRX恰好可以做到這一點。

第三，TRX的另一優勢在於其對腰背肌肉的鍛煉功效。近年來，美國健身界特別強調重點鍛煉腰背部肌肉，尤其是脊柱周圍的肌肉。對此，美國健康與健身協會執行總監凱西·戴維斯指出，在這種背景下，TRX等健身項目的出現可謂「適逢其會」。

健身教練介紹道，當我們直立時，受地球引力的作用，腰椎和下肢關節都會受到很大壓力，日久天長不免腰酸背痛。上班族往往需要在辦公室久坐，這種症狀就更為明顯。而TRX可以調整脊椎的形態，使關節得到充分放鬆，同時鍛煉腰背部肌肉，正是最合適的健身方式。

『拾』 健身教練必學的課程是什麼

學的課程很多，它既是必學課程，也是最基礎的課程。有人體解剖學、生物力學、營養學、運動生理學、動作實操、評估技術、訓練方案設計、私教營銷等等。