S-волна

редактировать

Плоская поперечная волна

Распространение сферической S-волны в 2-мерной сетке (эмпирическая модель)

In сейсмология, S-волны, вторичные волны или поперечные волны (иногда называемые упругими S-волнами ): тип упругой волны и являются одним из двух основных типов упругих объемных волн, названных так потому, что они движутся через тело объекта, в отличие от поверхностных волн.

S-волны - это поперечные волны, что означает, что колебания частиц S-волны перпендикулярны направлению распространения волны, а основная восстанавливающая сила исходит от сдвига. стресс. Следовательно, S-волны не могут распространяться в жидкостях с нулевой (или очень низкой) вязкостью ; однако они могут распространяться в жидкостях с высокой вязкостью.

Теневая зона P-волны. S-волны не проникают во внешнее ядро, поэтому они затенены повсюду более чем на 104 ° от эпицентра (из USGS ).

Название вторичной волны происходит от того факта, что они являются вторым типом волн. быть обнаруженным землетрясением сейсмограммой после первичной волны сжатия или P-волной, потому что S-волны распространяются медленнее в горных породах. В отличие от P-волн, S-волны не могут проходить через расплавленное внешнее ядро Земли, и это вызывает теневую зону для S-волн, противоположную их источнику. Они все еще могут распространяться через твердое тело внутреннее ядро : когда P-волна ударяется о границу расплавленного и твердого ядра под косым углом, S-волны будут формироваться и распространяться в твердой среде. Когда эти S-волны снова попадают на границу под углом под углом, они, в свою очередь, будут создавать P-волны, которые распространяются через жидкую среду. Это свойство позволяет сейсмологам определять некоторые физические свойства внутреннего ядра Земли.

История

В 1830 году математик Симеон Дени Пуассон представил Французской академии наук эссе («мемуары») с теорией распространения упругих волн в твердых телах. В своих мемуарах он заявляет, что землетрясение вызовет две разные волны: одна имеет определенную скорость $a {\ displaystyle a}$ $a$ , а другая - скорость $a 3 {\ displaystyle { \ frac {a} {\ sqrt {3}}}}$ ${\ displaystyle {\ frac {a} {\ sqrt {3}}}}$ . На достаточном расстоянии от источника, когда они могут рассматриваться плоскими волнами в интересующей области, первый вид состоит из расширений и сжатий в направлении, перпендикулярном волновому фронту (т. Е. Параллельно волновому фронту). направление движения); в то время как второй состоит из движений растяжения, происходящих в направлениях, параллельных фронту (перпендикулярно направлению движения).

Теория

Изотропная среда

Для целей данного объяснения, твердая среда считается изотропной, если ее деформация (деформация) в ответ на напряжение одинакова во всех направлениях. Пусть $u = (u 1, u 2, u 3) {\ displaystyle {\ boldsymbol {u}} = (u_ {1}, u_ {2}, u_ {3})}$ ${\ displaystyle {\ boldsymbol {u}} = (u_ {1}, u_ {2}, u_ {3})}$ быть смещением вектора частицы такой среды из ее положения "покоя" $x = (x 1, x 2, x 3) {\ displaystyle {\ boldsymbol {x}} = ( x_ {1}, x_ {2}, x_ {3})}$ ${\ displaystyle {\ boldsymbol {x}} = (x_ {1}, x_ {2}, x_ {3})}$ из-за упругих колебаний, понимаемых как функция положения покоя $x {\ displaystyle {\ жирный символ {x}}}$ ${\ boldsymbol {x}}$ и время $t {\ displaystyle t}$ $t$ . Деформация среды в этой точке может быть описана тензором деформации $e {\ displaystyle {\ boldsymbol {e}}}$ ${\ displaystyle {\ boldsymbol {e}}}$ , матрицей 3 × 3, элементы которой

eij = 1 2 (∂ iuj + ∂ jui) {\ displaystyle e_ {ij} = {\ frac {1} {2}} (\ partial _ {i} u_ {j} + \ partial _ {j } u_ {i})}

{\ displaystyle e_ {ij} = {\ frac {1} {2}} (\ partial _ {i} u_ {j} + \ partial _ {j} u_ {i})}

где $∂ i {\ displaystyle \ partial _ {i}}$ $\ partial _ {i}$ обозначает частную производную по координате положения $xi {\ displaystyle x_ {i }}$ $x_ {i}$ . Тензор деформации связан с тензором напряжений 3 × 3 $τ {\ displaystyle {\ boldsymbol {\ tau}}}$ ${\ boldsymbol {\ tau}}$ уравнением

τ ij = λ δ ij ∑ kekk + 2 μ eij {\ displaystyle \ tau _ {ij} = \ lambda \ delta _ {ij} \ sum _ {k} e_ {kk} +2 \ mu e_ {ij}}

{\ displaystyle \ tau _ {ij} = \ lambda \ delta _ {ij} \ sum _ {k} e_ {kk} +2 \ mu e_ {ij}}

Здесь $δ ij {\ displaystyle \ delta _ {ij}}$ $\ delta _ {ij}$ - дельта Кронекера (1, если $i = j {\ displaystyle i = j}$ $я = j$ , 0 в противном случае) и $λ {\ displaystyle \ lambda}$ $\ lambda$ и $μ {\ displaystyle \ mu}$ $\ му$ - параметры Ламе ( $μ {\ displaystyle \ mu}$ $\ му$ - модуль сдвига материала). Отсюда следует, что

τ ij = λ δ ij (∑ k ∂ kuk) + μ (∂ iuj + ∂ jui) {\ displaystyle \ tau _ {ij} = \ lambda \ delta _ {ij} {\ bigl (} \ sum _ {k} \ partial _ {k} u_ {k} {\ bigr)} + ​​\ mu (\ partial _ {i} u_ {j} + \ partial _ {j} u_ {i})}

{\ displaystyle \ tau _ {ij} = \ lambda \ delta _ {ij} {\ bigl (} \ sum _ {k} \ partial _ {k} u_ {k} {\ bigr)} + \ му (\ partial _ {i} u_ {j} + \ partial _ {j} u_ {i})}

Из закона инерции Ньютона также получаем

ρ ∂ t 2 ui = ∑ j ∂ j τ ij {\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} u_ {i} = \ sum _ {j} \ partial _ {j} \ tau _ {ij}}

{\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} u_ {i} = \ sum _ {j} \ partial _ {j} \ tau _ {ij}}

где $ρ {\ displaystyle \ rho}$ $\ rho$ - плотность ( масса на единицу объема) среды в этой точке, а $∂ t {\ displaystyle \ partial _ {t}}$ ${\ displaystyle \ partial _ {t}}$ обозначает частную производную по времени. Комбинируя последние два уравнения, получаем уравнение сейсмических волн в однородной среде

ρ ∂ t 2 ui = λ ∂ i (∑ k ∂ kuk) + μ (∑ j ∂ i ∂ juj + μ ∂ j ∂ jui) {\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} u_ {i} = \ lambda \ partial _ {i} {\ bigl (} \ sum _ {k} \ partial _ {k} u_ {k} {\ bigr)} + \ mu {\ bigl (} \ sum _ {j} \ partial _ {i} \ partial _ {j} u_ {j} + \ mu \ partial _ {j} \ partial _ {j} u_ {i } {\ bigr)}}

{\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} u_ {i} = \ lambda \ partial _ {i} {\ bigl (} \ сумма _ {k} \ partial _ {k} u_ {k} {\ bigr)} + ​​\ mu {\ bigl (} \ sum _ {j} \ partial _ {i} \ partial _ {j} u_ {j} + \ mu \ partial _ {j} \ partial _ {j} u_ {i} { \ bigr)}}

Использование оператора набла обозначение векторного исчисления, $∇ = (∂ 1, ∂ 2, ∂ 3) {\ displaystyle \ nabla = (\ partial _ {1}, \ partial _ {2}, \ partial _ {3})}$ ${\ displaystyle \ nabla = (\ partial _ {1}, \ partial _ {2 }, \ partial _ {3})}$ , с некоторыми приближениями это уравнение можно записать как

ρ ∂ t 2 u знак равно (λ + 2 μ) ∇ (∇ ⋅ u) - μ ∇ × (∇ × u) {\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} {\ boldsymbol {u}} = \ left (\ lambda +2 \ mu \ right) \ nabla (\ nabla \ cdot {\ boldsymbol {u}}) - \ mu \ nabla \ times (\ nabla \ times {\ boldsymbol {u}})}

{\ displaystyle \ rho \ partial _ {t} ^ {2} {\ boldsymbol {u}} = \ left (\ lambda +2 \ mu \ right) \ nabla (\ nabla \ cdot {\ boldsymbol {u}}) - \ mu \ nabla \ times (\ nabla \ times {\ boldsymbol {u }})}

Принимая curl этого уравнения и применяя векторные тождества, получаем

∂ t 2 (∇ × u) = μ ρ ∇ 2 (∇ × u) {\ displaystyle \ pa rtial _ {t} ^ {2} (\ nabla \ times {\ boldsymbol {u}}) = {\ frac {\ mu} {\ rho}} \ nabla ^ {2} (\ nabla \ times {\ boldsymbol { u}})}

{\ displaystyle \ partial _ {t} ^ {2} (\ nabla \ times {\ boldsymbol {u}}) = {\ frac {\ mu} {\ rho}} \ набла ^ {2} (\ набла \ раз {\ boldsymbol {u}})}

Эта формула представляет собой волновое уравнение, примененное к векторной величине $∇ × u {\ displaystyle \ nabla \ times {\ boldsymbol {u}}}$ ${\ displaystyle \ nabla \ times {\ boldsymbol {u}}}$ , что является деформацией сдвига материала. Его решения, S-волны, представляют собой линейные комбинации синусоидальных плоских волн различных длин волн и направлений распространения, но все с одинаковая скорость $β = μ / ρ {\ displaystyle \ beta = \ textstyle {\ sqrt {\ mu / \ rho}}}$ ${\ displaystyle \ beta = \ textstyle {\ sqrt {\ mu / \ rho}}}$

Принимая расходимость уравнения сейсмических волн в однородных средах вместо изгиба получается волновое уравнение, описывающее распространение величины $∇ ⋅ u {\ displaystyle \ nabla \ cdot {\ boldsymbol {u}}}$ ${\ displaystyle \ nabla \ cdot {\ boldsymbol {u}}}$ , которая является деформацией сжатия материала. Решения этого уравнения, P-волны, движутся со скоростью $α = (λ + 2 μ) / ρ {\ displaystyle \ alpha = \ textstyle {\ sqrt {(\ lambda +2 \ mu) / \ rho}}}$ ${\ displaystyle \ alpha = \ textstyle {\ sqrt {(\ lambda +2 \ mu) / \ rho}}}$ , что более чем в два раза превышает скорость $β {\ displaystyle \ beta}$ $\ бета$ S-волн.

установившиеся волны SH определяются уравнением Гельмгольца

(∇ 2 + k 2) u = 0 {\ displaystyle (\ nabla ^ {2} + k ^ {2}) {\ boldsymbol {u}} = 0}

(\ nabla ^ 2 + k ^ 2) \ boldsymbol {u} = 0

где k - волновое число.

См. Также

Ссылки

Дополнительная литература

Питер Ширер (1999). Введение в сейсмологию (1-е изд.). Издательство Кембриджского университета. ISBN 0-521-66023-8.
Аки, Кейити ; Ричардс, Пол Г. (2002). Количественная сейсмология (2-е изд.). Книги университетских наук. ISBN 0-935702-96-2.
Фаулер, К. М. Р. (1990). Твердая земля. Кембридж, Великобритания: Издательство Кембриджского университета. ISBN 0-521-38590-3. S-волна.