2012, Vol. 55
海洋可控源电磁法是70年代末提出的一种低频的人工源电磁法[1-2].在随后的十多年里，海洋电磁法发展缓慢，并主要局限于学术上的研究[3-6].自2002年引入SBL(SeaBed Logging)测量技术以后[7]，海洋可控源电磁法开始广泛地应用于钻前储层评价[8-11].在海洋可控源电磁法正演模拟中，油气层可以被看作一个高阻薄层，整个模型可以近似为一维层状模型.特别是当发射源和接收点都位于储油层正上方时，其电磁响应与一维层状模型的基本相同[12-13].早在1982年，Chave 和Cox就给出了海洋电磁一维模型的频率域电磁响应的正演算法[14].后来，Cox等(1984)进一步讨论了高阻薄层的电磁响应，并指出TM 模式对高阻薄层最为敏感[15].Eidesmo等(2002)将这种效应进一步推广应用，拓宽了海洋可控源电磁法的理论基础[7].对于海洋可控源电磁法物理机制的详细讨论直到2007 年才出现.Um 和Alumbaugh (2007)利用电流断面分布特征直观地描述了海洋可控源电磁法海底电流场的扩散方式[16]；Weidelt(2007)利用导波理论分析了海洋可控源电磁法中电磁能量的传播特征[17].作为浅水区域海洋电磁数据的强干扰源，空气波一直是人们研究的热点.空气波是由发射源发出的电磁波沿海水和空气分界面传播，再经海水返回到接收机的电磁信号.它不反映任何地下电性信息，且在大收发距时掩盖反映海底电性分布的有用电磁信号[11-17].在浅水区域，由于传播路径短，空气波出现早且干扰强.许多空气波的去除与压制方法已经被研发出来，为海洋可控源电磁法在浅水区域中的应用提供了技术支持[18-23].
所有上述文献中的结果都是基于海底水平发射偶极的假设基础上，对于模型中发射源的姿态影响没有相关的研究发表.由于海洋环境中存在很强的海底洋流，海洋可控源电磁发射源(长度通常为100～300m)会发生水平摆动、倾斜和转动，这将对测量结果产生影响.如果仍按照水平电偶极发射源对数据进行反演解释，则会产生较大的偏差和畸变.为了研究发射源姿态对海洋电磁响应的影响特征，本文将发射源的姿态分为三种基本类型：水平摆动、倾斜和水平旋转.发射源的任意形式的姿态变化都可以由这三种姿态组合而成.数值模拟时，首先利用欧拉旋转建立发射源坐标系和地球坐标系的关系，并通过矩阵变换，将任何姿态发射源转换成对应的地球坐标系中的等效电偶极子分布.然后利用Weng等(2011)1)提出的水平层状介质中任意偶极源场的正演算法进行正演模拟，进而从三种基本偶极源(x方向水平电偶极子HED-x，y方向水平电偶极子HED-y，垂直电偶极子VED)场的分布特点来分析三种姿态的影响规律，并利用电磁场的基本特征做出物理解释.
1)Weng A H，LiuY H，Yin C C，et al.Singularity-free Green′s function for EM sources embedded in a stratified medium. Geophys.J.Int.(Submitted)，2011.
2 发射偶极姿态特征为了研究发射源姿态对海洋可控源电磁响应的影响，本文采用Yin和Fraser(2004)在研究航空电磁法发射源姿态影响时使用的方法[24].首先，定义两个坐标系统：一个是固定在发射源上的坐标系(x′，y′，z′)，称为发射源坐标系，这个坐标系随发射源的姿态而发生变化；另一个是平行于海底的坐标系(x，y，z)，称为地球坐标，它不随发射源的姿态而变化.假设vi和vb分别代表在坐标系(x，y，z)和(x′，y′，z′)中电偶源的偶极矩，则它们之间的关系为[24-25]
|
(1) |
其中
|
(2) |
为旋转矩阵，而α，β 和γ 分别为图 1 中所示的三种发射源姿态的变化角度.利用(1)式和(2)式可以将发射源坐标系中电偶极源的偶极矩变换为地球坐标系中三个方向的等效偶极源的偶极矩，然后将地球坐标系中分解得到的三个偶极源分量产生的电场相加就可以得到发射源姿态变化后产生的总电场.以目前海洋可控源电磁法常用的水平电场同线分量Ex为例，它们之间的关系如下：
|
图 1 海洋电磁发射源水平摆动、倾斜和水平旋转三种姿态变化示意图 Fig. 1 Roll, pitch, and yaw rotation of marine CSEM transmitter |
|
(3) |
其中下角标b对应发射源的三种姿态(ROLL-水平摆动、PITCH-倾斜和YAW-水平旋转)或者它们的叠加，而HED-x，y和VED 分别为发射偶极姿态变化产生的地球坐标系中的水平和垂直偶极分量.(3)式中水平和垂直电偶极源产生的电磁响应由Weng(2011)提出的正演模拟算法得到，该方法可用于计算任意发射源(水平或垂直电性和磁性发射偶极)的电磁响应.
3 发射偶极姿态对海洋电磁观测数据的影响为研究图 1中三种发射源姿态变化对海洋电磁观测结果的影响，以Constable和Weiss (2006)给出的海洋电磁法典型一维正演模型为研究对象[12].如图 2所示，海水的厚度为1000m，电阻率为0.3ωm；高阻储油层埋深为1000 m，厚度为100 m，电阻率为100ωm；海底的电阻率为1ωm.假设发射源为单位偶极，距离海底50 m，发射频率为1 Hz.观测范围为在x轴上从100～10000m，点距为100m.
|
图 2 海洋可控源电磁法一维正演模型(Constable and Weiss,2006)[5] Fig. 2 Marine CSEM 1D model |
分别定义振幅与相位的误差计算公式为：
|
(4) |
其中|Exo|和$\phi $xo为地球坐标系中水平单位电偶极子源产生的电场振幅和相位，而Exb和$\phi $xb为由(3)式计算的由偶极源姿态变化产生的偶极三分量的电磁响应振幅和相位.
3.1 海洋电磁波场传播特征为了更好地解释海洋电磁发射源姿态对观测数据的影响，下面首先对海洋电磁波场传播特征进行分析.如图 3所示，海洋电磁发射偶极产生的电磁场分为：①经由海水直接传播到接收机的直达波；②经由海底地层传播到接收机的地层波；③ 经由高阻储油层传播后反射到接收机的导波[17]；④沿海水与空气分界面滑行后又折回到接收机的空气波.在海洋电磁波场成份中，通常直达波最早出现在记录的信号中，其次为地层波和高阻层导波，最后为空气波.由于电磁信号中直达波和空气波不包含任何地下电性信息，因而构成干扰.在小收发距时，直达波为主要干扰信号，造成近场盲区.在大收发距情况下，地层波和高阻层导波衰减较快，此时空气波成为很强的干扰波.空气波的干扰随海水深度变小而变强[17].
|
图 3 海洋电磁波场传播特征示意图 ①海水中的直达波；②地层波；③高阻储油层中的导波；④空气波 Fig. 3 Propagation of MCSEM waves ① Direct wave;② Earth wave;③ Guided wave;④ Air wave. |
当发射源发生倾斜时，根据(1)式和(2)式可以得到
|
(5) |
此时，发射电偶极分解为一个偶极矩为cosβ的水平电偶极子HED-x和一个偶极矩为sinβ 的垂直电偶极子VED.下面先分析两种偶极子场的特征，然后再讨论倾斜姿态引起电磁数据的误差分布规律.图 4给出单位偶极源HED-x与VED 产生的水平电场Ex的振幅和相位随收发距变化的曲线.从图中可以看出：
|
图 4 海洋电磁一维模型情况下单位偶极源HED-x与VED产生的水平电场Ex的振幅与相位随收发距变化特征.①，②，③和④与图 3相同，指示波场的主要成分 Fig. 4 Magnitude and phase of Ex for a unit HED-x and VED transmitting source above the sea bottom. The earth parameters are shown in Fig. 2.①，②，③ and ④ denote main wave components as shown in Fig.3 |
(1)当高阻层不存在时，在0～5000 m 范围内，两种偶极源产生的Ex场主要为直达波与地层波，振幅较为接近，随收发距加大衰减速度大致相同；当收发距离大于5000m 时，HED-x源的Ex场变为空气波占主导地位，衰减变慢，而VED 源的Ex场为地层波占主导地位，所以两种偶极源的Ex场在收发距5000～10000m 范围内差异变大，最后相差达到4个数量级.对于相位来说，在0～2000m 范围内时，两者的Ex场主要为海水中的直达波，它们之间的相位差随收发距增大而变大；在2000～5000 m范围内，两者的Ex场主要为地层波，它们之间的相位差约为180°，且随收发距变化的速度相同；当收发距离大于5000m 时，HED-x源产生的Ex场的相位变为常数，为空气波的相位，而VED 源产生的Ex场的相位仍然为地层波的相位.
(2)当高阻层存在时，HED-x与VED 源产生的Ex场的振幅在收发距大于4000m 时变为平行的曲线.这是由于此时两者的信号均为高阻层中的导波，传播规律相同.进一步观察可以发现，高阻层分别位于1500m深度和2000m深度时，HED-x与VED源产生的Ex场振幅的比值接近.从相位曲线上可以看出，无论高阻层埋深是1500m 还是2000m，在高阻层导波占主导地位时，HED-x与VED 源产生的Ex场相位差随收发距增加变化不大，约为190°.
图 5给出当发射偶极的倾角为β=2°，4°，6°，8°，10°，12°，没有高阻层和高阻层埋深为2000m 时，发射偶极倾斜引起的误差.从图可以看出当不存在高阻层的情况下，在收发距大于6000 m 时相位的误差为0.这是由于此时HED-x源产生的Ex场主要为空气波，远远大于VED 源产生的Ex场(地层波)，观测到的电场近似为Ex，HED-x.此时，考虑到偶极源水平分量发生的变化(由单位偶极变为cosβ)，观测电场幅值的误差近似为
|
图 5 发射偶极不同倾斜角度时电场Ex的振幅和相位随收发距变化的误差曲线 (a)和（b)是不存在高阻层的情况；（c)和（d)是高阻层位于z=2000 m处的情况.①，②，③和④的意义与图 3相同. Fig. 5 Magnitude and phase error of Ex versus oOfset for different pitch angles For (a) and (b)，no resistive layer exists； for (c) and (d)，resistive layer is located at 2000 m. ①，②，③ and ④ refer to main wave components (Fig. 3). |
|
(6) |
利用(6)式得到的结果与图 5a中6000 m 以后的误差结果吻合很好，此时不同角度的误差变为平行线.由于HED-x和VED 源产生的Ex场在地层波占主导地位时振幅较为接近并且相位差约为180°(如图 4所示)，所以此时根据(3)式计算得到的Ex将比Ex，HED-x小很多，结果便产生了如图 5a所示的较大的负误差.振幅误差与相位误差在5000m附近突变的位置为HED-x源的地层波与空气波交界的地方.由于相位不同，两种波的Ex场在一定程度上相互抵消，使得HED-x产生的Ex场振幅变小，而VED 源产生的Ex场在总场中的比例相应地加大.因而，由发射源姿态引起的误差变大.
图 5c与图 5d为存在高阻层时Ex的振幅与相位误差曲线.当收发距离大于4000m 时，HED-x源的空气波被高阻层中的导波压制，空气波对观测结果基本没有影响.根据图 4中的振幅曲线可以看出，存在高阻层时在大收发距离VED 源产生的Ex场的振幅约为HED-x源产生的Ex场振幅的十分之一，此时VED 源产生场的影响不能被忽略.由于它们之间是等比的关系，且相位差也一直约为190°左右，所以在大收发距离时同样也得到平行的误差曲线.在0～2000m 的范围内，两种偶极源的Ex振幅均为直达波，所以误差与高阻层的存在与否无关，两种情况下的误差大小接近.在2000～4000 m 范围，HED-x源产生的Ex场较早地被高阻层中的导波主导，其幅值比VED 源产生的Ex场的幅值大，VED源的影响变小，所以振幅的误差也变小.高阻层的存在与否对相位误差的影响不大，两种情况下相位的误差基本相同，在直达波占主导地位时较大，而在其余的区域均较小.
前面讨论为观测点位于x轴上的情况，但是随着海洋电磁解释技术的发展，需要三维电磁数据采集以实现多维电磁反演.所以，进一步研究在xy平面上由发射源倾斜带来的误差分布规律具有重要意义.将观测范围在xy方向均设为100～10000m，测点间距为100 m.发射源倾斜角度取为12°.下面分别考虑不存在高阻层和高阻层位于2000m 处的两种情况.
图 6(a、b、d、e)为不存在高阻层时单位HED-x与VED 源产生的Ex场的振幅与相位的平面分布图.在HED-x源产生的Ex场的振幅与相位图中，根据Ex场振幅的极小值带划分了一个边界，将整个分布区域分为两个部分：同线区域和旁线区域.两个区域中的HED 源的x方向电流分量实虚部符号相反.HED-x源产生的Ex振幅在两个区域内分布基本相同，但是直达波与地层波的相位相差约为160°.当收发距离大于5000 m 后，得到的信号基本为空气波，相位不再随收发距离变化.此时两个区域的Ex电场的相位差为180°，并且分界线变成与x轴夹角为35°的斜线.事实上，参考Weidelt(2007)给出的空气波的表达式[17]
|
图 6 单位发射偶极源HED-x与VED产生的Ex振幅与相位的平面分布及发射源倾角为12°时产生的振幅与相位误差的平面分布 (a)〜（D为高阻层不存在的情况；（g)〜⑴为高阻层位于z=2000 m时的情况. Fig. 6 Distribution of Ex magnitude and phase for a unit HED-x and VED source and the relative error resulted from pitch rotation of an MCSEM transmitting dipole at 12 degrees (a)〜（f) for the casewithout resistive layer ; (g)〜（l) for the casewith resistive layer located at depth z=2000 m |
|
(7) |
|
(8) |
其中，e(z)为方程e″(z)=iωμσ(z)e(z)的解，e(h)和e(0)分别对应z=h和z=0 的情况；角标r，air和$\phi $，air分别代表径向和切向方向的空气波；σ(z)为电导率；ω 为角频率；μ 为空气的磁导率.根据(7)和(8)式推导出空气波Ex场的表达式为
|
(9) |
其中
VED 源是纯TM 模式，它产生的场不含空气波，因此在整个区域内它产生的Ex相位变化规律是周期性的.对比图 6(d)和(e)可以发现，当直达波与地层波占主导地位时，在旁线区域VED 源产生的Ex的相位与HED-x源产生的Ex相位相差约为360°，而在同线区域两者相差约为200°.此时如利用(3)式来计算偶极倾斜后的产生的水平电场，则在旁线区域HED-x源产生的Ex场与VED 源产生的Ex场是相互加强的关系，而在同线区域二者是相互抵消的关系.由于图中白色虚线区域是HED-x源产生的Ex场振幅极小值带，VED 源产生的Ex场与HED-x源产生的Ex场在此处大小接近，发射源的倾斜对此区域的测量数据造成较大的误差.由于相位的关系，在虚线上方主要产生正的误差，而在虚线下方主要产生负的误差.在图 6(c)的同线区域中，正的垂向误差条带(x=5000～6000m 处)是由于空气波与地层波的交界处HED-x产生的Ex场与VED 源产生的Ex场有相接近的相位.此时，HED-x源和VED 源产生的Ex场叠加后大于单位HED-x源产生的Ex场.当收发距离大于5000m 时，振幅的误差可以利用公式(6)来计算，对于特定的角度误差为一固定值(图 6(c)).
当存在高阻层时，HED-x源与VED 源产生的Ex场的振幅与相位的变化均减缓.由于只有电场的垂向分量对高阻层有反应，所以同线区域由于较强的高阻层导波而变大，而旁线区域相应地变小(图 6(g，j)).虽然此时HED-x源产生的Ex幅值的极小值带已经严重地向y轴靠拢，但是振幅误差仍然主要分布在白线附近(图 6i).
从上面的分析可见，当倾角为12°时，倾斜姿态引起的观测误差大多小于20%.此时，倾斜姿态对海洋电磁数据定性解释或许不构成严重影响，然而定量解释结果会产生严重畸变.从图 4 可以看出，VED 源产生的Ex场比HED-x源产生的Ex场的近场盲区要大，因此当发射源倾斜时由于产生了VED 偶极分量，使得近场盲区总体变大.
3.3 发射源水平旋转当海洋电磁发射源水平旋转时，根据(1)和(2)式可以得到
|
(10) |
此时的发射电偶极分解为一个偶极矩为cosγ 的x方向水平电偶极子(HED-x)和一个偶极矩为sinγ的y方向水平电偶极子(HED-y).由于HED-y源在x轴上和y轴上均不产生Ex场，所以在这两个轴上测量时，观测到的电场Ex=Ex，HED-x.
下面研究发射偶极水平旋转时水平电场Ex振幅与相位误差的平面分布特征.所选测量区域与上节相同，水平旋转角度设为12°.由于图 6中已经给出了单位偶极HED-x产生的Ex场的振幅与相位分布，图 7中只给出单位偶极源HED-y产生的Ex场的振幅与相位分布及发射源旋转后产生的误差平面分布.从图 7(c，g)中可以看出，HED-y源产生的Ex场的相位与图 6中VED 源产生的Ex场的相位分布基本相同.唯一的不同之处在于当不存在高阻层时HED-y源的Ex在大收发距离时相位变为空气波相位.由于两者相位的相似性，所以它们的振幅与相位的误差分布特征也基本相同，即误差主要分布在两个区域的分界线附近.然而，误差分布有三点明显区别：
|
图 7 单位海洋电磁发射偶极HEC-y产生的迳振幅与相位的平面分布特征以及发射源水平转动12°时产生的振幅和相位误差 (a)〜（d)为不存在高阻层的情况；（e)〜（h)是高阻层在z=2000 m处的情况. Fig. 7 Magnitude and phase of Ex from a unit HED-y source and error distribution for the yaw rotation of 12 degrees (a)〜（d) for the case without resistive layer； (e)〜（h) for the case with resistive layer located at z=2000 m. |
(1) 由于VED 源产生的Ex场不含空气波，所以在大收发距时由发射源倾斜而产生的振幅误差为与角度相关的固定常数；而HED-y源产生的Ex场同HED-x源产生的Ex场都含有空气波，所以当空气波占主导地位时由水平旋转产生的振幅误差呈放射状分布；
(2) VED 源产生的Ex场的振幅极大值在x轴上，在y轴上其幅值为0，而HED-y源产生的Ex场的振幅的极大值在45°方向上，在x和y轴上其幅值均为0.因此由发射源发生倾斜引起的Ex振幅与相位误差在x轴上较大，且随收发距变化，而由发射源水平旋转引起的Ex的振幅误差在x轴上为一固定值，相位误差为0.考虑到HED-y源在x轴上不产生Ex分量，所以总的误差实质为由偶极旋转引起的偶极距变化(cosβ-1)；
(3) 由于VED 源和HED-x源产生的Ex振幅大小相差近一个数量级，而HED-y源与HED-x源产生的Ex振幅大小相近，所以对于相同角度来说，水平旋转引起的误差比倾斜引起的误差要大一个数量级左右.由于发射源的水平旋转引起的测量误差过大，所以该方向的姿态变化对海洋电磁数据定性、定量解释都会造成较大影响.
从图 7中可以看出，HED-y源产生的Ex场分量在x和y轴方向趋近于零，无法反映高阻层.因此，当发射源发生水平旋转时，在x轴和y轴上的Ex场对高阻层的总体反映能力减弱，相应的勘探深度变小.
3.4 发射源水平摆动对于图 1中水平摆动的情况，发射源的性质没有变化，只是发射源的位置发生了变化.假设处于原始水平位置时发射源的埋深zs=d，则当发射源水平摆动α 角时，其中心位置变为
|
(11) |
根据(4)式和(11)式计算摆动角度α=2°，4°，6°，8°，10°，12°时的振幅与相位的误差曲线，如图 8所示.由于源的性质没有改变，所以摆动带来的误差随收发距离的变化是相近的，这里只讨论测点位于x轴上的情况.发射源的横向位置变化在小收发距离时影响较大，当收发距离很大时，水平相对位置的变化基本可以忽略；而发射源的垂向位置变化会一直影响测量结果.由于只有在较大收发距时接受信号才反映高阻层的信息，所以发射源较小角度的水平摆动不影响定性解释.然而，由于海洋电磁数据的定量解释是以拟合所有的观测数据为基础，因此发射源水平摆动必将对反演解释结果造成影响.
|
图 8 发射偶极水平摆动时水平电场Ei的振幅与相位随收发距变化的误差曲线 (a)和（b)是高阻层不存在时的情况；（c)和（d)是高阻层位于z=2000 m处的情况. Fig. 8 Magnitude and phase error versus offset for electrical field Ex for different roll angles In (a) and (b)，no resistive layer exists, while in (c) and (d) resistive layer is located at 2000 m. |
对于通常的海洋电磁观测，图 1中的三种发射源姿态变化可能同时存在，此时就需要分析姿态叠加后测量误差的分布规律.由于发射源水平摆动对测量数据的影响在收发距大于1000m 时远小于另两种姿态对测量数据的影响，所以水平摆动不会对姿态叠加后的误差分布规律产生太大影响.由于篇幅所限，下面主要研究发射源的倾斜和水平旋转两种叠加姿态对观测数据的影响.根据(1)和(2)式，当发射源发生倾斜和水平转动时，
|
(12) |
此时地球坐标系中HED-x源的偶极矩为cosγcosβ，HED-y源的偶极矩为sinγcosβ，VED 源的偶极矩为sinβ.根据(4)和(12)式计算倾斜β角和水平转动γ 角均为12°时Ex场的振幅与相位误差平面分布.如图 9所示，在虚线附近的HED-y源产生的Ex场远大于VED 源产生的Ex场，所以在虚线附近的误差基本由HED-y源产生，其分布与单独由水平转动引起的误差分布基本相同.在x轴上HED-y源的Ex场为0，误差主要由发射源的倾斜引起，空气波占主导地位时为一个常数(cosγcosβ-1).
|
图 9 发射源倾斜角和水平转动角均为12°时产生的振幅和相位误差的平面分布 (a)和（b)是不存在高阻层的情况；（)和（d)是高阻层在z=2000 m处的情况. Fig. 9 Magnitude and phase error for horizontal Ex when both the yaw and pitch angle are 12 degrees In (a) and (b)，no resistive layer exists, while in (c) and (d) resistive layer is located at z=2000 m |
本文利用欧拉旋转有效地建立了发射源坐标系和地球坐标系之间的关系，从而将任意姿态下的发射源偶极矩通过矩阵变换到地球坐标系中，以实现海洋电磁发射源姿态变化条件下的正演模拟.通过对海洋可控源电磁发射源水平摆动、倾斜和水平旋转等三种基本姿态，以及由其叠加而引起的海洋电磁数据(振幅与相位)误差分布规律的研究发现：
(1) 对于倾斜和水平旋转这两种情况来说，它们引起的误差分布规律大致相同，即较大的误差都分布在HED-x源产生的Ex场的同线区域和旁线区域的分界线附近.因为相位的关系，在分界线上方误差主要为正值，下方误差主要为负值；
(2) 发射源水平旋转产生两个水平偶极分量，而发射源倾斜则产生一个水平和一个垂直偶极分量.由于源的性质不同，发射源水平旋转较倾斜的影响严重，两者引起的误差相差一个数量级左右；
(3) 由于HED-y源在x-轴上不产生x-方向的电场分量，如果海洋电磁只是沿同线x方向观测，水平旋转情况的误差为一较小的固定值，不影响定性解释；
(4) 由于VED 源比HED-x源在高阻层中产生的导波幅值小一个数量级左右，所以由发射源倾斜引起的误差在整个海底测量平面内均较小，定性解释时可以忽略微小倾斜姿态变化造成的影响；
(5) 对于水平摆动的情况，发射与接收水平相对位置的变化只在小收发距时产生较大的影响，而发射偶极垂向高度的变化在所有地方产生的误差均较小.由于海洋可控源电磁法在大收发距离时才反映高阻层的信息，所以在摆动角度较小时它也基本上不影响定性解释；
(6) 由本文的算例可以看出，对于存在高阻储油层的情况，当发射偶极倾斜12°时，小收发距端观测误差可达20%.由于海洋电磁观测的最终目标是地下含油储集层的反演解释，发射源姿态变化导致数据畸变，必将影响反演解释结果.由于在实际海洋电磁观测时，发射源始终处于一种动态过程中，其姿态的精确监测目前仍是一个技术难题.本文希望通过对其影响特征的分析促进海洋电磁发射源监控系统研发.相应地，发射源姿态对海洋电磁反演解释结果的影响及校正技术是未来的重要研究方向.
| [1] | Cox C S. On the electrical conductivity of the oceanic lithosphere. Physics of the Earth and Planetary Interiors , 1981, 25(3): 196-201. DOI:10.1016/0031-9201(81)90061-3 |
| [2] | Cos C S, Constable S C, Chave A D, et al. Controlled source electromagnetic sounding of the oceanic lithosphere. Nature , 1986, 320(6067): 52-54. |
| [3] | Edwards R N, Chave A D. A transient electric dipole-dipole method for mapping the conductivity of the sea floor. Geophysics , 1986, 51(4): 984-987. DOI:10.1190/1.1442156 |
| [4] | Sinha M C, Patel P D, Unsworth M J, et al. An active source electromagnetic sounding system for marine use. Marine Geophysical Research , 1990, 12(1-2): 59-68. DOI:10.1007/BF00310563 |
| [5] | Constable S C, Cox C S. Marine controlled source electromagnetic sounding: 2. The PEGASUS experiment. Journal of Geophysical Research , 1996, 101(B3): 5519-5530. DOI:10.1029/95JB03738 |
| [6] | Edwards R N. On the resource evaluation of marine gas hydrate deposits using sea-floor transient electric dipole-dipole methods. Geophysics , 1997, 62(1): 63-74. DOI:10.1190/1.1444146 |
| [7] | Eidesmo T, Ellingsrud S, MacGregor L M, et al. Sea bed Logging(SBL), a new method for remote and direct identification of hydrocarbon filled layers in deepwater areas. First Break , 2002, 20(3): 144-152. |
| [8] | Edwards R N. Marine controlled source electromagnetics: principles, methodologies, future commercial applications. Surv. Geophys , 2005, 26(6): 675-700. DOI:10.1007/s10712-005-1830-3 |
| [9] | 何展翔, 孙卫斌, 孔繁恕, 等. 海洋电磁法. 石油地球物理勘探 , 2006, 41(4): 451–457. He Z X, Sun W B, Kong F S, et al. Marine electromagnetic method. Oil Geophysical Prospecting (in Chinese) (in Chinese) , 2006, 41(4): 451-457. |
| [10] | Srnka L J, Carazzone J J, Ephron M S, et al. Remote reservoir resistivity mapping. The Leading Edge , 2006, 25(8): 972-975. DOI:10.1190/1.2335169 |
| [11] | Constable S C. Ten years of marine CSEM for hydrocarbon exploration. Geophysics , 2010, 75(5): 75A67-75A81. DOI:10.1190/1.3483451 |
| [12] | Constable S, Weiss C J. Mapping thin resistors and hydrocarbons with marine EM methods: Insights from 1D modeling. Geophysics , 2006, 71(2): G43-G51. DOI:10.1190/1.2187748 |
| [13] | 付长民, 底青云, 王秒月. 海洋可控源电磁法三维数值模拟. 石油地球物理勘探 , 2009, 44(3): 358–363. Fu C M, Di Q Y, Wang M Y. 3d numeric simulation of marine controlled source electromagnetics (mcsem). Oil geophysical Prospecting (in Chinese) (in Chinese) , 2009, 44(3): 358-363. |
| [14] | Chave A D, Cox C S. Controlled electromagnetic sources for measuring electrical conductivity beneath the oceans: Part 1- Forward problem and model study. Journal of Geophysical Research , 1982, 87(B7): 5327-5338. DOI:10.1029/JB087iB07p05327 |
| [15] | Cox C S, Chave A D, Constable S. Offshore controlled source EM surveying, University of California proposal, 1984. |
| [16] | Um E S, Alumbaugh D L. On the physics of the marine controlled-source electromagnetic method. Geophysics , 2007, 72(2): WA13-WA26. DOI:10.1190/1.2432482 |
| [17] | Weidelt P. Guided waves in marine CSEM. Geophys. J. Int , 2007, 171(1): 153-176. DOI:10.1111/gji.2007.171.issue-1 |
| [18] | Weiss C J. The fallacy of the "shallow-water problem" in marine CSEM exploration. Geophysics , 2007, 72(6): A93-A97. DOI:10.1190/1.2786868 |
| [19] | Ziolkowski A, Wright D. Removal of the airwave in shallow marine transient EM data. 77th Annual International Meeting, SEG, Expanded Abstracts , 2007: 534-538. |
| [20] | Andréis D, MacGregor L. Controlled-source electromagnetic sounding in shallow water: Principles and applications. Geophysics , 2008, 73(1): F21-F32. DOI:10.1190/1.2815721 |
| [21] | L?seth L O, Amundsen L, Jenssen A J K. A solution to the airwave-removal problem in shallow-water marine EM. Geophysics , 2010, 75(5): A37-A42. DOI:10.1190/1.3475359 |
| [22] | 李予国, ConstableS. 浅水区瞬变电磁法: 一维数值模拟结果分析. 地球物理学报 , 2010, 53(3): 737–742. Li Y G, Constable S. Transient electromagnetic in shallow water: insights from 1D modeling. Chinese J. Geophys (in Chinese) , 2010, 53(3): 737-742. |
| [23] | Chen J P, Alumbaugh D L. Three methods for mitigating airwaves in shallow water marine controlled-source electromagnetic data. Geophysics , 2011, 76(2): F89-F99. DOI:10.1190/1.3536641 |
| [24] | Yin C, Fraser D C. Attitude corrections of helicopter EM data using a superposed dipole model. Geophysics , 2004, 69(2): 431-439. DOI:10.1190/1.1707063 |
| [25] | Yin C. Geoelectrical inversion for a one-dimensional anisotropic model and inherent non-uniqueness. Geophys. J. Int , 2000, 140(1): 11-23. DOI:10.1046/j.1365-246x.2000.00974.x |