本發(fā)明涉及一種地震勘探方法，尤其是基于射線理論的起伏地表組合震源波場定向方法，它是波場定向方法在非均勻起伏地表條件下的推廣。

背景技術：
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組合震源是將多個點震源按照一定規(guī)律排列，分別設定每個震源激發(fā)延時或相位差，通過多個點震源的相互干涉疊加，使得地震波的傳播具有方向性的激發(fā)方法。一方面，組合震源方法通過疊加提高了地震法勘探的激發(fā)能量，從而提高了目的層反射波的信噪比；另一方面，波場的方向性和聚焦性對于某些構造和傾斜地質體有更好的探測效果，可以提高地震法勘探對地下特定目標體的探測能力。

通常簡單線性組合震源是在水平地表布置有限個震源，相鄰震源間距固定，設計固定激發(fā)延時，并根據組合激發(fā)的方向因子公式得到設定方向的地震波場。若地表為均勻傾斜地表，可根據地層傾角推導傾斜組合激發(fā)方向因子公式；若地表為均勻起伏復雜地表，可利用惠更斯菲涅爾原理，將水平地表坐標旋轉至定向波場法向的傾斜坐標，可根據幾何路徑和均勻表層速度，得到組合震源的激發(fā)延時參數，鞏向博等《地球物理學報》2014，起伏地表組合震源地震波場定向方法。前人的技術是在地表參數近似均勻的假設前提下，而實際野外勘探地質條件經常是復雜的、橫向非均勻的。

技術實現要素：
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本發(fā)明的目的就是針對上述現有技術的不足，提供了一種基于射線理論的起伏地表組合震源波場定向方法，它拓展組合震源方法在非均勻起伏地表情況下的應用，使之更具有普遍適用性。

本發(fā)明的主要思想是基于射線理論來計算組合震源的激發(fā)延時參數，將震源激發(fā)延時的求解問題看作地震波傳播至虛擬波前面旅行時間的計算問題，可有效的適用于地表介質的非均勻性條件。

本發(fā)明的目的是通過以下技術方案實現的：

基于射線理論的起伏地表組合震源波場定向方法，包括以下步驟：

a、在起伏地表模型上布置等水平間隔的N個點震源，S₁,S₂,…,S_n；

b、定義任意一個震源作為坐標原點S_t

(t是1—n的任意一個整數)，建立水平地表的笛卡爾坐標系x-z；

c、定義定向波場的虛擬波前面，地震波場傳播方向與垂直地表方向夾角為θ，稱為定向波場傳播的方向角，水平地表坐標系下虛擬波前面為z＝tan(θ)·x；

d、將坐標原點處震源S_t的激發(fā)延時設為零τ_St＝0；

e、將組合排列中的其余震源至虛擬波前面的激發(fā)延時作為非均勻介質中地震波傳播的走時，通過射線理論公式計算；

f、將組合震源中除了震源S_t的其余震源，按照步驟e依次計算激發(fā)延時τ_S2,…,τ_Sn；

g、分別按照計算后的延時參數激發(fā)各個震源，通過波場的干涉疊加原理得到定向地震波場。

步驟e所述的射線理論公式：

1)根據射線理論，波動方程在高頻近似情況下，簡化為地震波傳播時間場函數的程函方程，求解程函方程得到二維情況下S₁震源激發(fā)時間場函數為t_S1(x,z)；

2)聯立S₁震源時間場函數t_S1(x,z)與虛擬波前面坐標z＝tan(θ)·x，求得S₁震源在虛擬波前面處旅行時列表t_S1(x,tan(θ)·x)；

3)根據費馬原理，將上步計算的旅行時間列表求極小值，作為S₁震源的激發(fā)延時，即τ_S1＝min(t_S1(x,tan(θ)·x))，min為取最小值函數；

有益效果：經試驗，本發(fā)明公開的方法計算得到的組合震源激發(fā)延時準確，可以得到穩(wěn)定傳播的定向地震波場。本發(fā)明適用于復雜起伏地表情況，且不受地表橫向非均勻地球物理參數因素影響，可提高地震方法對特定地下目標體探測的能力。從圖3中可以看出，本發(fā)明方法消除了起伏地表非均勻性對定向波場傳播的影響。

附圖說明

圖1非均勻起伏地表模型圖

圖2是震源位于模型不同位置的走時場等值線圖

圖2a是震源位于模型左端時，

圖2b是震源位于模型中間時，

圖2c是震源位于模型右端時，

是根據射線理論計算的地震波走時場等值線圖，是通過本發(fā)明a—g步驟中數值求解程函方程求得。

圖3是使用本發(fā)明得到的定向波場快照圖

圖3a是定向波場方向角為-30度時的波場快照圖

圖3b是定向波場方向角為0度時的波場快照圖

圖3c是定向波場方向角為30度時的波場快照圖，

具體實施方式

下面結合附圖和實施例對本發(fā)明作進一步的詳細說明。

一種基于射線理論的起伏地表組合震源波場定向方法，在圖1所示的非均勻起伏地表模型下，包括如下步驟：

a、在起伏地表模型上布置等水平間隔的N個點震源，S₁,S₂,…,S_n；

b、定義任意一個震源作為坐標原點S_t(t是1到n的任意一個整數)，建立水平地表的笛卡爾坐標系x-z；

c、定義定向波場的虛擬波前面，若地震波場傳播方向與垂直地表方向夾角為θ，稱為定向波場傳播的方向角，則水平地表坐標系下虛擬波前面為z＝tan(θ)·x，其中tan是正切函數；

d、將坐標原點處震源S_t的激發(fā)延時設為零τ_St＝0；

e、將組合排列中的其余震源至虛擬波前面的激發(fā)延時作為非均勻介質中地震波傳播的走時，通過射線理論公式計算；

1)首先，根據射線理論，波動方程在高頻近似情況下，可簡化為關于地震波傳播時間場函數的程函方程，即通過求解程函方程來獲得某震源激發(fā)的地震波走時分布情況。以S₁震源為例說明，數值求解程函方程得到二維情況下S₁震源激發(fā)的時間場函數為t_S1(x,z)，程函方程定義為下式；

${\left(\frac{\∂t(x,z)}{\∂x}\right)}^2+{\left(\frac{\∂t(x,z)}{\∂z}\right)}^2=\frac{1}{v{(x,z)}^2}$

其中v(x,z)是二維非均勻速度場，震源位置坐標和零時刻作為方程求解的初始條件，起伏地表情況下可以采用貼體網格坐標下的迎風有限差分法離散求解此方程；

2)其次，聯立S₁震源時間場函數t_S1(x,z)與虛擬波前面坐標z＝tan(θ)·x，求得S₁震源在虛擬波前面處旅行時列表t_S1(x,tan(θ)·x)；

3)再次，根據費馬原理，將上步計算的旅行時間列表求極小值，作為S₁震源的激發(fā)延時，即τ_S1＝min(t_S1(x,tan(θ)·x))，min為取最小值函數；

f、將組合震源中除了震源S_t的其余震源，按照步驟e.1、e.2、e.3依次計算的激發(fā)延時τ_S2,…,τ_Sn；

g、分別按照計算后的延時參數激發(fā)各個震源，通過波場的干涉疊加原理得到定向地震波場。