NO160478B - Fremgangsmaate for aa bestemme signaturen til rekker med n samvirkende seismiske kilder. - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår en fremgangsmåte for å bestemme signaturen til en rekke med n samvirkende seismiske kilder av den art som angitt i innledningen til krav 1.

Marinseismiske kilder er vanligvis benyttet i grupper eller rekker for å frembringe en kombinert kilde som har karak-teristikker av mer ønskelig art enn individuelle "punktkilder", som rekken er sammensatt av. Forskjellige trekk ved slike rekker utgjør spesielle problemer for geofysikeren.

Et første trekk er at en hver akustisk eller seismisk rekke sender en lydbølge som er retningsbestemt. Det vil si formen på den sendte bølgen eller signaturen varierer med retningen. Dette er en følge av at rekken har dimensjoner som ikke er

små sammenlignet med lydens bølgelengder i den spente bølgen. Dette er en markert kontrast til rekkens elementer som normalt er svært små sammenlignet med disse bølgelengder, og derfor oppfører seg individuelt som "punktkilder", dvs. bølgen sendt av et individuelt element har en kulesymmetri og er av samme form i alle retninger. Et hovedproblem ved marinseismiske lydkilder er å bestemme signaturen som en funksjon av retningen.

Et andre slikt trekk ved rekker, som vist på fig. 1 til de medfølgende tegningene, er at signaturen varierer med avstanden fra rekken. Denne er ved en gitt retning slik som den angitt med pilene 1 og 2, idet signaturen endres med økende avstand inntil ved en stor nok avstand, angitt ved hjelp av en imaginær grense 3, hvor den faller til ro i en stabil form. Ved større avstander forblir formen den samme, men amplituden reduseres inverst proporsjonal med avstanden i samsvar med regelen om konservering av energi. Området 4 hvor signaturformen ikke endres betydelig med avstanden er kjent som "fjernfelt" for rekken 5 og den finnes ved en avstand større enn omkring D 2/X hvor D .er størrelsen for rekken, og X er bølgelengden. På fig. 1 er "nærfelts"-området angitt med 6 og sjøflaten med 7.

Det geofysiske problemet er å bestemme "fjernfelt"-signaturen som en funksjon av retningen. Målinger av signaturen må normalt bli gjort på dypt vann, f.eks. utenfor kontinentalsokkelen for å eliminere sjøbunnsrefleksjon og det er ekstremt vanskelig å bestemme de relative stillingene for rekken og målingsanordningen med noen nøyaktighet. Det er følgelig ønskelig å kunne beregne signaturen fra summen av individuelle punktkildesignaturer. I det siste har dette ikke vært mulig på grunn av vekselvirkning mellom elementene.

Elementene til en hver rekke oppfører seg ikke uavhengig når de blir benyttet sammen. Oppførselen til hvert element blir modifisert ved hjelp av de andre elementene. Denne modifi-kasjonen på grunn av gjensidig påvirkning mellom elementene har blitt sett i mange år og deres forekomst ble dedusert ved eksperiment på følgende måte. Dersom der ikke var noen gjensidig påvirkning kunne fjernfeltsignaturen til rekken bli beregnet ved å overlagre de målte signaturene til de individuelle elementene. Det har ofte blitt bemerket at slike beregnede signaturer ikke passer de målte fjernfelt-signaturene. Det følger at regelen om overlagring ikke anvendes. Elementene oppfører seg derfor ikke uavhengig. Derfor er der noe gjensidig påvirkning mellom elementene. Denne gjensidig påvirkningen har ikke blitt helt forstått. Det har således ikke vært mulig å beregne fjernfeltsignatu- ■ ren til en rekke i noen retning eller å måle den i alle de nødvendige retningene. I praksis har fjernfeltsignaturen vanligvis blitt målt på dypt vann kun i en retning, nemlig den vertikale. Ved produksjon på kontinentalsokkelen har variasjoner i signaturformen på grunn av variasjoner i retningen eller variasjoner i forholdene blitt ignorert på grunn av at det har vært umulig å regne med dem.

Ifølge foreliggende oppfinnelse er det tilveiebrakt en fremgangsmåte av den innledningsvis nevnte art hvis karakteri-stiske trekk fremgår av krav 1. Ytterligere trekk ved oppfinnelsen fremgår av de øvrige kravene.

Signaturen kan således bli funnet ved hjelp av "nærfelts" målinger utført tett opptil hvert individuelt kildeelement i rekken. Målingene blir underlagt en analyse som tar hensyn til de gjensidige påvirkningene mellom elementene og tillater at signaturen blir beregnet ved enhver avstand og i enhver retning.

Oppfinnelsen skal bli ytterligere beskrevet ved hjelp av eksempel med henvisning til figurene 2 til 6 på de medføl-gende tegning, hvor:

Fig. 2 viser kurver over radiusen Br(t) og trykket Pd(t)

i forhold til felles tidsakse for en boble produsert av en luftkanon.

Fig. 3 viser en anordning som kan benyttes for å utføre en

foretrukket fremgangsmåte.

Fig. 4 viser en annen anordning som bli benyttet for å

utoføre én foretrukket fremgangsmåte.

Fig. 5 viser kurver og måleresultater tilveiebrakt ved en foretrukket fremgangsmåte og ved hjelp av en kjent fremgangsmåte. Fig. 6 viser signaturer tilsvarende en enkel seismisk

luftkanon og en rekke med slike kanoner.

Den gjensidige påvirkningen mellom elementet til en rekke med seismiske kilder vil bli betratet i forhold til bruken av luftkanoner som seismiske kilder. Dette er tildels på grunn av luftkanoner oftest blir benyttet som marinseis-misk kilde og tildels på grunn av at oscillerende boble utstrålt av en luftkanon er følsom for analyser som er lette å skildre. Ikke desto mindre er gjensidige påvirkninger som skal bli beskrevet i prinsippet de samme for alle marine-"punkt"-seismiske kilder og denne teknikken egner seg for generell anvendelse.

En luftkanon består av et kammer som inneholder luft ved høyt trykk og som plutselig blir åpnet. Den unnslippende luften danner en boble som hurtig ekspanderer mot vannet. Når den ekspanderer faller trykket i boblen og faller til

og med under det hydrostatiske trykkket for vannet idet treg-heten til det seg bevegende vannet fører ekspansjonen gjennom dens likevektstilling. Ekspansjonen sekes ned og stopper. Boblen bryter så sammen, overskrider likevektstillingene igen.iimens det innvendige trykket øker. Sammenbruddet av boblen blir stoppet av den hurtige indre trykkoppbygningen og ved dette punktet er oscillasjonen klar til å begynne igjen. Den oscillerende boblen er generatoren til en seismisk bølge på grunn av boblens diameter alltid er liten

sammenlignet med de seismiske bølgelengdene har denne bølgen kulesymmetri ved seismiske frekvenser. Formen på trykkbølgen frembrakt av boblen er den samme ved alle avstandene fra boblen, mens amplitude er inverst proporsjonal med avstanden.

Drivmekanismen bak oscilleringen er trykkforskjellen mellom trykket P. på innsiden av boblen og trykket i vannet, som er det hydrostatiske trykket P^. Det hydrostatiske trykket forblir i virkeligheten konstant gjennom hele oscilleringen på grunn av bevegelsen av boblens oppdrift mot overflaten er svært langsom. Det indre trykket varierer med tiden. Drivtrykket P fl er således tidsavhengig:

Som vist på fig. 2, dersom P^ft) ©r positiv er det en tendens for at boblen ekspanderer (eller senkes ned sammenbruddet). Dersom P^(t) er negativ er det en tendens til å bringe boblen til sammenbrudd (eller redusere ekspansjonen). (Se fig. 2) .

Den frembrakte trykkbølgen ved hjelp av denne boblen har kulesymmetri, og amplitude som avtar inverst med avstanden r og beveger seg med lydhastighet c i vannet. Ved en avstand r vil den sendte bølgen være:

hvor tidsopprinnelsen har blitt valgt for å ta hensyn til den endelige boblestørrelsen, som om bølgen hadde oppstått ved et punkt i midten av boblen.

En rekke som innbefatter to luftkanoner vil nå bli betraktet. Dersom kanonen ble avfyrt uavhengig ville drivtrykket ved første kanon være: og drivtrykket ved den andre kanonen ville være:

Når de blir avfyrt sammen er hver ene følsom mot de seismiske bølgene frembrakt av den andre. Grunnen for dette er at trykket utøvd av vannet ved hver kanon ikke lengre kan bli betraktet som konstant. Et merke blir benyttet for å angi oppførselen når det foreligger en gjensidig påvirkning.

Oppførselen til boblen produsert av den første kanonen 10 på fig. 3 skal bli betraktet. Ved et tidsøyeblikk t ville det hydrostatiske trykket være P i fravær av noen påvirkning fra den andre kanonen 11. Men kanonen 11 frembringer en boble som oscillerer og frembringer en seismisk bølge. Denne bølgen går forbi boblen ved kanonen 10. Ved tidspunktet t vil der være en trykkforskjell mellom ene siden av boblen og den andre, men denne trykkforskjellen er merkbar kun når bølgelengdene som blir betraktet er lik bobledia-meteren eller mindre. Ved lengre bølgelengder blir boblen et punkt og modifikasjonstrykket: hvor p^ (t() er lydbølgen frembrakt ved boblen dannet ved kanonen 11 og r^ er avstanden mellom de to kanonene. Det hydrostatiske trykkét ved kanonen 10 ved tidspunktet t er derfor:

Drivtrykket ved kanonen 10 er lik forskjellen mellom det indre trykket og det hydrostatiske trykket, og dette er:

På grunn av trykkforskjellen ved tidspunktet t ikke<1> er den samme når påvirkningen av kanonen 11 blir betraktet endres dynamikken for den oscillerende boblen. Ekspansjonshastig-heten og sammenbruddet er forskjellig og det indre trykket Pil ^ ve<^ tidspunktet t i fravær av kanonen 11 vil være forskjellig fra det indre trykket P<1>^ (t) ved tidspunktet t når det er tatt hensyn til påvirkningen av kanonen 11.

Etter dette vil den seismiske bølgen P'^(t) frembrakt av boblen til kanonen 10 under påvirkning av kanonen 11 ikke være den samme som bølgen P^(t) frembrakt når kanonen 11 ikke er tilstede. Ut fra ligningen (4) er den gjensidige påvirkningen mellom kanonene inverst proporsjonal med avstand mellom dem. Den gjensidige påvirkningen avhenger også av.de relative avfyringstidspunktene til de to kanonene. Siden dette er noe som varierer fra skudd til skudd og ikke alltid kan bli opprettholdt nøyaktig konstant vil endringer i signalformen bli ventet. Dersom de relative tidsforsin-kelsene er små skulle disse endringene ikke være bemerkbare ved frekvensene som er av interesse.

Boblen ved kanonen 10 vil ikke endre seg stort i størrelse under påvirkning av denne gjensidige påvirkningen. Den vil

fremdeles være liten sammenlignet med disse seismiske bølge-lengdene. Bølgen frembrakt av denne boblen med dens modifiserte oppførsel vil derfor fremdeles ha kulesymmetri, men vil ha en annen signatur. Signaturen vil nå være P'^(t) da motsatt P^ (t) i fravær av noen gjensidig påvirkning. En ide for den modifiserte oppførselen for kanonen 10 blir tilveiebrakt ved å kombinere ligningene (4) og (5):

som kan bli skrevet som følgende:

Sammenligning av ligningene (6) og (7) oppfører seg den modifiserte boblen ved kanonen 10 som om dens indre trykk ved tidspunktet t var: mens trykket utøvd av vannet viser seg å være statisk. Strålingen fra denne modifiserte boblen har kulesymmetri og en signatur p'^ (t), som nevnt ovenfor. Oppførselen til boblen ved kanonen 11 er likeledes modifisert ved påvirkningen av kanonen 10. Boblen ved kanonen 11 oppfører seg som om dens indre trykk var

méns trykket utøvd av vannet viser seg å være statisk. Nettoresultatet er at dens signatur blir p'^(t) (r^2=<r>21

naturligvis).

P'^(t) og p,^2^ er kjent, men dette gjør ikke noe. Hovedpunktet er at de gjensidig påvirkende bobler har blitt beskrevet på en slik at de hårer ekvivalente med to uavhengige bobler med modifisert signatur p'^(t) og p'^{ t). Den gjensidige påvirkningen har blitt tatt hensyn til ved anordningen av omordningen av ligningen (6) til ligningen (7). Dette simulerer en imaginær boble som frembringer samme strålingen som den virkelige boblen. Siden den imaginære boblen dessuten drives mot et konstant hydrostatisk trykk (se ligning (7)), har den gjensidige påvirkningen blitt fullstendig tatt hensyn til og enkle antagelser for signaturene kan således bli foretatt.

Fig. 3 viser f.eks. en første hydrofon 12 anbrakt ved en avstand a^ fra kanonen 10 og i en avstand a^ fra kanonen 11. Signalet som hydrofonen vil måle er:

En andre hydrofon 13 anordnet ved avstanden a.^ og a22 fra kanonene 10 og 11 henholdsvis, ville måle:

Ved disse ligningene er h^(t) og h2(t) utgangene til hydro-f onene og s^ og s_2 er deres sensitiviteter.

Dersom geometrien (dvs. avstandene a-^-j/ ai2' a21' a22^ °^ hydrofonsensivitetene er kjent er det mulig i prinsippet å løse disse to siste ligningene med hensyn til signaturene p^t) og p'2(t) . Med andre ord kan med to hydrofoner av kjent sensitivitet i et kjent geometrisk forhold med to kanoner signaturen til to ekvivalente ikke gjensidig påvirkende kanoner bli funnet. Ut fra disse to signaturene er det funnet at signaturen til en tredje hydrofon 14 anordnet ved avstandene a.^ og a^ 2 fra kanonene 10 og 11 henholdsvis er:

Stillingen til den tredje hydrofonen kunne bli valgt til å være hvor som helst. Med andre ord signaturen kan bli beregnet hvor som helst i vannet forutsatt at disse vesentlige målingene er utført.

Dersom der er n kildeelementer i en rekke er det nødvendig

å ha minst n kalibrerte hydrofoner nær ved i et kjent geome-

trisk forhold i forhold til kildeelementene. Fra n uavhengige målinger kan n samtidige ligniner bli utformet og løst med hensyn til n ekvivalente kildesignaturer. Ut fra disse ekvivalente kildesignaturene kan signaturen et hvert sted i vannet bli beregnet. Dette innbefatter muligheten for å beregne fjernfeltsignaturen i en hver rething.

Signaturen til en marineseismisk kilderekke, som består av n punktkildeelementer, kan generelt bli bestemt ved et hvert punkt i vannet. En foretrukket metode innbefatter: (a) måling av trykkbølgen strålt ut av den seismiske kilderekken ved n uavhengige punkter, som benytter kalibrerte trykkfølsomme detektorer ved et kjent geometrisk forhold til n kildeelementer i rekken

og i forhold til vannflaten,

(b) underlegging av disse målinger, analyser og sammen-ligninger, og

(c) fra n beregnede ekvivalent punktkildesignaturer

som beregner signaturen til rekken med kilder ved et hvefct punkt i vannet ved enkle antagelser for disse ekvivalente kulebølgene.

I praksis er anbringelsen av n uavhengige trykkfølsomme detektorer ikke helt valgfritt. Dersom de f.eks. alle er anbrakt i fjernfeltet og ingen to var mer enn en halv bølgelengde fra hverandre ville der være liten forskjell mellom målingene, unntatt ved høye frekvenser utenfor båndet av interesse. Ved båndet av interesse vil der være oppstå identiske målinger.

For å tilveiebringe målinger fra hvilke en meningsfull løs-ning kan bli tilveiebrakt er det naturlig å anbringe n trykk-følsomme detektorer så tett opp mot n tilsvarende kildeelementer som mulig, men de må ikke være for tette. I tilfelle hvor kildeelementene er luftkanoner må f.eks. detektoren ikke bli anbrakt så tett at de blir omhyllet av bobler og at det således blir gjort umulig å måle trykkfeltet i vannet.

For kanoner opptil 49161 cm 3 ved normalt trykk (140 kg/cm 2)

og dybder (større enn omkring 3 meter) skulle hydrofonen ikke være tettere enn omkring 1 meter.

Med denne typen anordninger er det mulig å løse ligningen

og bestemme signaturen ved et hvert valgfritt punkt som beskrevet heretter.

Dersom der er noe energitap ved vannoverflaten og refleksjonskoeffisienten R ikke kan bli bestraktet som konstant vil de virkelige kildene måtte bli behandlet som uavhengige punktkilder, i hvilket tilfelle det er nødvendig å utføre 2n uavhengige målinger av trykkfeltet i nærheten av rekken.

Fig. 4 viser en eksperimentaloppstilling benyttet for å prøve en foretrukket fremgangsmåte og innbefatter en rekke med syv luftkanoner 21 til 27 av forskjellige størrelser opphengt fra en bøye 28 ved 7,5 meter under vannflaten 29. Kanonene 22 og 24 er slått av og kanonene 21, 23, 25, 26 og 27 blir avfyrt samtidig. Kanonene 21 til 27 har volumer i kubikk-meter på henholdsvis 4998, 3277, 2048, 1556, 1229, 983 .og 1.819.

( i liter tilnærmet 5, 3,28, 2,05, 1,56, 1,23, 0,98 og 0,82 henholdsvis) iog er anordnet med avstand fra hverandre som vist på fig. 4. Syv hydrofoner 31 til 37 er anordnet 0,7 meter over kanonene med hver hydrofon anbrakt i avstand fra en respektiv av kanonene med 1 meter, som angitt på fig. 4, som ikke er i målestokk.

Ved å benytte hydrofonene 31, 33, 35, 36 og 37 er det mulig

å finne en løsning på ligningene (Al) beskrevet senere, som vil bestå av 5 ekvivalente "imaginære" kildesignaturer P'1(t) , P'3(t), P'5(t), P'6(t), P'7(t) og for å fullføre signaturen ved et hvert annet punkt i vannet som benytter ligningen (A2).

En prøve på en foretrukket metode ble utført for å se om

den forutsatte bølgen véd et punkt, innbefattende gjensidig

påvirkning, ville passe med den målte bølgen ved det punktet. To uavhengig målinger ble utført ved hydrofonene 32 og 34. Fig. 5 (b) viser bølgeformen målt i løpet av dette eksperimentet ved hydrofonen 34'; .Målingen har blitt filtrert for å fjerne høyfrekvensinformasjonen over 60 Hz da den gjensidige påvirkningen er et fremherskende lavfrekvensfenomen. Fig. 5 (a) viser den beregnede bølgeformen ved inkludering av den gjensidige påvirkningen som beskrevet ovenfor. Fig.5 (c) er bølgeformen som er beregnet ved undertrykning av ikke gjensidige påvirkende signaturer V^( t), P^(t), P,. (t) , Pg (t)

og P^(t) som blir tilveiebrakt ved avfyring av hver kanon separat.

Fig. 6 (a) viser signaturen til hydrofonen 33 når kun kanonen 23 blir avfyrt. Fig. 6 (b) viser signaturen ved samme hydrofonen når alle syv kanonene avfyres. Forskjellene mellom disse to signaturene er på grunn av den gjensidige påvirkningen beskrevet ovenfor.

En overensstemmelse mellom løsningen vist på fig. 5 (a) med målingen vist på fig. 5 (b) er langt bedre enn overensstemmel-sen mellom løsningen vist på fig. 5 (c) og målingen vist på fig. 5 (b).

Denne prøven ble utført ved unøyaktige kunnskaper om hydro-fonens sensitiviteter og dens geometri. Med mer nøyaktige kunnskaper om dens vesentlige parametre vil løsningen vente-lig vært mye bedre. Graden av gjensidig påvirkning ved dette spesielle eksperimentet er ikke stor - løsningen (c) tilveiebrakt ved ignorering av den er ikke svært dårlig. Når alle syv kanonene blir avfyrt vil den være større og ved denne situasjonen, som er den normale, vil løsningen være ventet å være nettopp så nøyaktig og ville muliggjøre fjernfeltsignaturen og bli beregnet i en hver retning, som ønsket.

En rekke med n gjensidig påvirkende marineseismiske kilder vil bli betratet og for øyeblikket vil tilstedeværelsen av vannflaten bli neglisjert, n kalibererte uavhengige hydrofoner er anbrakt i et kjent geometrisk forhold til n kildeelementene slik at avstandene a.. mellom den ith hydrofonen

ij -

og den jj^th kilden er kjent for alle n hydrofoner og alle n kilder.

Uten de andre elementene stråler det j^th elementet en kule-trykkbølge p..(t) slik at ved en viss avstand r fra kilden er signaturen 1 (t - r). Med en av de andre kildene er fordelingen av<r>trykkfeilet ved en avstand r fra den jth punktkilden, hvor merket angir den gjensidige påvirkningen og p'(t) er en "imaginær" kulebølge basert på samme grunn som beskrevet ovenfor. Ved den ith hydrofonen vil det målte signalet være summen av alle slike fordelinger:

hvor s^ er sensitiviteten til den ith hydrofonen. Siden der er n slike hydrofoner er der n simultanligninger (Al) som kan bli løst med hensyn til n ukjente pV (t) ,

j_ = 1, 2, .... n.

Fra n imaginære kulekildebølger p'j(t), = 1, 2, ..., n kan trykkfeltet ved et hvert punkt i vannet bli beregnet ved antagelsen for alle fordelingene:

hvor r. er avstanden fra den gitte kilden til det ønskede punktet.

Vannflaten kan bli betraktet over en plan reflektor og de reflekterte bølgene fra de imaginære punktseismiske kildene viser seg å komme fra virkelige punktseismiske kilder. Lar man kulebølgene frembrakt av disse virkelige kildene være g.. (t) hvor g.. (,t) er refleksjonen for p_. (t) for alle ^. Dersom b^.. er avstanden fra ith hydrofonen til jth virkelige kilde så vil det totalt målte signalet ved ith hydrofonen være:

Svært ofte kan refleksjonskoeffesienten R for vannflaten bli betraktet som konstant slik at:

hvor R normalt er tett opptil -1. Foirutsatt at alle avstandene b^ er kjent inneholder ligningen (A3) fremdeles n ligninger med n ukjente.

Det er imidlertid mulig at amplituden til den innfallende bølgen ved vannflaten kan overskride en atmosfære. I dette tilfelle vil refleksjonskoeffisienten ikke være lik -1, da det vil være noe energitap: vannflaten vil bli løftet opp og energien nødvendig for dette vil ikke være tilgjengelig for den reflekterte bølgen. Denne virkningen av redusert refleksjonsamplitude vil forekomme for de største toppene av den innfallende bølgen ved vannflaten og vil mest sann-synlig forekomme når rekken er grunnere enn når den ligger dypt. Dersom slike topper er avskåret vil de reflekterte bølgene bli forvrengt og ligningen '(A4) vil ikke være gyldig. De n virkelige punktkildene kan da bli betraktet å være uavhengig av de virkelige kildene og kan bli beskrevet som følgende:

hvor k = n + j, for j_ = 1, 2, ..., n. Dersom ligningen (A5) er satt inn i ligningen (A3) og ved å gjøre den ytterligere inntetningen hvor k = n + j, for j_ = 1, 2, ..., n, så:

for i = 1, 2, ..., n.

Der er således 2n ukjente og kun n ligninger, som ikke kan bli løst. Måten å løse problemet på er å finne n flere uavhengige ligninger, dvs. å tilveiebringe n flere målinger med n flere kalibrerte hydrofoner.

Med n kilder og n virkelige kilder kan det gjensidige påvirk ningsproblemet således bli løst forutsatt at der er to n uavhengige målinger. Ligningene som må bli løst er:

for i = 1, 2, ..., 2n.

Disse 2n simultanligninger kan bli løst ved standardmetoder.

I drift blir normalt den marinseismiske kilderekken trukket bak undersøkelsesfartøyet med en konstant avstand, n kilder og n hydrofoner er anordnet i et slep tauet ved en konstant dybde under vannflaten.

I tilfelle hvor disse kildene er luftkanoner vil boblene dannet av kanonene tendere til å forbli i stillingen når slepet som inneholder kanonene og hydrofonene blir tauet gjennom vannet. Avstanden fra en hver boble til en hver hydrofon vil ikke forbli konstant. I ligningen (Al) og på-følgende ligninger må mengdene a^. og b^.. bli betraktet å være en funksjon av tiden.

F.eks. dersom en relativt tettliggende hastighet v^ mellom den ith hydrofonen og jth kanonen, så vil

hvor a^j(o) er avstanden mellom ith hydrofonen og den jth kanonen ved det tidspunktet kanonen ble avfyrt, dvs. når t = o. Denne avstanden er naturligvis kjent, men v.. er ikke kjent, selv om den kanskje kan bli gjettet.

Hastighetsuttrykket kan bevirke vanskeligheter med ovenfor beskrevne metode med mindre parametrene som styrer oppførse-len til de enkelte kanonene og den gjensidige påvirkningen mellom dem er konstant og uavhenig av hastigheten. Ved luftkanoner er f.eks. parametrene som fullstendig bestemmer opp-førselen av den individuelle luftboblen:

1. Volum av kanonen

2. Avfyringstrykket for kanonen

3. Dybden for kanonen under vannflaten.

Parametrene som styrer den gjensidige påvirkningen mellom kanonene er:

1. Den relative avfyringstiden for kanonene.

2. Den realtive geometriske sammenstillingen av kanonene

i forhold til hverandre.

Dersom alle disse parametrene kan bli opprettholdt virksomme konstant fra skudd til skudd vil den seismiske strålingen frembrakt av rekken ikke variere.

For å bestemme den seismiske strålingen ved hjelp av ovenfor nevnte metode må de relative hastighetsuttrykkene være kjent eller må bli eliminert. Kilderekken blir f.eks. avfyrt når et skip ikke beveger seg relativt i forhold til vannet og ligningen blir løst for å bestemme ekvivalente imaginære kildesignaturer. Forutsatt at ingen av de avgjørende parametrene endrer seg i større grad når skipet beveger seg vil de imaginære kildesignaturene forbli konstante.

I praksis vil volum og geometriutførelsen til kanonene forbli

+ 2 faste. Avfyringstrykket er normalt rundt 140,6- 7 kg/cm manometertrykk. Denne 5% feilen ved trykket frembringer omkring 2% i bobleoscillasjonsperioden, som er godtagbart.

De relative avfyringstidene kan normalt bli holdt konstant innenfor +5 cm, som også er godtagbart. Variasjoner i dybden påvirker både påsettingstiden fbr vannflaterefleksjonen og oppførselen for boblene. I praksis må dybden bli opprettholdt konstant for tilnærmet +0,3 m.

Dersom disse parametrene ikke kan'bli holdt konstant innenfor disse grensene vil der være variasjoner i den seismiske strålingen. Disse variasjonene blir bemerkbare ved høye frekvenser først og fortsetter mot lave frekvenser når variasjonene øker i størrelse. Variasjonene styrer således fre-kvensbåndbredden over hvilke ovenfor beskrevne metode kan bli benyttet.

Claims (11)

1. Fremgangsmåte for å bestemme signaturen til en rekke med n samvirkende seismiske kilder innbefattende påvirkning av rekken med seismiske kilder og måling av utstrålt trykkbølge ved et flertall uavhengige punkter, hvilke posisjoner er kjent i forhold til rekken med n samvirkende seismiske kilder,karakterisert ved at den utstrålte trykk-bølgen måles ved n uavhengige punkter, idet målingene be-handles ved å ta hensyn til samvirkningen mellom de n kildene ved at en ekvivalent rekke med n ikke-samvirkende uavhengige kilder med n ekvivalente signaturer konstrueres, og at signaturen til rekken med n samvirkende seismiske kilder bestem-mes ved overlagring av de n ekvivalente signaturene.
2. 2. Fremgangsmåte ifølge krav 1, karakterisert ved at som seismiske kilder anvendes en rekke med n marineseismiske kilder.
3. 3. Fremgangsmåte ifølge krav 2, karakterisert ved at en luftkanon (10, 11, 21-27) anbringes som hver av de marineseismiske kilder.
4. 4. Fremgangsmåte ifølge krav 2 eller 3, karakterisert ved at n hydrofoner (12, 13, 31-37) benyttes for å måle utstrålte trykkbølger.
5. 5. Fremgangsmåte ifølge krav 4 og 3, karakterisert ved at hver hydrofon (12, 13, 31-37) anbringes tilliggende en respektiv luftkanon (10, 11, 21-27), men med avstand derfra slik at hydrofonene ikke gjennomtrenger luftboblene frembragt av luftkanonen.
6. 6. Fremgangsmåte ifølge krav 4 eller 5, karakterisert ved at behandlingen av målingene innbefatter dannelsen av n simultanligninger:

   hvor h. (t) er signalet tilveiebrakt ved hjelp av den ite hydrofonen, ss. er sensitiviteten til ite hydrofonen, a^ er avstanden mellom ite hydrofonen og jte seismiske kilde,

   c er lydhastigheten i vann og t er tid, og PV(t) er den ekvivalente signaturen for., den j^te seismiske kilden, og løsning av n simultanligniner for P'_.(t) hvor j = 1, 2, ..., n.
7. 7. Fremgangsmåte ifølge krav 6, karakterisert ved at n like ligninger blir dannet som:

   hvor q' _. (t) er den ekvivalente signaturen til en virkelig seismisk kilde som korresponderer med jte seismisk kilde og dannet ved refleksjon ved vannflaten, b^_. er avstanden fra den ite hydrofonen til jte virkelige kilde, q^ = R'P'_.(t), R er koeffisienten for refleksjonen mot vannflaten og amplituden til trykkbølgen ved vannflaten ikke overskrider atmosfærisk trykk.
8. 8. Fremgangsmåte ifølge krav 6 eller 7, karakterisert ved at signaturen P (t) til rekken ved et forutbestemt punkt tilveiebringes ved overlagring av n ekvivalente signaturer i samsvar med ligningen:

   hvor r. er avstanden fra den jte kilden til det forutbestemte punktet.
9. 9. Fremgangsmåte ifølge krav 2 eller 3,karakterisert ved at amplituden til trykkbølgen ved vannflaten overskrider atmosfærisk trykk og ^at ytterligere n hydrofoner anvendes for å måle trykkbølgen ved et ytterligere n uavhengige punkter.
10. 10. Fremgangsmåte ifølge krav 9, karakterisert ved at behandlingen av målingene innbefatter dannelse ^n simultanligninger:

    hvor h^ (t) er signalet tilveiebrakt ved den gitte hydrofonen, s^ er sensitiviteten til den _ite hydrofonen, a^^ er avstanden mellom ^té hydrofonen og jte seismiske kilde,

    er lydhastigheten i vann, t er tiden, P '. (t) for j = 1, 2, ..., n er den ekvivalente signaturen for den jte seismiske kilde og P^ (t) for j = n + l,...,2n er den ekvivalente signaturen for den virkelige seismiske kilden korresponderende med den (j - n) seismiske kilde og dannet ved refleksjon ved vannflaten, og oppløsning av simultanligninger for P^ (t) hvor j <=> 1,2,..., 2n.
11. 11. Fremgangsmåte ifølge krav 10, karakterisert ved at signaturen P (t) for rekken ved et forutbestemt punkt overlages av 2h ekvivalente signaturer med seismiske kilder og virkelige seismiske kilder ifølge ligningen:

    hvor £j er avstanden fra jte seismiske kilde eller virkelige kilde til det forutbestemte punktet.