2. 河南省地质调查院, 郑州 450001
2. Henan Institute of Geological Survey, Zhengzhou 450001, China
瞬变电磁法已广泛应用于金属矿产勘探、煤田勘探、环境水文调查等领域[1-8].瞬变电磁法勘探流程中, 可行性分析、勘探方案设计和资料处理与解释三个环节均需要正演参与, 因此精确、稳定、高效的正演算法对电磁法勘探具有重要意义.
瞬变电磁法三维数值模拟主要有两种思路:第一种思路是时步法, 即对控制方程在时间域利用数值差分算法进行显式或隐式离散, 利用解析解或数值算法获得初始时刻电磁场后, 按照一定时间步长开始迭代, 每迭代一次均需利用数值算法, 比如有限差分法、有限单元法, 计算一次所有剖分网格的电磁场, 直到获得指定时刻的电磁场[9].Wang与Hohmann采用时步法对回线源激励的瞬变电磁场进行了三维数值模拟.他们利用基于交错网格的显式有限差分法, 对麦克斯韦方程组采用DuFort-Frankel法进行离散, 并以解析法计算的均匀半空间浅层网格电场、磁场脉冲响应作为初始值[10]. Commer与Newman沿用了Wang与Hohmann的数值模拟思路, 并做了如下改进:对接地长导线激发的电磁场进行了数值模拟, 使用有限差分法计算了复杂地电模型的电场值作为初始值, 并使用并行算法提高了计算效率[11].Um等学者继承了Commer和Newman的思路, 不同之处在于:以电场扩散方程作为控制方程代替了麦克斯韦方程组; 时间域离散时, 以隐式的向后欧拉法代替了显式的DuFort-Frankel法; 数值方法选用矢量有限单元法[12-13]. 2012年, 林君等将Wang和Hohmann的算法应用于全波形时间域航空电磁法的数值模拟, 为全波形三维反演和仪器设计奠定了基础[14].2013年, 李貅等对Wang与Hohmann算法做了重大改进, 主要体现在两方面:通过将矩形回线源电流密度加入麦克斯韦方程组的安培环路定理方程, 实现回线源瞬变电磁激发源加入; 在激发电流源的计算中考虑关断时间[15].另外, Druskin与Knizhnerman使用了频谱微分-差分技术用于模拟三维瞬变电磁场, 后来这种方法被称为spectral Lanczos decomposition method (SLDM)[16].
瞬变电磁法三维数值模拟的第二种思路为:先求得频率域电磁场, 再通过余弦变换或Gaver-Stehfest算法获得时间域电磁场.Newman等先利用积分方程法获得频率域回线源激发的电磁场, 再利用频率域电磁场的实部项由余弦变换获得了磁场脉冲响应[17-18].Sugeng和本文作者先后使用矢量有限单元法获得了回线源激发的瞬变电磁场响应, 不同的是Sugeng使用了逆傅里叶变换, 而本文作者使用的是Gaver-Stehfest算法[19-21].
本文三维正演采用先求解拉普拉斯域电场、再应用Gaver-Stehfest算法获得时间域磁场的思路, 数值方法选用基于交错网格的有限差分法和有限体积法以及基于矩形块网格的矢量有限单元法.交错网格有限差分法精度高、速度快, 目前该算法已广泛应用于大地电磁法、可控源电磁法的三维正、反演[22-26], 有限体积法也已应用于可控源电磁法的三维正演[27-28]; 而这两种数值算法却鲜见于瞬变电磁法的三维正演.
2 电场Helmholtz方程本文中, 三种数值方法使用的控制方程均为拉普拉斯域电场异常场Helmholtz方程.在采用正谐时eiωt, 并不考虑位移电流的情况下, 拉普拉斯域电场异常场Helmholtz方程可写作[20-21]
(1) |
式中
由于电磁场在导电介质中的自然衰减, 只要选取足够大的计算区域, 即可认为电场异常场在边界处的影响可忽略不计, 那么边界条件为
(2) |
当采用有限差分法和有限体积法时, 我们使用交错网格剖分计算区域.为了与基于矩形块单元的矢量有限元相对比(如图 1), 我们采用电场定义在棱边、磁场定义在表面的交错网格(如图 2).
交错网格有限差分法思路如下:根据旋度定义, 将(1)式中双旋度算子展开, x、y和z三个方向的电场定义分别在(i+1/2, j, k)、(i, j+1/2, k)和(i, j, k+1/2)处, 可得到如下三式[22]:
(3) |
(4) |
(5) |
式中, Δxi、Δyj和Δzk分别是单元(i, j, k)在x、y和z三方向的棱边长度; Δx'i为单元(i-1/2, j, k)和(i+ 1/2, j, k)之间的棱边长度, Δy'j是单元(i, j-1/2, k)和(i, j+1/2, k)之间的棱边长度, Δz'i是单元(i, j, k-1/2)和(i, j, k+1/2)之间的棱边长度; 其中1/2表示棱边中点.
有限体积法思路如下:根据矢量恒等式
(6) |
式中, Ω为单个剖分单元体积、Γ是该剖分单元的外表面, n为外表面单位法向分量.那么式(1)可改写为
(7) |
对式(7)在x、y和z三个方向分别离散, 可得到有限体积法的方程组[27-28]:
(8) |
(9) |
(10) |
电导率定义方式如同交错网格有限差分法.事实上, 有限差分法与有限体积法的离散方程可以相互转换, 分别用ΔxiΔy'jΔz'i、Δx'iΔyjΔz'i和Δx'iΔy'jΔzi乘以式(3)、(4)和(5)即可得到式(8)、(9)和(10).
3.4 矢量有限单元法以式(1)为控制方程, 应用Galerkin法来推导有限元方程.设余量r为
(11) |
那么在单元e内有
式中N为各个方向矢量基函数组成的向量.将(11)式代入(12)式, 经过矢量运算, 得
(13) |
其中
4 数值算法后处理由于交错网格有限差分法、有限体积法和矢量有限单元法将待求电场均定义在棱边上, 因此三种数值方法在电场待求量编码、计算背景场、后处理等环节具有相似性.对计算区域经三种数值算法离散后, 均要得到大型线性方程组, 本文采用对称超松弛预处理的双共轭梯度稳定法(SSOR-BICGSTAB)求解这些方程组[29-30], 进而获得拉普拉斯域电场异常场.
获得拉普拉斯域电场异常场后, 利用Gaver-Stehfest算法获得时间域电场异常场[31-32], 其中Gaver-Stehfest算法系数数目为12.之后, 再根据法拉第电磁感应定律获得磁场异常场, 其垂直分量为:
(14) |
由一维解析解获得磁场时间域背景场后, 与磁场异常场相加获得磁场二次场, 进而得到感应电动势.
5 算法验证本文共设置了3个地电模型, 模型1和模型2为低阻块状体模型, 模型3为水平低阻板状体模型.模型1和模型2的网格剖分方案见表 1.交错网格有限差分法和有限体积法中, 对系数矩阵按行压缩存储; 而矢量有限单元法中, 对半带宽系数矩阵按行压缩存储.对于模型1, 交错网格有限差分法(SFD)、有限体积法(FV)和矢量有限单元法(VFEM)的网格剖分方案一致、待求量相同, 但矢量有限单元法生成的系数矩阵非零元数目约为交错网格有限差分法和有限体积法系数矩阵非零元数目的5.3倍, 因此生成系数矩阵、求解大型方程组更耗时.对于模型2, 交错网格有限差分法和有限体积法的网格剖分比矢量有限单元法网格剖分更加精细, 但是系数矩阵非零元数目却较少.因此, 从减少计算量、提高效率的角度来看, 交错网格有限差分法和有限体积法比矢量有限元法更适合于简单地电模型; 而矢量有限单元法的优势在于能够精确描述复杂地质体、提高数值模拟精度.
本文的计算环境为:Win7 64位操作系统, Inter I3双核四线程处理器、主频为2.4GHz, 4G内存.我们使用Matlab语言编制了矢量有限单元法、交错网格有限差分法和有限体积法的系数矩阵生成、计算背景场以及后处理程序, 并采用基于核数并行的Parfor循环加快计算速度; 而使用Fortran语言编制了求解方程组程序, 并采用基于线程数并行的应用程序编程接口OpenMP加快计算速度.
5.1 模型1地电模型如图 3所示:一个电阻率为0.5Ωm块状体埋藏于电阻率为10Ωm的均匀半空间, 块状体顶部埋深30m、长100m、宽40m和高30m, 采用中心回线装置.由图 4可看出:SFD、FV与VFEM[20]结果吻合非常良好, 这是由于三种算法所使用的控制方程、时频转换方法、网格剖分以及求解大型方程组的方法都是相同的; 而与积分方程法(IE)[17]和时域有限差分法(FDTD)[10]的结果略有不同:在0.0001s至0.0016s段, SFD和FV与IE结果吻合较好, 而比FDTD结果略小; 在0.0016s至0.0064s段, SFD和FV与FDTD结果吻合较好, 而比IE结果略大.
Gaver-Stehfest算法中, 拉普拉斯域变量s的离散形式为m·ln2/t, 其中m为Gaver-Stehfest算法系数编号, 取值范围为1≤m≤M, M为Gaver-Stehfest算法系数数目, t为观测时刻.当Gaver-Stehfest算法系数数目为12时, 获得一个时刻的感应电动势, 需求解12个拉普拉斯域方程组.图 5和图 6分别为采用交错网格有限差分法和有限体积法时, 模型1的SSOR-BICGSTAB法收敛曲线.从图中可看出:对于两个时刻, m值越小, 求解方程组收敛速度越慢; 观测时刻越大, 求解方程组收敛速度也越慢.这种现象类似于频率域电磁法三维数值模拟所遇到的情况:频率低时, 式(1)左端第二项和右端项均很小, 数值算法离散形成的方程组为病态方程组; 采用迭代法求解病态方程组时, 受计算机字长所限, 舍入误差随迭代次数的增加而累积、对数值解影响很大, 进而出现收敛速度慢、求解精度低的现象[25, 33-34].
我们从场论角度进一步分析这一现象.采用数值算法求解(1)式时, 由于迭代法获得的数值解无法保证电流密度的散度为零、相当于引入了"虚拟源", 而采用散度校正技术可以消除这些"虚拟源"对电磁场的不利影响, 进而提高迭代法求解精度和速度[35-36].
瞬变电磁法三维数值模拟中, 当观测时刻较小时, "虚拟源"产生的电磁场与二次场相比而言较弱、对数值模拟精度的影响可忽略不计; 观测时刻较大时, 随着二次场的衰减, "虚拟源"产生的电磁场对数值模拟精度的影响逐渐增大, 数值解精度下降、甚至出现畸变.本文数值模拟时, 观测时刻内三种数值算法精度较高, 因此未再使用散度校正技术.
5.2 模型2地电模型如图 7所示:一个电阻率为0.333Ωm块状体埋藏于电阻率为100Ωm的均匀半空间, 块状体顶部埋深80m、长100m、宽50m和高100m.坐标原点位于发射回线几何中心, 测点x坐标分别为0m和140m, y坐标均为0m.由图 8可看出:对于两个测点(0, 0), SFD、FV和VFEM[20]计算的感应电动势曲线介于FDTD[10]和SLDM[16]计算的曲线之间; 时域有限差分计算结果略小, 而SLDM算法计算结果略大.对于测点(140, 0), 0.0024s之前, SFD、VFEM、FDTD和SLDM法计算的感应电动势曲线吻合良好, FV计算的感应电动势略大; 0.0024s之后, 5种数值方法计算结果差别较大, 尤其是0.0032s时差别最大.
对比图 5、图 6与图 9、图 10, 我们可发现对于相同的m·ln2/t, 模型2比模型1的收敛速度慢.这主要是由以下原因引起:①模型2中电导率较小、式(1)左端第二项和右端项较小; ②模型2中, 网格剖分更加复杂、方程组阶数更大.
模型3是一个水平低阻板状体模型.该板状体水平方向尺度为1880m×1880m、厚度为20m、埋深为100m;板状体电阻率为1Ωm, 均匀半空间电阻率为100Ωm.发射回线形状为正方形、边长为500m, 坐标原点位于发射回线几何中心.地表测点x和y方向的分布范围均为[-640, 640], 一共1681个测点.本例中, 我们使用交错网格有限差分法、有限体积法和一维解析法[37]计算感应电动势.
图 11为测点(0, 0)和(220, 220)的感应电动势曲线.由于水平板状体可近似看作三层层状介质, 我们还计算了一维解析解.对于两个测点, 交错网格有限差分法和有限体积法计算的感应电动势非常吻合, 与0.0001~0.0008s之间4个时刻的感应电动势一维解析解差异较为明显; 而与0.0016~0.0128s之间4个时刻的感应电动势一维解析解吻合较好.
图 12、图 13为交错网格有限差分法、有限体积法和一维解析法计算的不同时刻感应电动势等值线图.在较小时刻, 根据两种数值算法计算的感应电动势等值线图非常吻合; 从0.0032s开始, 随着观测时刻的增大, 这种吻合程度逐渐下降.对比两种数值算法计算的感应电动势, 我们发现有限体积法计算的晚期(尤其是0.0064s和0.0128s)感应电动势等值线图在矩形发射回线4个顶点附近不光滑、畸变程度大.因此, 在本研究中, 有限体积法比交错网格有限差分法的计算精度稍差.而一维解析法计算的感应电动势等值线图始终非常光滑、不存在畸变现象.
将两种数值算法与一维解析法计算的感应电动势作比较, 我们发现:3种方法计算的感应电动势等值线图形状非常吻合, 只是在感应电动势数值范围略有差别, 比如在0.0001s, 一维解析法计算的感应电动势数值范围更大, 又如在0.0002s、0.0004s和0.0008s, 两种数值算法计算的感应电动势数值范围更大.而在0.0128s, 两种数值算法计算的感应电动势仍存在感应电动势负值, 而一维解析法计算的感应电动势已不存在负值, 这主要与三维模型计算区域、算法精度有关.
观测时刻从小到大, 感应电动势等值线的形状、正值范围逐渐变化.从0.0001s到0.0008s, 感应电动势正值只集中于发射回线范围内; 正值等值线形状为发射回线形状, 而负值等值线形状总体为圆形、局部呈闭合准椭圆形.从0.0016s开始, 感应电动势正值逐渐分布于发射回线外部, 正值等值线逐渐变为圆形、闭合的准椭圆形负值等值线消失.至0.0128s时, 感应电动势正值范围已基本占满计算区域, 等值线形状均为圆形.感应电动势正值范围和等值线形状的变化可由瞬变电磁场的传播方式合理解释.
6 结论与讨论本文实现了基于电场Helmholtz方程的交错网格有限差分法和有限体积法对回线源瞬变电磁法的三维正演, 并通过与积分方程法、时域有限差分法、矢量有限单元法和SLDM法的数值解对比, 验证了算法的正确性.交错网格有限差分法、有限体积法和基于矩形块网格的矢量有限单元法均将待求电场定义在棱边上, 因此三种数值算法在电场待求量编码、计算背景场、后处理等方面可采用相同的处理方式.通过模型1和模型2, 我们发现交错网格有限差分法和有限体积法生成的系数矩阵比矢量有限单元法的系数矩阵更加稀疏, 算法全部用时约为矢量有限单元法的三分之一.
我们通过水平低阻板状体模型比较了交错网格有限差分法和有限体积法的计算精度.结果表明:本例中, 有限体积法计算的晚期(尤其是0.0064s和0.0128s)感应电动势等值线在矩形发射回线4个顶点附近不光滑、畸变程度大, 算法精度较低.除此之外, 我们还利用一维解析法计算了相应三层层状地电模型的感应电动势; 对比两种数值算法与一维解析法后发现:三种算法计算的感应电动势等值线形状吻合程度高, 只是感应电动势数值范围略有差别, 进一步验证了本文数值算法的正确性.
通过与多种数值算法和一维解析解比较, 本文所给出的实例具有较高计算精度.但是, 为了能够获得更晚延时的精确瞬变电磁响应, 在未来研究中应考虑使用散度校正条件.另外, 鉴于交错网格有限差分法和有限体积法的精确性和高效性, 我们可以预见未来真正能够达到实用程度的瞬变电磁法三维反演也很有可能基于这两种数值算法.
致谢感谢两位匿名审稿专家的专业评述与建议, 使得本文更加完善.
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