肖建恩, 白英哲, 李 博, 萬城程, 李仲庚

(1.中國石化 石油物探技術(shù)研究院，南京 211103;2.中國石化 河南油田分公司 勘探開發(fā)研究院，鄭州 450000;3.青島市海產(chǎn)博物館，青島 266000)

0 引言

地震偏移成像是地震勘探的關(guān)鍵環(huán)節(jié)之一，其主要目標(biāo)是實現(xiàn)反射波的準(zhǔn)確歸位和恢復(fù)反射界面的反射系數(shù)、振幅變化以及波場特征。大量研究表明，地下介質(zhì)中粘滯性廣泛存在，采用各向同性成像算法來處理這些探區(qū)的數(shù)據(jù)，會導(dǎo)致成像位置不準(zhǔn)確，成像振幅欠估計和分辨率降低等問題。因此，研究基于粘滯性的成像算法，對于獲得高精度地震剖面具有重要意義。

疊前成像算法依據(jù)理論不同可以分為：①射線類偏移;②波動方程類偏移。射線類偏移基于幾何射線理論來計算波場的走時、振幅等信息，進(jìn)而實現(xiàn)波場延拓成像，靈活性和計算效率比較高。Krichhoff偏移是業(yè)界廣泛應(yīng)用的射線類成像算法，主要通過波動方程積分解來進(jìn)行波場的反向延拓和成像，不僅具有面向目標(biāo)成像能力，而且對復(fù)雜觀測系統(tǒng)具有很好的適用性[1-3]。然而其依賴常規(guī)射線追蹤方法來求取旅行時，存在焦散區(qū)、陰影區(qū)和多次波至問題。作為積分類偏移算法的改進(jìn)，高斯束偏移不僅能夠處理多次波至的問題，而且對低信噪比數(shù)據(jù)適用性更好。高斯束偏移算法采用彼此獨立的射線束來表征地震波場，不僅繼承了射線類偏移的靈活性和高效性，而且包含了波場的動力學(xué)信息，易于向各向異性、粘滯性和起伏地表等情況推廣[4-6]。

波動方程類偏移通過求解地震波場傳播過程中的傳播算子，進(jìn)而采用遞歸算法來實現(xiàn)偏移成像，不僅能夠避免速度劇烈變化引起的焦散問題，而且能夠處理多值走時的情況。其依據(jù)方程不同主要分為：①單程波偏移;②逆時偏移。單程波偏移通過解耦之后的單程波方程來獲取延拓算子，并在此基礎(chǔ)上進(jìn)行延拓，最后采用合適的成像條件進(jìn)行成像[7-8]。相比射線類偏移，單程波偏移有更高的成像精度，然而其計算效率相對較低，不僅不能進(jìn)行真振幅成像，而且無法處理陡傾構(gòu)造成像問題。逆時偏移則是將地表接收到的地震記錄進(jìn)行逆時延拓，進(jìn)而和震源處正向傳播波場進(jìn)行互相關(guān)來求取成像值，不受成像角度的限制，然而其不僅計算量巨大，而且對速度場的精確性要求較高，在實用化方面還有一定的局限性[9-11]。

在Kirchhoff積分的基礎(chǔ)上，Popov等[12]提出了采用高斯束加權(quán)積分來構(gòu)建格林函數(shù)的逆時偏移算法，能夠面向目標(biāo)成像；黃建平等[13]結(jié)合Popov的思想，采用高斯束表征的格林函數(shù)來實現(xiàn)地震波場正反向延拓，進(jìn)而通過互相關(guān)成像條件來求取成像值，實現(xiàn)了格林函數(shù)高斯束逆時偏移方法。針對地下介質(zhì)中廣泛存在的各向異性，張凱等[14]將彈性參數(shù)表征的各向異性射線追蹤算法應(yīng)用于高斯束逆時偏移，實現(xiàn)了角度域各向異性高斯束逆時偏移方法，然而該方法不僅計算效率比較低，同時需要確定地下介質(zhì)的彈性參數(shù)。針對上述問題，肖建恩等[15-16]研究了基于相速度的各向異性聲波和轉(zhuǎn)換波高斯束逆時偏移算法，進(jìn)一步提升了算法的計算效率和適用性。

1 基本原理

各向異性動態(tài)聚焦束逆時偏移的實現(xiàn)與高斯束逆時偏移類似，主要包括動態(tài)聚焦束算子的構(gòu)建、格林函數(shù)的加權(quán)表征、互相關(guān)成像以及粘滯性的校正等。

1.1 格林函數(shù)的動態(tài)聚焦束表征

圖1為二維中心射線坐標(biāo)系，由初始點O(s0,0)到點R(sp,0)的傳播矩陣為式(1)。

(1)

由互易原理可知，從點R(sp,0)到初始點O(s0,0)的傳播矩陣可以表示為式(2)。

∏(sp,s0)=∏-1(s0,sp)=

(2)

圖1 射線中心坐標(biāo)系Fig.1 Central ray coordinate system

假定高斯射線束在P點聚焦，且寬度為l0，此時可以求得初始點位置處的動力學(xué)射線追蹤參數(shù)：

(3)

引入中間變量：

(4)

此時束參數(shù)為式(5)。

(5)

其中：s0為初始點到P點的距離；v0為初始點處速度。通常稱由式(5)決定束參數(shù)的高斯束為聚焦束。此時束參數(shù)的選取是靜態(tài)的，僅取決于聚焦位置，不隨射線路徑而變化，不能對整條射線束的能量進(jìn)行約束。Nowack等[17]進(jìn)一步修改了復(fù)值束參數(shù)，構(gòu)建了動態(tài)聚焦束算子，對整條射線束進(jìn)行約束：

(6)

其中:ωr為參考頻率；[p1(s),q1(s)]和[p2(s),q2(s)]分別為動力學(xué)射線追蹤方程的平面波解和球面波解。

對于動態(tài)聚焦束逆時偏移，格林函數(shù)可以由動態(tài)聚焦束的加權(quán)積分來表征：

(7)

其中:θ為出射角;Φ(θ)為權(quán)值系數(shù);Uθ(s,n)為動態(tài)聚焦束：

(8)

圖2 粘聲介質(zhì)正演與偏移示意圖Fig.2 Schematic diagram of visco-acoustic media forward and migration(a)正演；(b)偏移

圖3 斷塊模型速度場和Q值場Fig.3 The velocity field and Q value field of fault block model(a)速度場；(b)Q值場

其中:p和q為復(fù)值動力學(xué)射線追蹤參數(shù)，具體可以表示為：

(9)

其中:ε為式(6)表征的復(fù)值束參數(shù)。動態(tài)聚焦束本質(zhì)上是先給出兩組實初值來求解動力學(xué)射線追蹤方程組，然后將計算出的解通過復(fù)系數(shù)進(jìn)行線性組合來獲取最終的動力學(xué)射線追蹤參數(shù)。

1.2 動態(tài)聚焦束逆時偏移

記地表在0≤t≤T時刻內(nèi)接收到地震波場為U0(x,t)，通過Kirchhoff積分可以求得地下偏移域內(nèi)任一點x0在t0時刻的反向延拓波場：

(10)

其中:xs為震源點；?Ω為閉合區(qū)間Ω邊界；?/?nx為外法線方向?qū)?shù)；nx為閉合區(qū)間Ω的外法線；G為格林函數(shù)。采用動態(tài)聚焦束加權(quán)積分表征的格林函數(shù)(滿足Kirchhoff近似：GGB(x,t;x0,t0)|z=0=0)替代式(10)中的格林函數(shù)，可以將反向延拓波場進(jìn)一步簡化為式(11)。

(11)

震源處正向傳播波場也可以由動態(tài)聚焦束表征的格林函數(shù)來構(gòu)建：

(12)

其中:fF(ω)為地震子波的傅里葉變換。

構(gòu)建完正反向延拓波場，可以依據(jù)反射波成像準(zhǔn)則，通過兩者的互相關(guān)來獲取成像結(jié)果，成像公式為式(13)。

(13)

1.3 粘滯性校正

圖2為粘聲介質(zhì)中正演和偏移示意圖，exp(-αL1)和exp(-αL2)分別為震源處到反射界面和反射界面到接收點的衰減項，S和R分別為震源處和檢波點處的波場，有如下關(guān)系：

圖4 斷塊模型試算結(jié)果Fig.4 The imaging results of the fault block model(a)聲波動態(tài)聚焦束逆時偏移；(b)粘聲高斯束逆時偏移；(c)本文方法

R(x,t)=S(x,t)exp(-αL1)exp(-αL2)

(14)

其中:α為衰減系數(shù)；L1和L2分別為震源點到反射界面和反射界面到檢波點的路徑。為了得到準(zhǔn)確的成像值，需要通過補(bǔ)償因子exp(αL1)和exp(αL2)對兩個波場進(jìn)行補(bǔ)償。

地震波在粘滯性介質(zhì)中傳播，傳播速度為復(fù)值，有如下形式：

(15)

其中:Q為品質(zhì)因子；v0(x)為聲波速度，其實部表征速度頻散特性，虛部則體現(xiàn)衰減效應(yīng)。對于式(15)中一階項，當(dāng)1/Q?1時，射線傳播路徑保持不變，吸收衰減效應(yīng)主要由與頻率有關(guān)的復(fù)值旅行時體現(xiàn)：

(16)

其中:t(x)為聲波旅行時;t*(x)為沿射線旅行時，具體可以表示為式(17)。

(17)

在粘聲動態(tài)聚焦束逆時偏移算法中，采用式(16)所示的復(fù)值旅行時替換射線追蹤的旅行時，并對t*(x)有關(guān)項取反號，即可實現(xiàn)粘滯性的校正。

1.4 算法流程

粘聲介質(zhì)動態(tài)聚焦束逆時偏移主要分為以下五步：

1)讀入速度場、Q值場和炮記錄。

2)通過運(yùn)動學(xué)和動力學(xué)射線追蹤方程，計算中心射線的旅行時、路徑和振幅等信息。

3)根據(jù)式(6)構(gòu)建動態(tài)聚焦束算子，構(gòu)建格林函數(shù)，進(jìn)而實現(xiàn)正反向波場的延拓 (式(11)、式(12))。

4)求取正反向延拓波場的互相關(guān)，得到單炮成像結(jié)果，并根據(jù)式(16)進(jìn)行粘滯性校正。

5)將所有炮成像結(jié)果進(jìn)行疊加，得到最終的成像結(jié)果。

2 模型試算

2.1 斷塊模型

首先采用斷塊模型對算法有效性進(jìn)行驗證。模型速度場和Q值場如圖3所示，橫縱向網(wǎng)格分別為1 000和550，間距分別為10 m和6 m。正演地震記錄通過有限差分算法獲得，共200炮，采用全接收的方式，炮間隔和道間隔分別為50 m和10 m，時間采樣點為2 000，間隔為1 ms。

圖5 Hess模型速度場和Q值場Fig.5 The velocity field and Q value field of Hess model(a)速度場；(b)Q值場

圖6 Hess模型試算結(jié)果Fig.6 The imaging results of Hess model(a)聲波動態(tài)聚焦束逆時偏移；(b)粘聲高斯束逆時偏移；(c)本文方法

模型試算結(jié)果如圖4所示。通過對比可以看出，由于忽略了粘滯性因素，在聲波動態(tài)聚焦束逆時偏移結(jié)果中，深層能量較弱，同相軸聚焦性也比較差(如圖4(a)中紅色剪頭所示)。而在粘聲高斯束逆時偏移(圖4(b))和動態(tài)聚焦束逆時偏移(圖4(c))結(jié)果中，深層能量得到了比較好地恢復(fù)，同相軸也更加聚焦和連續(xù)。相比于粘聲高斯束逆時偏移，本文方法結(jié)果中同相軸的能量分布更為均勻，中深層構(gòu)造成像質(zhì)量得到了有效提高，反射界面的刻畫也更為清晰，驗證了方法的有效性。

2.2 Hess模型

通過Hess模型驗證算法的適用性。圖5為模型的速度場和Q值場，橫向?qū)挾群涂v向深度分別為15 km和3.5 km，網(wǎng)格間距均為10 m。合成地震數(shù)據(jù)共251炮，每炮1501道接收，炮間隔和道間隔分別為60 m和10 m。地震記錄時間采樣長度為3.0 s，間隔為1 ms。

模型試算結(jié)果如圖6所示。可以看出在聲波聚焦束逆時偏移結(jié)果中，由于粘滯性的影響，導(dǎo)致深層能量較弱，高速巖丘下方反射層的同相軸連續(xù)性和聚焦性也比較差(如圖6(a)紅色箭頭所示)。在粘聲高斯束逆時偏移(圖6(b))和本文方法(圖6(c))的結(jié)果中，深層能量得到了有效的恢復(fù)，同相軸的連續(xù)性和聚焦性也得到了提升。但相比于粘聲高斯束逆時偏移，本文方法結(jié)果中同相軸更加聚焦和連續(xù)，能量分步也更為均勻，中深層構(gòu)造的能量聚焦性更為理想，整體剖面更為清晰(如圖6(b)和圖6(c)中紅色箭頭所示)。

3 結(jié)論

高斯束逆時偏移是一種兼具計算效率和成像精度的深度域成像算法，具有面向目標(biāo)成像的能力。筆者首先通過構(gòu)建動態(tài)聚焦束算子，并將其應(yīng)用在高斯束積分中，表征出動態(tài)聚焦束，進(jìn)而計算出動態(tài)聚焦束表征的地震波場，解決了高斯射線束寬度隨傳播距離增加而快速發(fā)散的問題；隨后引入與頻率有關(guān)的復(fù)值旅行時，分別對炮點和檢波點波場的吸收衰減效應(yīng)進(jìn)行補(bǔ)償。模型試算表明,本文算法不僅可以將地震波能量約束在一定范圍內(nèi)，有效提高中深層構(gòu)造成像質(zhì)量,而且可以對地層的吸收衰減效應(yīng)進(jìn)行有效補(bǔ)償，對反射界面進(jìn)行更為清晰的刻畫。下一步擬將該方法推廣至各向異性介質(zhì)。