因经济、无损、方便快速、分辨率高和信息丰富等独特优点, 近些年来瞬变电磁法在诸如黄土层^[1]和碳酸盐岩^[2-3]等介质条件下的勘探工作中得到了广泛应用^[4]。计算视电阻率是瞬变电磁数据处理与解释工作的重要内容之一, 传统的全期视电阻率计算方法具有计算量大、耗时长且难以压制多解性等问题, 同时正演模型相比实际环境较为简单, 因此视电阻率会产生较强的体积效应, 从而降低探测分辨率。这些难题阻碍着瞬变电磁数据的快速处理, 以及对不同电阻率的地下介质的精确识别和划分。基于此, 实现对全期视电阻率的优化是目前需要解决的问题。

全期视电阻率的优化算法众多, 大体上分为反演方法、直接计算视电阻率解析解和最优化计算视电阻率数值解等方法。目前反演方法主要有高斯牛顿法、非线性共轭梯度法、拟牛顿法、有限差分法和机器学习等^[5-9]。反演方法能够对同一测点的所有时道对应的视电阻率起到整体约束作用, 但多解性较强, 实现野外环境的多层介质划分较为困难。部分学者针对上述反演问题开展研究并取得了较大进展。KHAN等^[10]基于一维Occam反演计算了全期视电阻率, 将扩散场转换为波场进而构造了伪地震剖面, 分辨率较高, 但该方法对实现近地表介质电性分布情况的精细探查较为困难; WANG等^[11]通过将脉冲响应转变为阶跃响应从而得到单调的响应核函数, 进而反演了全时间段无畸变的全期视电阻率。

直接计算视电阻率解析解的方法基于简化电磁场方程, 通过降低计算难度获取视电阻率近似解。BAI等^[12]采用过渡点将全时间段划分为早期、过渡带和晚期, 计算了全时间段的视电阻率, 这种计算方式割裂了完整时间段, 导致视电阻率的计算过程在时间段内不连续。最优化计算方法采用未做简化的电磁场方程, 以迭代视电阻率等方式计算视电阻率的数值解。LI等^[13-14]使用快速模拟退火法和二分法计算全时间段视电阻率, 结果较为准确地反映出了第一层和最后一层介质的视电阻率分布规律, 但由于选用的时间段范围较窄且时道数值偏大, 视电阻率计算结果集中于中深层, 导致结果中的浅层分辨率有限。这些全期视电阻率计算方法未能有效降低体积效应, 因此, 不利于分辨电性分界面。

为了解决这一问题, 杨海燕等^[15]对斜阶跃响应进行校正, 发现能够提高对浅部层状地层的分辨能力; 许洋铖等^[16]采用“双烟圈”理论, 消除了因高阻假异常产生的目标体深度加深现象。这些计算方法对于计算结果起到了明显的约束作用, 避免了在部分时道或深度下结果出现较大误差。

本文为实现多层介质划分并校正视电阻率, 以削弱体积效应并提高分辨率, 采用基于磁性源瞬变电磁法的零偏移距全期视电阻率理论划分单调区间, 结合模型情况或地质条件重新构造响应核函数, 以二分法计算全期视电阻率; 研究了半球壳层校正方法, 结合扩散深度公式和校正模型推导出了视电阻率校正表达式; 再根据该表达式对全期视电阻率进行逐层校正。理论模型数据和选定试验区的实际数据的应用结果表明, 半球壳层校正方法可以有效削弱上覆介质对下伏介质的影响并突出地下介质的差异性。

1 基本理论 1.1 全期视电阻率理论

由麦克斯韦方程组可以推导出描述均匀介质中二次场变化的表达式。磁性源瞬变电磁法零偏移距全期感应电动势表达式^[17]如下:

$ \varepsilon=3 I \rho\left[\varPhi(u)-(2 / \pi)^{1 / 2} u\left(1+u^2 / 3\right) \mathrm{e}^{-u^2 / 2}\right] / a^3 $

(1)

其中, ε为感应电动势, I为电流, ρ为视电阻率, a为发射线圈半径, Φ(u)为概率积分,

$ u=a\left(\mu_0 / 2 \rho t\right)^{1 / 2} $

(2)

式中: μ₀为真空磁导率; t为时道。当u≪1, 即时道t→∞时, 对概率积分Φ(u)和包含u的部分进行泰勒展开, 得到感应电动势表达式:

$ \varepsilon=\left(I a^2 \sigma^{3 / 2} \mu_0^{5 / 2}\right) /\left(20 \pi^{1 / 2} u^{5 / 2}\right) $

(3)

其中, 电导率σ是视电阻率ρ的倒数。由(3)式得出晚期视电阻率表达式为:

$ \rho=\left[\mu_0 /(4 \pi t)\right] /\left[2 \pi I a^2 \mu_0 /(5 t \varepsilon)\right]^{2 / 3} $

(4)

分析不同条件下的均匀介质零偏移距正演结果, 以研究时道和电阻率在各自取值区间对感应电动势的影响。为了模拟野外实际采集过程, 磁性源零偏移距瞬变电磁装置取等效面积为60000m²的单匝发射线圈进行研究。

时道分别取10^-6, 10^-5, 10^-4, 10^-3, 10^-2s, 感应电动势与电阻率的关系曲线如图 1所示。由图 1可见, 在时道固定时, 电阻率对感应电动势具有唯一映射关系。随着时道的减小, 感应电动势先上升后下降, 同一感应电动势对应2个电阻率。时道越小, 感应电动势先上升的电阻率区间范围越大。

电阻率分别取10, 50, 100, 500, 1000, 3000Ω·m, 感应电动势与时道的变化关系如图 2所示。由图 2可见, 电阻率固定时, 时道与感应电动势之间具有唯一映射关系。电阻率越小, 感应电动势出现的平缓增区间越大。时道较小时, 受关断时间影响, 响应可能会出现上升的情况, 而由一次场激发的二次场最终衰减直至消失, 此时出现单一感应电动势对应2个电阻率的解的情况。感应电动势与时道的变化关系曲线存在交叉点, 这也表明在同一时道下, 全期视电阻率可能存在2个解。往往在时道较小的情况下存在多解性的问题, 而早期响应反映的是浅层介质的电性分布规律。存在多解性问题时, 需要根据浅层地质资料进行判断, 进而选取感应电动势与视电阻率的上升区间亦或下降区间以计算全期视电阻率。

为模拟野外数据采集装置, 选取单匝发射线圈等效面积为60000m², 电阻率为20, 200, 3000Ω·m的均匀介质模型, 正演结果如图 3所示。图 3中出现的交叉点即为计算全期视电阻率时存在的同一感应电动势对应2个视电阻率的情况。

1.2 感应电动势单调性分析

分析图 1和图 2的正演结果, 发现感应电动势存在单调区间, 因此, 已知感应电动势, 计算视电阻率时, 需要确定感应电动势导数值为0对应的视电阻率, 再将感应电动势与视电阻率的单调区间划分成单调上升和单调下降的2个单调区间, 以解决计算视电阻率时存在的多解性问题。

如果直接求解感应电动势导函数表达式, 计算量大、耗时长, 同时因为计算过程中存在判断过程, 导致无法直接得到导函数的表达式。为此可以先计算感应电动势, 再使用差商的方法计算感应电动势导数。计算感应电动势时需要计算正态概率积分函数Φ(u), 直接积分计算会产生相同问题, 因此, 使用多项式来近似计算误差函数以减少计算量, 进而得到正态概率积分函数。

因视电阻率是正数, 故选用向后差商法((5)式)近似计算感应电动势与视电阻率的变化关系曲线对应的感应电动势对于视电阻率的偏导数。

$ \partial \varepsilon(\rho) / \partial \rho=[\varepsilon(\rho+\Delta \rho)-\varepsilon(\rho)] /(\Delta \rho) $

(5)

式中: Δρ为视电阻率值的微小增量。

图 4显示了均匀介质零偏移距条件下不同时道感应电动势对视电阻率的导数与电阻率的关系曲线。由图 4可见, 感应电动势对视电阻率的导数在部分时道出现变号现象。如果选取的视电阻率区间中存在的最小与最大视电阻率对应的感应电动势对视电阻率的导数正负号相反, 说明存在感应电动势对视电阻率的导数为0的情况, 即:

$ \partial \varepsilon(\rho) / \partial \rho=0 $

(6)

采用二分法, 找到导数为0对应的视电阻率值, 即:

$ \varepsilon^{\prime}(\rho)=\partial \varepsilon(\rho) / \partial \rho \approx 0 $

(7)

由于感应电动势保持单调, 使用二分法的过程中, 选取视电阻率区间中的最大值和最小值记为ρ_max和ρ_min, 二分之后的视电阻率记为ρ_middle:

$ \rho_{\text {middle }}=\left(\rho_{\min }+\rho_{\max }\right) / 2 $

(8)

若ρ_max和ρ_min分别对应的感应电动势的导数为ε′(ρ_min)和ε′(ρ_max)不满足(9)式

$ \varepsilon^{\prime}\left(\rho_{\min }\right) \cdot \varepsilon^{\prime}\left(\rho_{\max }\right) \leqslant 0 $

(9)

则说明感应电动势始终保持单调。

若ρ_max和ρ_min分别对应的感应电动势的导数ε′(ρ_min)和ε′(ρ_max)满足(9)式, 则说明感应电动势的导数存在为0的情况, 即感应电动势存在2个单调区间。若

$ \varepsilon^{\prime}\left(\rho_{\text {min }}\right) \cdot \varepsilon^{\prime}\left(\rho_{\text {middle }}\right)>0 $

(10)

其中, ε′(ρ_middle)是ρ_middle对应的感应电动势的导数, 令

$ \rho_{\min }=\rho_{\text {middle }} $

(11)

否则, 令

$ \rho_{\max }=\rho_{\text {middle }} $

(12)

记最大迭代次数为200, 初始迭代次数k为0, 视电阻率误差为e₁^*, 迭代ρ_middle以得到感应电动势导数为0时对应的视电阻率, 满足以上条件之一则输出ρ_middle, 停止计算, 否则返回(8)式继续进行迭代。根据浅部地层的介质特征, 判断选用感应电动势的上升区间或下降区间。计算感应电动势对视电阻率的导数为0时对应的视电阻率的流程如图 5所示。

1.3 全期视电阻率计算

部分计算误差函数的方法不能直接计算误差函数的导数, 即无法通过求导函数的方式直接计算感应电动势的导数。为了避免在求导时出现其它误差, 选用不涉及计算导数的二分法^[18-19]进行视电阻率最优化计算, 构造函数:

$ \varepsilon_1=\varepsilon_i-\varepsilon\left(\rho_{\min }^*\right) $

(13)

$ \varepsilon_2=\varepsilon_i-\varepsilon\left(\rho_{\max }^*\right) $

(14)

式中: ρ_min^*和ρ_max^*分别为二分法计算全期视电阻率时, 视电阻率单调区间的最小值和最大值, ε_i为从最小时道开始计数的第i组数据。

记最大迭代次数为200, 视电阻率误差为e₂^*, 迭代ρ_middle^*进行视电阻率最优化计算, 满足以上条件之一则输出ρ_middle^*, 全期视电阻率具体计算流程如图 6所示。

1.4 视电阻率校正理论

反演等视电阻率求解方法大多无法削弱上覆介质的影响^[20-21], 同时地层的分层数量受主观意识的影响较大^[22], 且具有多解性并难以压制^[23]。因此基于磁性源瞬变电磁法的全期视电阻率理论, 研究半球壳层校正方法, 以削弱上覆介质对下伏介质的视电阻率值的影响, 突出地下非均匀性, 减少划分地层数量时的主观性, 以得到更客观的视电阻率解。

给定t₁是第1个时道, t₂是第2个时道, h₁是时道对应的第1层扩散深度, h₂是时道对应的第2层扩散深度, ρ₁是第1层扩散深度对应的视电阻率, ρ₂是第2层扩散深度对应的视电阻率, 有如下关系式^[24]:

$ h_1=\left[\rho_1 t_1 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{1 / 2} $

(15)

$ h_2=\left[\rho_2 t_2 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{1 / 2} $

(16)

将地下介质视为由多层均匀介质构成的半球体组成, 每一个扩散深度都对应一个半球体, 令

$ \rho_1\left(2 \pi h_1^3 / 3\right)=\rho_1^*\left(2 \pi h_1^3 / 3\right) $

(17)

则有:

$ \rho_2\left(2 \pi h_2^3 / 3\right)=\rho_1\left(2 \pi h_1^3 / 3\right)+\rho_2^*\left[2 \pi\left(h_2^3-h_1^3\right) / 3\right] $

(18)

其中, ρ₁^*和ρ₂^*是校正后的视电阻率。

根据(17)式和(18)式, 由于校正过程划分出的第1层介质为该层介质本身的视电阻率, 校正过程划分出的第2层地下介质需削弱第1层介质视电阻率的体积效应。可得

$ \rho_1^*=\rho_1 $

(19)

$ \rho_2^*=\left(\rho_2 h_2^3-\rho_1 h_1^3\right) /\left(h_2^3-h_1^3\right) $

(20)

由(20)式进一步推导得:

$ \begin{aligned} \rho_2^*= & \left\{\rho_2^{5 / 2}\left[t_2 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\rho_1^{5 / 2}\left[t_1 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} / \\ & \left\{\left[\rho_2 t_2 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\left[\rho_1 t_1 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} \end{aligned} $

(21)

依次类推, 扩散深度从浅到深, 逐层校正, 可得到校正后的各个半球壳层界面, 即各个扩散深度下的视电阻率:

$ \left\{\begin{aligned} & \rho_1^*= \rho_1 \\ & \rho_2^*=\left\{\rho_2^{5 / 2}\left[t_2 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\rho_1^{5 / 2}\left[t_1 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} / \\ &\left\{\left[\rho_2 t_2 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\left[\rho_1 t_1 /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} \\ & \vdots \\ & \rho_n^*=\left\{\rho_n^{5 / 2}\left[t_n /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\rho_{n-1}^{5 / 2}\left[t_{n-1} /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} / \\ & /\left\{\left[\rho_n t_n /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}-\left[\rho_{n-1} t_{n-1} /\left(\pi \mu_0\right)\right]^{3 / 2}\right\} \end{aligned}\right. $

(22)

式中: n表示半球壳层模型的第n层; ρ_n^*, ρ_n-1^*, t_n和t_n-1分别表示半球壳层模型的第n层和第n-1层对应的视电阻率和时道。

2 均匀介质理论模型测试 2.1 全期视电阻率模型测试

根据正演结果进行最优化计算, 均匀介质不同时道的全期视电阻率最优化计算结果及其误差如图 7所示。均匀介质条件下, 由图 7中发射线圈等效面积为60000m²情况下的全期视电阻率结果发现, 磁性源瞬变电磁法的全期视电阻率最优化计算结果与模型理论值基本一致, 表明本文方法的最优化算法是可行的。

均匀介质不同时道的晚期视电阻率计算结果及其误差如图 8所示。选取的发射线圈大小以及时道的数量和时刻与图 7计算参数一致。图 8对应电阻率分别为20, 200和3000Ω·m的3个均质模型分别在时道小于10^-2, 10^-3和10^-4s时视电阻率误差大于10^-2, 发现晚期视电阻率在时道数值偏小的情况下无法与理论值保持一致, 而且随着时道数值减小误差增大。这是由于晚期视电阻率的适用条件是时道为∞, 所以较小时道的视电阻率结果会出现较大误差, 即便随着时道数值增大, 误差也不可忽略, 尤其是在20Ω·m电阻率值偏低的情况下更明显。与图 7全期视电阻率计算结果相比, 晚期视电阻率计算方法的有效时道区间偏窄且数值偏大, 对于3000Ω·m高电阻率环境的分辨能力更强。时道偏大的情况多对应深部探测, 因此晚期视电阻率理论上更适用于深部探测, 不适用于浅部探测。

2.2 全期视电阻率校正

均匀介质不同时道的全期视电阻率校正结果及其误差如图 9所示。校正对全期视电阻率计算结果的准确性要求较高, 全期视电阻率的误差越小, 校正后的结果越接近理论值。

3 层状介质理论模拟 3.1 层状介质正演

K型模型的3层介质厚度分别为100m, 400m和无穷大, 第1层和第3层介质电阻率均为50Ω·m, 第2层介质电阻率分别为200, 150, 100Ω·m。H型模型的第1层、第2层和第3层介质的深度分别为400m, 50m和无穷大, 第1层和第3层介质电阻率均为1000Ω·m, 第2层介质电阻率分别为50, 80, 100Ω·m(图 10)。

图 11为K型与H型层状模型正演结果。由图 11可以看出, 对于电性分界面, 瞬变电磁响应是平滑过渡的状态, 这是由于地下介质之间存在相互影响。

3.2 层状模型全期视电阻率最优化计算

图 12为K型与H型模型对应的视电阻率最优化计算结果。由图 12可以看出, 全期视电阻率最优化计算结果能够反映出垂向的电性变化。由于全期视电阻率正演模型将地下视为均匀介质, 因此视电阻率结果存在体积效应, 反映出地下介质的整体影响, 因此, 层状模型的电性分界面附近, 全期视电阻率呈现平滑的渐进过程。同时发现, 上覆低阻介质的存在, 对下伏的高阻介质的分辨能力有明显的不利影响, 使高阻介质的视电阻率明显低于理论值。

4 实际应用 4.1 郝家营实验区地质特征

研究区位于河北省张北县郝家营实验区。该区近地表地层年代主体为第四系更新统(Qpm)和全新统(Qh), 主要物质为残坡积物、冲洪积物和风积物。区内地层出露简单, 仅有红旗营子群太平庄组, 白垩系张家口组和第四系出露地层。该区地处平原, 地形平坦, 地表局部出露新太古代红旗营子群(Ar₃H)太平庄组(Ar₃t)。组成该岩群的岩石以黑云斜长变粒岩为主, 夹有黑云角闪斜长变粒岩、角闪斜长变粒岩、浅粒岩等, 局部夹有少量斜长角闪岩、大理岩及磁铁石英岩。黑云斜长变粒岩是最主要的岩石类型, 且具有较好的成层性, 以中厚—厚层状多见, 同时区内出露角闪斜长变粒岩和角闪斜长片麻岩等。白垩系张家口组(K₁z)在区内有小面积分布。张家口组主要为粗面安山质凝灰熔岩及浅灰色流纹质晶屑岩屑凝灰岩, 不整合覆盖在中元古代变质基底和变质深成岩基之上(图 13)。

4.2 全期视电阻率最优化计算

根据野外地质情况和采集的瞬变电磁数据, 分析该区域地下全期视电阻率的分布情况。瞬变电磁法采样点的感应电动势与均匀介质全期感应电动势对比如图 14所示, 从早期衰减规律可以判断浅层为低阻层, 并且推测该测点对应的地下电阻率大多在20~3000Ω·m。

对应的全期视电阻率最优化计算结果如图 15所示。由图 15可见, 时道偏小条件下的视电阻率数值极低, 这是由于该地区浅地表受积雪融化的影响所致。根据全期视电阻率最优化计算结果可知, 其能够得到全部时道下的视电阻率值, 时道数值较小情况下的视电阻率值符合浅部第四系地层应为低阻特征的情况, 对于覆盖该区域的第四系地层和下伏地层有较高的分辨能力。

图 16为全部深度下的全期视电阻率剖面。整体来看, 本区在约400m深度内的勘查效果较好, 在地表浅部存在较薄的低阻层, 推断为第四系的沉积地层。约1000m深度内, 可区分红旗营子群太平庄组黑云斜长变粒岩、中元古代的花岗岩基底和白垩纪沉积岩等不同地质年代地层介质的视电阻率。该剖面左右两侧整体上存在较厚的低阻介质, 并且覆盖在高阻介质之上, 与白垩系张家口组(K₁z)不整合覆盖在变质基底之上的地质情况相符。

水平方向剖面西北部0~1km处, 根据黄绿色高阻异常推断该范围异常特征属于红旗营子群太平庄组黑云斜长变粒岩(Ar₃t)的电性特征; 剖面西北部1.0~2.4km处, 浅部高阻异常反映了红旗营子群太平庄组黑云斜长变粒岩(Ar₃t)的电性特征, 蓝绿色低阻异常下伏于红黄色高阻异常。低阻异常处在太平庄组与张家口组流纹质角砾凝灰岩的接触部位, 与两侧地层的电性差异很大。因此推断, 太平庄组与张家口组为断层接触, 浅部蓝色低阻异常由含水断裂构造或含碳质变质岩引起; 剖面2.4~3.9km处的视电阻率值由浅到深呈较高—低—高的变化趋势, 推测为白垩系张家口组地层的反映; 剖面3.9~5.0km处的浅部视电阻率值较低, 深部逐渐增高, 反映深部高阻体顶界的梯级带为东倾特征。该区间分布为第四系洼地, 推断该水平范围内的第四系厚度较大, 其下基底为红旗营子群太平庄组黑云斜长变粒岩(Ar₃t); 剖面中部5.0~7.8km处的地层为明显的高阻特征, 与围岩的界线清楚。该地段为中元古代二长花岗岩(ηγPt₂)出露地段, 显然高阻异常总体反映了该岩体的剖面形态和分布范围。在高阻剖面异常段内, 有明显的局部高、低变化和横向分布的不连续, 推断该高阻异常段与岩体内的岩性变化和受后期构造活动影响等因素有关, 其中纵向延伸的低阻异常指示了断裂构造的位置; 剖面东南部7.8~10.0km处地层的视电阻率值逐渐降低, 为白垩系地层的反映, 基底为中元古代二长花岗岩。二长花岗岩体以东受张北—沽原大断裂的控制和影响, 构造活动强烈。岩体东南接触带围岩为太平庄组变质岩, 太平庄组变质岩分布范围内为中等视电阻率特征, 对应接触带的剖面异常为纵向延伸的高低异常梯级带。

瞬变电磁法采样点的感应电动势与均匀介质晚期感应电动势的对比如图 17所示。由图 17可以看出, 在时道数值较小时, 晚期的正演模型完全偏离真实的感应电动势, 只有在极高阻或高阻的情况下晚期正演才能与采集到的感应电动势对应, 显然不符合近地表地层应为低阻特征的情况, 在时道数值大于10^-4s情况下, 能够得到较为准确的视电阻率结果。

不同时道和不同深度的晚期视电阻率曲线如图 18所示。由图 18可以看出, 在时道偏小的情况下, 该区域晚期视电阻率无法计算得到大约在70m以上的电性分布。同时, 晚期视电阻率计算结果也显示, 在时道较小的情况下的视电阻率为极高阻, 同样证明了晚期视电阻率在时道较小情况下, 严重偏离地下真实电阻率, 但对于其它深度晚期视电阻率基本能够区分不同地质年代的介质分布。

全部深度下的晚期视电阻率剖面如图 19所示。因为垂直于水平面以下70m以上的晚期视电阻率与实际的低阻情况不符, 所以在晚期视电阻率剖面中, 仅显示70m深度以下的区域。晚期视电阻率无法反映覆盖于郝家营地区的近地表第四系沉积物的电性分布, 但能够对第四系沉积物以下深度的不同地质年代的地层进行有效划分。

在全期视电阻率最优化计算的基础上, 进行全期视电阻率校正, 结果如图 20所示。发现全期视电阻率校正具有放大地下介质分异性的能力, 因此对于地下介质的视电阻率分层更加明显。同时校正结果能得到视电阻率的唯一解, 有效避免多解性的问题。

全部深度下校正后的全期视电阻率剖面如图 21所示。可以看出, 校正后剖面的整体视电阻率接近全期视电阻率最优化计算结果, 并且有效削弱了低阻介质对于下方介质视电阻率的影响, 地层分层情况相对于全期视电阻率更加明显。推断产生的零星浅部高阻异常是由于浅部时道非常密集, 时道对应的深度相差较小, 即半球壳层厚度较小, 对于视电阻率的变化较为敏感的缘故。

5 结论

1) 本文针对全期视电阻率多解性和计算量较大的问题, 选取了感应电动势单调区间并构造核函数, 使用二分法计算全期视电阻率, 实现了获取连续且完整时间段的唯一视电阻率, 相对晚期视电阻率, 能够更加明显地区分浅层介质的电性分布规律。

2) 研究的半球壳层校正方法在全期视电阻率计算结果的基础上进行校正, 依据时道划分地下介质层数的方式较为客观, 能够得到唯一视电阻率。在垂直于水平面方向上, 突出了地下介质电性分界面, 有效提高了垂向分辨率。半球壳层校正方法能够减弱低阻介质对勘探的不利影响, 使视电阻率的空间分布规律更加贴近实际地质条件。分析校正后的结果可以发现, 在存在洪积物等松散沉积物或碳酸盐岩的沉积地层中, 半球壳层校正方法为矿产资源勘探等工作中突出地层边界面提供了一种可行的数据处理方案。