中-下地幔散射體：探測方法、研究進展和展望

李 娟，陳思丹，何小波，王 巍，楊 凡

1 中國科學院地質與地球物理研究所 地球與行星物理院重點實驗室，北京 100029

2 中國科學院大學地球與行星科學學院，北京 100049

3 浙江海洋大學海洋科學與技術學院 海洋探測與技術系，舟山 316022

4 美國南加州大學 地球科學系，洛杉磯 90007

5 黑龍江漠河地球物理國家野外科學觀測研究站，中國科學院地質與地球物理研究所，北京 100029

0 引言

下地幔通常是指地球內部～660 km 至～2 890 km深度（核幔邊界）范圍內的區域（Dziewonski and Anderson,1981），它將上覆的地幔過渡帶（MTZ）及下方的核幔邊界區域（CMB）分隔開來，是地球內部體積和質量最大的圈層.地幔原巖模型認為下地幔主要由橄欖石的高溫高壓相變礦物布里奇曼石和鐵方鎂礦構成，因此很多學者認為其總體化學成分與上地?；疽恢拢℉yung et al.,2016;Wang X et al.,2015;Wu,2016;Zhang et al.,2013）.早期研究顯示，體積龐大的下地幔似乎較為“沉悶”，相比于上地幔展現出較少的結構特征，因此認為其物質構成總體均勻（Dziewonski,1984;Gudmundsson et al.,1990）.隨著地震波傳播理論的發展、地震觀測和數據分析方法的進步，特別是不同尺度、高精度地震學層析成像研究以及現代地震臺陣技術的應用，已明確揭示出從下地幔頂部到底部的核幔邊界處，都具有數千米至數千千米不同空間尺度的速度和密度不均勻結構，其形成很可能和進入下地幔的俯沖洋殼、俯沖板片以及核幔邊界處的“大規模低剪切波速區域”（LLSVP）有關（如,Grand,2002;黃周傳,2022;Kaneshima,2016;van der Hilst et al.,1991;Waszek et al.,2018;Weber and Wicks,1996;朱介壽,2000）.

本文將重點介紹中地幔深度范圍內（700～2 000 km）小尺度散射體探測的相關研究和進展；對于下地幔底部、D″層和核幔邊界區域，由于其熱、化學過程劇烈而復雜，多尺度不均勻性顯著，探測方法更加靈活多樣、具有特色，其相關研究內容遠非本文能一一涵蓋的，將只在必要地方簡要提及.關于D″層的礦物物理實驗進展和地震探測的結果可以參閱Jackson 和Thomas（2021）評論文章.

對下地幔不均勻體分布特征、物理性質及產生機理的認識，直接關系到地幔物質構成、地幔對流和混合效率等地球內部動力學過程相關的科學問題.對來自地球深部樣本的地球化學和礦物物理分析可以為地幔不均勻性提供最直接的約束，但迄今來自于下地幔的礦物樣本比從月球返回的樣本還要稀缺（Kaminsky,2012）.因此地震波，特別是散射地震波場成為探測、表征和約束下地幔不均勻性的有效工具.本文所涉及的下地幔散射體主要是指數千米到數百千米尺度的彈性性質發生變化的小尺度不均勻體，其空間尺寸遠小于全球地震層析成像可檢測的分辨率.

文章將從散射體的概念和小尺度不均勻性的統計學描述入手，引入探測下地幔小尺度結構的地震波“探針”概念，重點介紹利用地震激發的多種類型散射波場探測下地幔散射體的原理、方法，并對基于地震干涉理論的背景噪聲互相關提取下地幔體波信號的方法和應用加以介紹；還將探討散射體的深度分布規律；最后對下地幔不均勻體探測方法中存在的問題給出思考和研究展望.

1 地幔小尺度不均勻性的刻畫及波場模擬

在地震觀測記錄中，存在諸多難以用一維或大尺度速度平滑的地球模型解釋的地震波信號，一般可將這些信號歸因于不均勻體粗糙界面上產生的反射和散射（Chang and Cleary,1981）.散射即為當介質中存在與地震波長尺寸接近的異常結構時，地震波場會在傳播過程中發生畸變，使得部分地震波能量轉移到新的路徑上.當地震波長與地幔不均勻體/散射體/結構異常體的尺寸接近時，散射作用會顯著改變高頻地震波形（Sato et al.,2012）.

過去幾十年里，地震學研究已揭示出地幔小規模非均一性的廣泛存在，尤其是高頻(～1 Hz）地震波場明確提供了下地幔深部存在千米級結構的證據（如,Cleary and Haddon,1972）.由于地震事件和臺站分布的不均勻、散射波信號的微弱，以及當異常體的尺寸接近或小于地震波波長時，利用數值方法有效快速正演模擬高頻地震波的傳播較為困難，進而難以開展對下地幔小尺度不均一性的全球性反演成像研究.Aki（1969）較早提出了一種基于統計學的地球介質不均勻性方法描述方法，被廣泛用于定量描述地殼、地幔、核幔邊界，直至內核的全球或局域小尺度不均一性結構中（如,Aki and Chouet,1975;Shapiro and Ritzwoller,2002;Shearer and Earle,2004;Wang and Vidale,2022;Zhang et al.,2018）.

對于全球性下地幔小尺度不均勻性的研究也大都遵循這一思路.假設小尺度不均一體的分布是隨機的，可以用數學上不同類型的概率密度分布，例如馮卡門型（Von Karman）、高斯型或指數型的自相關函數或功率譜密度函數來表述異常體的空間和彈性性質擾動分布（圖1,Sato et al.,2012;徐濤等,2007），類似于地殼中的測井數據觀測（Holliger,1996;Savran and Olsen,2016）；通過比較觀測和正演地震記錄中的散射波能量等特性（例如包絡線）獲取相關尺度、擾動量幅度等統計參數，進而刻畫小尺度不均勻體的分布統計特性.例如，Hedlin 等（1997）以及Mancinelli 和Shearer（2013）通過疊加全球臺網記錄的PKP 前驅波包絡線得到振幅隨震中距的變化特性，進而研究了地幔非均勻體的深度分布特征.他們的研究指出在地幔最深部的1 200 km 內速度擾動均方根為0.1%，非均勻性互相關尺度在2～30 km 之間（Hedlin et al.,1997;Mancinelli and Shearer,2013）.

圖1 不同模型的二維隨機速度擾動示例.（a）高斯型，a=5 km，σ=0.05，其中a 是代表相關長度，反映散射體的特征長度，σ 是RMS（root mean square）速度擾動.（b）指數型，a=5 km，σ=0.05.（c）Von Karman 型，a=5 km，σ=0.05，κ=1.0，κ 控制大尺度和小尺度異常體的比例.（d）Von Karman 型，a=5 km，σ=0.05，κ=0.1Fig.1 Example of two-dimensional random velocity disturbance of different models.(a) Gaussian type,a=5 km,σ=0.05,where a represents the correlation length,reflecting the characteristic length of the scatterer,σ represents RMS (root mean square)velocity disturbance.(b) Exponential type,a=5 km,σ=0.05.(c) Von Karman type,a=5 km,σ=0.05,κ=1.0,where κ controls the proportion of large-scale and small-scale abnormal bodies.(d) Von Karman type,a=5 km,σ=0.05,κ=0.1

通過模擬地震波在小尺度不均一的地幔中的傳播有助于約束中-下地幔的速度結構，進而討論小尺度不均勻體的物質屬性和形成的溫壓條件.由于介質自身的復雜性，非均勻介質中地震波傳播的計算只在少數條件下具有解析解，比如弱不均一介質中的單次散射（Aki and Chouet,1975;Leyton and Koper,2007）和全空間各向均勻介質中的多次散射（Wu,1985;Zeng,1991），因此在考慮復雜散射體模型的時候，多采用數值計算的方法模擬地震波在非均一介質中的傳播.隨著大型計算機計算能力的飛速提高，有限差分方法和譜元法等數值計算方法得到了充分發展，從最早僅能模擬局部區域二維隨機散射介質中地震波傳播（Frankel and Clayton,1984,1986），發展到近二十年三維全球波場的計算（Komatitsch and Tromp,2002;Nissen-Meyer et al.,2014）.但是數值模擬方法依舊面臨在計算中、高頻地震波波場時計算量大這個難題，對于三維全球波場的模擬，一般無法計算高于1 Hz的波場，從而無法模擬和解釋下地?；蛘叩睾烁哳l散射波的觀測.

為了克服這一難題，借鑒了粒子物理和天體光學物理輸運方程，Wu（1985）引入輻射轉移理論解決了多次散射條件下散射衰減和本征衰減的分離問題.基于此方法，地震學家們進一步發展了基于輻射轉移理論的蒙特卡羅方法，從而可以模擬更加復雜的介質中多次散射的地震波能量場（Gusev and Abubakirov,1987;Hoshiba,1991;Margerin et al.,2000;Shearer and Earle,2004;Yoshimoto,2000）.這種方法的優勢是可以快速模擬全球高頻（＞1 Hz）多次散射的波場，從而成功利用較高頻的深部散射震相觀測來解釋地球深部的不均一結構（如,Hedlin et al.,1997;Peng et al.,2008;Shearer et al.,1998）.關于輻射轉移理論和蒙特卡羅模擬的方法細節可以參考Shearer 和Earle（2004）以及Sato等（2012）.

2 基于地震事件的臺陣探測方法和觀測

下地幔不均一性的探測難度較大.一方面，地球深部的不均一性比地殼、上地幔中的不均一性弱；另一方面，很難區分來自地球內部的弱散射與臺站下方巖石圈的強非均一性對地震波場的影響.使用現代地震臺陣技術分析來自下地幔的不同類型散射波，是目前最為有效的探測下地幔小尺度不均一體及其幾何、物性變化的手段.

地震波場的某些部分（圖2）特別適合地球深部散射體的探測.當在傳播路徑上存在彈性性質和/或密度發生變化的小尺度異常結構時，產生的散射波通常會以主震相，即沿震源—臺站射線路徑傳播的地震波的前驅波（precursors）或后至波（postcursors 或者coda）形式抵達觀測臺站，在波形記錄中表現為主震相之前或之后出現的微弱信號.這些地震散射震相就成為研究地球內部小尺度結構的靈敏“探針”.“探針”的波長決定了可以探測、成像的散射體結構尺寸，例如1 Hz 以上的遠震高頻P 波，可以探測到的散射體尺寸通常在1～10 km 范圍內.“探針”可以是P 波或S 波波場相關的散射波，但S 波的周期長，因而檢測地球小尺度結構的能力較為有限（Shearer,2007）.這里將重點介紹與P 波波場有關的系列散射波“探針”，包括S-P 轉換波、PP 前驅波和尾波、P′P′前驅波（即PKPPKP 前驅波）、PKP 前驅波及其他類型散射波的探測研究（圖2）.

圖2 散射波射線路徑示意圖.菱形為深部地幔散射體，五角星為地震事件，三角形為地震臺站.實線代表地表臺站接收到的不同體波震相的射線路徑，如直達P 波、PP、PKPPKP 以及PKIKP 波.虛線代表上述體波震相，經過深部地幔散射體散射后的射線路徑.圖中還示意了一種新震相PdpP 的射線路徑，原PP 震相經由散射體散射，到達地表反射一次再被臺站所接收Fig.2 The schematic diagram of scattered wave ray path.The diamonds represent deep mantle scatterers;the pentagrams represent seismic events and the triangles represent seismic stations.The solid lines represent the ray paths of different body wave seismic phases received by surface stations,such as the direct P,PP,PKPPKP and PKIKP waves.The dotted lines represent the ray paths of the seismic phases scattered by the deep mantle scatterers.The figure also shows the ray path of a new seismic phase PdpP.The original PP seismic phase is first scattered by the scatterer,and then reflected on the surface once,before received by the seismic station

2.1 S-P 散射波

S-P 散射波是指震源發出的S 波遇到地幔中的反射面或散射體，發生S-P 轉換/散射后產生的地震波，在震源側或接收臺站側均可發生（圖3）.震源側的S-P 散射波在直達P 波后的有限時窗內抵達，更易觀測到，其主頻率較高，約為1 Hz，是探測下地?？赡艽嬖诘拈g斷面或不均勻體的重要地震信號（如,Kawakatsu and Niu,1994）.一般將這類地震波視為散射波，而不是通常意義下的轉換波：主要因為（1）作為直達P 波的后續震相通常偏離既定的大圓路徑；（2）理論上S-P 的慢度小于直達P 波，但在很多實際觀測中，卻顯示出正的慢度異常值；（3）鄰近區域多個地震事件的S-P 波的轉換深度往往不一致，甚至相差很大.因此，我們更一般性地將它們視為散射波，而不是大尺度或全球性間斷面上的轉換波.

圖3 SdP 轉換波示意圖.震源發出的S 波遇到地幔中深度為d 的不連續面或散射體，發生S-P 波的轉換，最終被地表臺站所接收Fig.3 The schematic diagram of SdP converted wave.The Swave that emitted by the source will meet the discontinuity or scatterer located at depth of d;it will then convert to P wave before received by the station

臺陣技術在探測下地幔散射體時起到了至關重要的作用.地震臺陣分析方法發展自1960 年代，是一類用于提高微弱天然地震信號和核爆信號檢測、監測能力的方法（Rost and Thomas,2002）.利用不同“探針”探測下地幔散射體的過程中廣泛用到了臺陣技術.這里將以S-P 散射波“探針”為例，結合下地幔小尺度散射體探測的特點，詳細介紹包括聚束方法（beamforming）、速度譜分析（velocity spectral analysis）、頻率-波數域分析以及偏移分析等（Rost and Thomas,2009）臺陣技術的原理和應用.

聚束是一種提高數據信噪比、消除不必要干擾源信號，實現深部微弱信號檢測的技術.聚束方法最早源自相控陣雷達領域，用于目標的搜索和跟蹤.聚束方法可實現信號在發射端和接收端的改造，前者可激發定向的信號源，后者可實現從多方向數據集中提取相關方向的信號.早在1960 年代，Bodine 等（1956）基于聚束方法提出可產生特定方向地震波的思想，實現了源端單頻信號源的控制，該方法主要運用在地震勘探領域，通過精確控制各震源的起震時間或相位，實現特定方向地震波的激發.而接收端聚束方法的運用最早是在天然地震領域，例如，Shen（1979）采用自適應聚束方法檢測到來自地球深部的微弱信號，證明了聚束方法具有壓制地震背景噪聲的能力.

大多數臺陣方法都假設入射波以平面波的形式到達陣列，這對于遠震事件的波前面是一個很好的近似.臺陣記錄到的某個震相在各個子臺站之間具有相似或相近的波形，只是到時有一定的偏移.將以特定后方位角和慢度傳播的記錄信號進行適當的時間偏移后疊加，則所有與后方位角和慢度相匹配的信號會增強，聚束方法因而可以有效分離記錄信號的相干和非相干部分（Douglas,1998;Rost and Thomas,2002）.在疊加過程中，慢度矢量是關鍵.基于不準確的慢度和后方位角值的疊加會削弱信號振幅并導致信號失真.同時，臺陣下方的波速局部變化也可以造成慢度和反方位角偏離理論值（Berteussen,1976;Krüger and Weber,1992）.Vidale（2019）提出了利用“對跖點事件”（antipodal event）校正近垂直入射條件下，由于臺陣下方的波速局部變化導致慢度和反方位角偏離的方法，但是大角度入射條件下的偏離仍然缺乏有效方法加以校正.因此，聚束方法對于分布相對均勻的中、小孔徑臺陣，波形表現出相似或相干的陣列較為適用.

速度譜分析是常用的提取臺陣記錄中相關信號的到時、慢度信息的方法，是在波形聚束的基礎上獲取速度能量譜隨時間變化圖像的分析過程.多臺站疊加壓制了噪聲信號，極大增強了相關信號.通常認為速度譜圖中的能量顯著點指示了相關信號的入射，進而可以拾取信號的到時、慢度等信息，并分析其來源.常用的疊加方法有簡單的線性或非線性疊加，后者包括N次根疊加（Kanasewich et al.,1973;Muirhead,1968）、相位加權疊加（Rost and Thomas,2002;Schimmel and Paulssen,1997）和雙重自助疊加方法（dual bootstrap stack,DBS,Korenaga,2013）等.相比于線性疊加，N次根疊加可以更好地突出相關信號，提高慢度分辨率（Muirhead and Datt,1976;周元澤和王卓君,2011），但會造成波形的畸變，因此無法從疊加結果中直接提取有效波形信息.在實際應用中，多采用線性和非線性疊加相互配合的方式準確提取主能量團的到時、慢度和振幅特性.由于S-P 散射波和直達P 波在遠場的射線路徑幾乎重合，其相對到時差主要取決于散射體距震源的深度，因此可以較為精準地確定散射體的空間位置.

在實際觀測中，由于中下地幔散射體的尺度較小，且幾何形態不規則，產生的S-P 散射波往往會偏離震源-臺站的大圓弧面方向，因而還需要輔助其他臺陣分析手段，例如頻率-波數分析，對信號的入射方向進行確定.頻率-波數分析是一種可以同時提取相關信號慢度和入射后方位角的方法.通常的做法是，截取臺站觀測記錄一定時窗內的波形，將其變換到頻率-波數域后進行疊加.因為可以對水平面一定范圍內的波數進行計算，得到不同方向和慢度下該波形記錄疊加后的能量，對應的能量最強處就代表了搜索到的入射信號.該方法對信號有較高的頻率分辨率，但對時窗的選取要謹慎.通常在完成速度譜分析并讀取到時后，在目標信號附近很短的時窗（一般為幾秒鐘）內做分析，可以得到穩定有效的結果.

基于地震臺陣記錄的偏移成像方法也被廣泛用來精確確定地幔深部異常體的空間位置.地震偏移成像技術的核心是把在地表觀測到的地震波能量投射歸位到地下的某位置處.下地幔散射體探測中較為常用的有Semblance Coefficient 方法（SC 方法）和Joint Likelihood（JL 方法）方法等（Kaneshima and Helffrich,1998;Kaneshima,2019;Neidell and Taner,1971）.其基本原理都類似于地震勘探中的偏移過程（圖4），即將感興趣的有限區域劃分為離散的三維網格點，視每個網格點為潛在的散射點，從震源和臺站兩端追蹤地震射線路徑到每個離散化的散射點，定義一個波形相似系數（如SC 值或JL 值），計算每個潛在散射點上的波形相似系數值，該值越大，存在相關信號的可能性就越高，該點為真實散射點的可能性也就越大.

圖4 偏移成像示意圖.x 為散射點，Tsx表示震源到散射點的旅行時，Txr表示散射點到接收臺站的旅行時.θxr表示入射角Fig.4 Schematic diagram of migration imaging.The x represents a scattering point,Tsx represents the travel time from the source to the scattering point,and Txr represents the travel time from the scattering point to the station. θxr represents the angle of incidence

應用S-P 散射波“探針”探測下地幔不均勻體的優點主要體現在：（1）由于入射S 波和散射P 波之間存在較強的速度差異以及主頻較高（～1 Hz），在定位下地幔散射體時具有很高的分辨率（Kaneshima,2016）；（2）在地震波形記錄中偶爾會出現信噪比極高的S-P 震相，甚至在單個波形記錄中都可肉眼觀測到，因此可以通過對該震相的波形分析來獲知散射體的幾何特性和彈性性質（如,He and Zheng,2018;Kaneshima and Helffrich,1999;Niu,2014;Yuan et al.,2021;Zhang B et al.,2020）.該方法的局限性表現為：（1）作為P 波的尾波，微弱的S-P 散射波通常會被深度震相pP、sP 湮沒掉，因而可利用的信號時窗有限；（2）盡管理論上可以利用淺源地震探測更大深度范圍內的異常體，但在實際分析中，為了避免復雜震源過程、深度震相以及地表、地殼淺層多次反射波的干擾，通常都會選用發生在俯沖地區的中等強度中深源地震事件，因此S-P 散射波方法可以探測的地?？臻g范圍有限，一般只局限在現今仍然活躍的俯沖帶地區.

S-P 散射波“探針”是應用最為廣泛的下地幔散射體探測震相（如,Wang and He,2020;Yang and He,2015），相關研究很多，這里僅介紹部分典型的圍繞環太平洋俯沖帶開展的應用研究.Kawakatsu 和Niu（1994）較早利用深源地震產生的S-P 轉換波及臺陣疊加方法，揭示了湯加俯沖帶、日本海及印尼弗洛勒斯海域存在920-km 深度間斷面，并推測可能是全球性間斷面.Castle 和Creager（1999）發現伊豆-小笠原海溝下地幔中存在南北走向的傾斜不均勻體，結合層析成像結果認為與俯沖的古老洋殼有關.Vinnik 等（2001）則發現了環太平洋地區存在900-km、1 200-km 及1 700-km 深度的中、下地幔間斷面，認為有可能是全球性的間斷面，但在深度和強度上存在橫向差異.Kaneshima和Helffrich（1999）通過對馬里亞納一次主震及其前震、余震的研究，揭示出下地幔中部存在著彈性性質變化較大的不均勻體；其后續研究（Kaneshima and Helffrich,2003）繼續揭示出馬里亞納東北區域1 000～1 850 km 深度范圍內存在多條近平行的異常體；在西太平洋地區也陸續發現了小尺度（～10 km）散射體的存在，認為可能是早期地?；旌系慕Y果（Kaneshima and Helffrich,2009,2010）.Li 和Yuen（2014）在我國東北、俄羅斯錫霍特山以及日本海地區發現了分布于920～1 200 km 深度處的散射體，由于散射體和現今滯留在地幔過渡帶內的俯沖太平洋板塊在空間位置上不相關，認為它們是古Izanagi 板塊俯沖進入下地幔的殘留體.He 和Zheng（2018）在伊豆-小笠原、秘魯等俯沖地區930～1 500 km 深度處探測到多處下地幔散射體信號，認為和俯沖過程產生的小尺度組分異常相關.Haugland 等（2017）利用南美洲深源地震在USArray 臺陣的波形記錄，在1 750 km 深度處探測到10 km 厚的散射體.尤為特殊的是，這些記錄的S-P 震相振幅異常顯著，極性為負，非常適合開展細致的波形正演模擬.結果表明散射體的S 波速度異常在-1.6%～-12.4%之間，代表了俯沖進入下地幔的洋中脊玄武巖殘片，可以用該深度溫壓條件下后斯石英相變產生的剪切軟化效應來解釋.Ritsema 等（2020）注意到USArray 臺陣記錄中，有兩次深源地震事件在橫跨2 000 km 的所有臺站記錄中都展示出較為清晰的S-P 震相，且表現出先負后正的極性.通過對極性和波形特征的正演模擬明確揭示出約10～20 km 厚的洋殼在下地幔頂部發生彎折，表明俯沖洋殼即使在俯沖到黏性陡增的下地幔后，仍能保持10～20 km 的厚度.

2.2 PP 前驅波

PP 前驅波是P 波在間斷面或異常體底部一次反射后的震相，其慢度和在自由表面反射的PP 波接近但略小于PP 波.PP 前驅波可能源于上地幔間斷面上的對稱反射（如,Shearer,1990），也可能來自于地表或者深部界面/異常體的非對稱反射（如,Weber and Wicks,1996）（圖2）.寬頻帶地震記錄中的PP 前驅波常被用來探測全球性地幔間斷面——660-km 和410-km 界面的起伏和性質變化（如,Rost and Weber,2002），但由于周期較長，主頻通常都低于20 s；因此，相應的菲涅爾帶（Fresnel zone）大，分辨率較為有限（如,Day and Deuss,2013）.

這里提及的PP 前驅波是指在遠場波形記錄中，PP 波之前數十至百秒抵達，可以在高頻、寬頻帶地震臺陣中觀測到的短周期地震波能量，其主頻約為1 Hz，在定位下地幔散射體時具有較高的分辨率（Bentham and Rost,2014）.與S-P 散射波不同，PP 前驅波的散射點不局限于震源附近區域，因此利用臺陣分析技術搜索大圓路徑附近一定區域內的地震波能量就可以獲得散射體的全球性分布（如,Bentham and Rost,2014;Rost et al.,2008）.由于PP前驅波信號十分微弱，要想進一步利用波形的振幅信息獲取可靠的散射體彈性性質和幾何尺寸等則較為困難.

Rost 等（2008）較早利用短周期地震臺陣PP前驅波觀測研究了下地幔不均勻體的全球性分布.在觀測記錄圖中，發現了很多偏離大圓路徑的高頻PP 前驅波能量，認為是由下地幔小尺度不均一體產生；在湯加、馬里亞納海溝下方的散射體的空間分布還勾勒出一條連續、延伸到至少1 000 km 深度的傾斜結構，和古老的大洋巖石圈俯沖相關.Bentham 和Rost（2014）利用偏離大圓路徑的PP前驅波，在西北太平洋俯沖地區下方探測到約300個不均勻體，分布于伊豆-小笠原/馬里亞納俯沖地區的系列散射體則勾畫出一個傾斜、延伸到1 480 km 深度的準平面結構；在古印度尼西亞（Ancient Indonesian）俯沖海溝附近，發現了直至1 880 km 的準平面散射結構.實際上，他們認為這些觀測到的PP 前驅波大部分是由于地殼或上地幔散射體造成.Bentham 等（2017）通過對全球臺網疊加的PP 前驅波包絡線的能量分析，提出下地幔1 000～1 800 km 范圍內統計意義上的不均勻性強度為1%.

2.3 P'P'前驅波

P'P'前驅波即PKPPKP 前驅波（圖2），提供了另一種探測全球范圍下地幔散射體分布的方法，其主頻高（可以達到～1 Hz），入射角較小且具有近對稱的菲涅爾帶，因此在檢測小尺度異常時橫向分辨率可以達到～200 km，垂向分辨率可達～5 km（Schultz and Gu,2013）.LeStunff 等（1995）利用P'P'前驅波探測到了中地幔散射體，認為是非洲南部下地幔頂部785-km 深度處的間斷面.之后的研究則發現他們觀測的P'P'前驅波信號應該是非對稱路徑的PKPPdiff或PdiffPKP 震相（Zhang B et al.,2020），因而新的結果不支持非洲南部785-km 間斷面的存在.

Schultz 等（2014）提出了基于反卷積、疊加、Radon 變換和深度偏移的數據分析步驟，利用P'P'前驅波探測到納斯卡-南美洲俯沖帶700～800 km深度的異常體，同時還探測了地幔過渡帶深度的反射界面，并對界面的性質，例如尖銳程度（sharpness）等做了細致討論.Rost 等（2015）則較為系統地探討了利用中等孔徑臺陣P'P'前驅波探測不同深度下地幔散射體的能力；其后Frost 等（2018）系統地利用中等孔徑臺陣P'P'前驅波探測和定位了下地幔中散射體的位置，發現下地幔頂部及底部D″層內的散射體最為豐富，并分析了下地幔散射體與大尺度速度層析成像、橫向速度梯度變化、深部熱點和俯沖板片位置的空間相關性，探討了下地幔散射體的動力學成因.

2.4 PKP 前驅波

PKP 前驅波（圖2）通常被認為是由D″層、CMB 的地形起伏或下地幔最底部的不均一性造成（如,Shearer et al.,1998;Wen and Helmberger,1998;左兆榮,1983）.PKP 是透過外核的P 波-PKPbc和PKPab兩支在核幔邊界處發生散射，以PKPdf的前驅波形式被觀測到.這類高頻前驅波的振幅通常較強，很早就在地震記錄圖中觀測到（Gutenberg and Richter,1934）.Cleary 和Haddon（1972）較早分析了這類散射地震波能量的來源，也正由于其對核幔邊界區域以及地幔最深部異常結構的獨特敏感性，PKP 前驅波得到了廣泛的應用.

利用PKP 前驅波探測散射體的問題主要體現在，定位的分辨率往往很低，尤其是散射體的深度；且源側散射和接收側散射均會出現非唯一性.對于這種散射，通常很難研究單個散射體的特性，因此多用隨機過程來描述（Hedlin et al.,1997;Hedlin and Shearer,2000）.如果可以較高精度獲得與PKPdf相關的射線方向和到時，則可以用于刻畫局部散射體的特征（如,Cao and Romanowicz,2007;Frost et al.,2013;Ma and Thomas,2020;沈旭章和周蕙蘭,2009;Thomas et al.,1999;Wen and Helmberger,1998）.

2.5 P-S 散射波

從震源處發出的P 波在地球深部的界面或者散射體上發生散射，生成Ps 散射/轉換波.其探測方法和分析過程與接收函數方法探測Moho 面、地幔過渡帶間斷面基本一樣.

Shen 等（2003）在冰島、夏威夷等存在熱物質上涌的地區發現了中地幔1 050 km 深度處的不連續面，認為其不是全球性間斷面，界面上下速度的變化支持地幔內部存在不同化學儲庫的地幔動力學模型.在地中海地區地震記錄的接收函數波形上，出現了對應于下地幔860 km、900 km、1 200 km 和1 320 km 深度上的Ps 轉換波，暗示了在局部地域存在對應深度的反射界面（van der Meijde et al.,2005）.Jenkins 等（2016）利用P-S 轉換波研究了西歐下方的下地幔淺部不均勻性，發現歐洲和北大西洋下方800～1 400 km 深度范圍內存在地震速度跳躍，主要出現在975～1 050 km 深度之間，并認為這種不均勻性是由化學性質不同的地幔柱物質的相變引起，也或者是由上升地幔柱裹挾的小尺度化學不均勻體所引起.

2.6 其他地震散射波探測方法

剪切波類型的散射波也可以作為探測下地幔不均勻體的“探針”.例如ScS 多次反射波、SS 前驅波等，它們的優點是可以探測臺站稀少的海域地區地下深部間斷面的起伏或異常體的存在.Courtier和Revenaugh（2008）利用ScS 多次反射波提取了SH 波反射率隨深度的變化，檢測到北美洲和湯加地區下地幔存在明顯的波阻抗界面，解釋為中地幔深度的界面或者散射體.但ScS 多次反射波的主周期一般都低于20 s，難以識別小尺度異常體.

SS 前驅波是更為常用的探測中、大尺度異常結構的“探針”，它不受觀測臺站和地震事件不均勻分布的約束，可以探測散射體的全球性分布.Waszek 等（2018）利用長周期SS 前驅波，系統探尋了全球范圍的下地幔反射體（reflector）的分布和特征，在800～1 300 km 深度范圍內發現了橫向尺度500～2 000 km 的反射體，疊加后的前驅波呈現出不同的地震波極性，與地震層析成像給出的速度異常的相關性也暗示了中、下地幔深度范圍內廣泛存在物質成分的不均一.

在震中距大于80°的遠場地震記錄中，PP 還存在另一種類型的前驅波（記為PdpP 或PPdp 波），通常在速度譜圖中可以清楚看到.它們往往在PP 震相之前20～50 s 時窗抵達，慢度更低，介于直達P 波（或Pdiff震相）和PP 波之間（袁野，2021）.PdpP 波代表了從震源出發的P 波在深度為d的反射/散射體頂部反射后又在地表發生一次反射后的震相（圖2），可視為震源側的反射；而PPdp 波則是對應的在臺站下方某深度散射體上的反射波.如果嚴格沿著大圓路徑傳播，這兩個PP 前驅波信號將具有同樣的走時和慢度.袁野（2021）利用這種特殊的PP 前驅波，在斐濟-湯加下方探測到了分布在700～1 500 km 深度范圍內的一系列中地幔散射體，通過對能譜圖的正演模擬表明其尺度至少要大于10～20 km，且西北-東南向的橫向分布范圍至少大于3 500 km.這樣廣泛的分布意味著該散射體很可能和停滯在1 000 km 深度處的俯沖板塊有關.

3 背景噪聲提取體波探測下地幔散射體

隨著對地震波傳播理論的深入認識、計算能力的提升和觀測數據的增加，以地震干涉理論為基礎的地震背景噪聲成像方法得到迅速發展.通過臺站之間的背景噪聲互相關函數可以得到臺站間近似的格林函數，進而獲取較高分辨率的地球介質速度成像（圖5）.由于面波噪聲源在背景噪聲源中占主導地位，很容易從相關函數中提取出來，地震背景噪聲面波成像在過去十幾年里迅速發展成為獲取高分辨率的地球淺部及上地幔速度成像的一種常規手段.

圖5 背景噪聲互相關示意圖.臺站S1與臺站 S2記錄到的環境背景噪聲進行互相關運算，等效于將一個臺站當作虛擬源，另一個臺站當成接收器，可以提取來自地球深部不連續面的反射信號Fig.5 The diagram of the method of noise cross-correlation.The cross-correlation operation between the environmental noise that recorded by the station S1 and the station S2,is equivalent to taking one station as a virtual source and the other station as a receiver,and it can be applied to retrieve the body waves reflected from the discontinuities interior the Earth

從地震背景噪聲中提取體波，特別是來自于深部地幔的體波信號極具挑戰性.主要原因在于：（1）大部分噪聲源都位于地球表面，產生穩相體波信號的噪聲源有限，體波穩相區狹窄；（2）體波信號相對于面波信號能量弱、頻率高、衰減更快（Forghani and Snieder,2010）.近年來，隨著對噪聲源的深入認識以及密集觀測數據的獲得，噪聲提取體波信號已獲得成功并逐漸應用于地球內部結構的解譯中.例如，從背景噪聲中提取莫霍面反射波（Xie et al.,2021;Zhan et al.,2010）以及上地幔間斷面反射體波（如,Feng et al.,2017;Poli et al.,2012）；從5～40 mHz 的長周期背景地震波場（seismic hum，也叫“地嗡”，Benioff et al.,1959）中提取全球尺度多種類型體波傳播；從地震尾波中提取通過內核的PKIIKP 和PKIKP 兩次往返波（Wang T et al.,2015）等，都是近年來頗具代表性的地震噪聲提取體波信號的研究工作.

Zhang L 等（2020）首次嘗試了從地震背景噪聲中提取來自下地幔散射體的體波信號.研究者們利用東北亞地區布設的密集地震臺陣數據，在前人提取上地幔間斷面反射體波方法的基礎上發展了共反射點短程疊加方法，用以突顯更加微弱的來自下地幔散射體上的信號.在疊加后的波形中，不僅清晰觀測到地幔過渡帶上下界面的PP 反射波，同時在部分曲線200～220 s 處發現了來自于下地幔的PP 反射體波信號（圖6a）.為確定該噪聲提取信號的性質和位置，研究者們還對比分析了天然地震產生的遠場S-P 散射波，發現地震噪聲提取的PP 體波信號反射點和天然地震S-P 震相轉換點的空間位置極其接近，很可能來自于同一個散射源.對噪聲PP 震相和地震S-P 轉換波的聯合波形模擬顯示，當S 波、P 波速度及密度異常分別為-7.2 %、0.2 %及0.6 %時，理論地震圖與觀測結果擬合最佳（圖6b）.這表明探測到的下地幔散射體可能源自俯沖并進入到下地幔的洋殼，很可能與古老的Izanagi 俯沖板塊在深部的殘留體相關（Li and Yuen,2014）.

圖6 利用地震干涉技術提取下地幔散射體反射信號.（a）慢度譜與相位加權疊加的結果.可以看到清楚的下地幔散射體X信號；（b）下地幔散射體上的PP 體波震相的理論波形模擬.測試異常體厚度與速度模型對結果的影響（修改自Zhang L et al.,2020）Fig.6 Body wave reflected from the lower mantle scatter is retrieved from noise cross-correlation.(a) Through the superposition of slowness spectrum and phase weighting,we can find the X signal of lower mantle scatterer clearly;(b) Synthetic seismograms calculated for PP phase and the test for the influence of thickness of the scatterer and velocity model (modified from Zhang L et al.,2020)

4 下地幔散射體的深度分布

由于各種地震波“探針”具有不同的分辨率，地震波傳播路徑的差異也決定了其對不同構造區域采樣的不同，因此對散射體的位置分布做簡單比較并沒有實質性的意義.但散射體的深度分布可以反應地幔不均勻性在深度上的變化，蘊含了全球地幔深部結構、地幔流變性以及地幔對流相關的重要信息.

我們以Kaminsky（2017）工作中統計得到的1998—2017 年間下地幔不均勻體數據為基礎，收集了2018 年至今不同學者利用地震學方法探測到的下地幔散射體深度信息，共206 個數據，其中絕大部分來自于S-P 散射波“探針”的結果，還有部分來自PP、SS 前驅波研究（He and Zheng,2018;Kaneshima,2018,2019;Ritsema et al.,2020;Schumacher et al.,2018;Waszek et al.,2018;Yuan et al.,2021）.

從圖7 可以看出，地幔深部大致可勾勒出三個主要的非均勻區域：（1）660～1 300 km 的下地幔淺部是不均勻性最為強烈的區域，在該區域觀察到分布較為廣泛的散射體，占據了整個下地幔非均勻體的70%以上；（2）1 300～1 900 km 的下地幔中部，約20%的下地幔散射體在該深度范圍被探測到；（3）1 900 km 之下的下地幔深部，只觀測到極少數的散射體分布.其中，在下地幔淺部800～900 km、中部1 500～1 600 km 處分別存在兩個極大峰值.

由于S-P 數據占據了統計數據的78%，因此在進一步理解圖7 所示的散射體深度分布時，首先需要考慮S-P 散射波分析中通常采用的深源地震對板塊俯沖區域下地幔采樣的固有偏差.由于時間窗口長度有限（一般取直達P 波后的15～150 s），S-P方法無法研究下地幔最深的600 km，也即深度超過2 200 km 的區域.另一方面，該方法在深度超過1 800 km 區域很少探測到散射體，部分原因可能在于存在地震射線的采樣偏差，但更有可能反映了某種具有地球物理意義的客觀現象，即不均勻性和散射強度從某個深度起發生了很大變化.有研究表明俯沖洋殼中的斯石英相變受到Al 和H2O 含量的影響，最大相變深度約為1 700 km 左右（Tsuchiya et al.,2004），和探測到的絕大多數散射體都分布在1 700 km 以淺的深度范圍較為一致.在1 000～1 100 km 深度處分布有較多的散射體，這和地震層析成像結果中給出的俯沖板塊穿過地幔過渡帶后在900～1 200 km 深度發生停滯也較為吻合，在某些熱點區域也發現上涌的地幔柱在～1 000 km 深度發生偏轉（Durand et al.,2017）.這是否意味著某個深度處地幔黏滯度的變化，還是暗示一個源自于不同礦物組分的化學變化面，甚至發生在40～70 GPa的Fe 自旋狀態轉變（如,Nomura et al.,2011）也帶來了部分影響？這些問題都需要對下地幔散射體的位置、深度、幾何形態和物性給出更精準的約束，進而從下地幔散射體對地球深部的“采樣”中獲取地幔組成、溯源洋殼物質，幫助認識和理解地球演化過程中最重要的地幔對流過程.

圖7 散射體深度分布直方圖.橫坐標為探測到的散射體深度，縱坐標為頻率，N 為總計收集到的散射體數目.超過70%的散射體分布在下地幔淺部，20%的散射體分布在下地幔中部，而下地幔底部具有極少數的非均勻性Fig.7 The distribution histogram of the scatterers' depth.The horizontal and vertical coordinates are the depth of the detected scatterers and the frequency.N is the total number of scatterers collected.More than 70% scatterers are distributed in the shallow part of the lower mantle,20% scatterers are distributed in the middle of the lower mantle,and only very few inhomogeneities at the bottom of the lower mantle

5 下地幔散射體探測的思考和展望

在探測方法上，基于地震臺陣的分析方法在探測地球深部結構中起到了重要作用，但也具有一定的局限性.例如，臺陣分析方法對臺站數量和布設方式有一定的要求，除了需要臺站布設得密集外，對臺陣形狀和孔徑也有些特定的要求：孔徑過小，臺陣分析對于信號的慢度分辨率不夠；孔徑過大，則入射波前面不可視為平面波，不再滿足多數臺陣分析要求的入射波波前面必須是平面波的基本假定.對于下地幔小尺度散射體的探測，需要根據所研究目標對臺陣孔徑的大小加以合理限制或做適當的子區域劃分.這在前人的研究中已有很好的例證（如,Kaneshima,2019）.另外，如果能夠使用或發展適當的地震臺陣方法，淺源地震在S-P 探測中很可能和深源地震一樣有用，這樣就可以打破該方法只適用于活躍俯沖地區的有限地幔探測空間范圍的限制（Pavlis,1992）.

散射體都是有限尺寸的，除去空間位置外，還需要對不均勻體的性質，包括幾何形態、物性變化等加以約束.這些特征理論上可以從散射波的振幅、波形中獲取.但一些因素使得進一步估測小尺度不均一體的性質十分困難.例如，絕大多數散射信號都很微弱、信噪比低，很難直接利用振幅和波形信息對物性變化給出準確的約束；震源位置的微小差異會導致散射點的不同，進而顯著影響同一個陣列內的觀測波形，導致不同的疊加結果可能相差較大；另一方面，同一個散射體的信息又可能反應在相距很遠的臺陣波形記錄中.這無疑加大了微弱信號提取的難度，但同時多個獨立地震臺陣的觀測也提供了多角度約束散射體空間位置和幾何形態的可能性.以S-P 轉換波為例，在個別觀測中出現過很強的S-P 散射波情況，其振幅與在660-km 間斷面上的S-P 轉換波能量相當甚至更強.這些散射波的強度取決于散射體的幾何結構、臺站的場地效應和速度異常值大小，但在多數情況下，這些因素都未知.在某些形狀復雜的界面上，S-P 轉換波的聚焦和散焦作用也需要評估，以解釋散射波的振幅.它還強烈地依賴于震源位置和震源處P 波和S 波的輻射花樣等.因此，很難對散射振幅進行可靠的理論預測.這就要求研究者在分析散射波的波形時，要小心避免過度解釋，并將解釋限制于某些穩健的特征上（Korenaga,2015）.

從背景噪聲中提取下地幔體波信號提供了一種新的下地幔不均勻體探測思路.基于地震干涉理論的背景噪聲互相關方法等價于把其中一個臺站變成虛擬的震源.這種“去源化”思路具有傳統地震方法無法比擬的優勢，能避免震源位置的不確定性和震源時間函數復雜性所帶來的不利影響；同時能夠克服震源的空間局限性，實現更好的數據覆蓋以滿足對不同構造區域的采樣.更為重要的是，噪聲中體波信號的成功提取使得聯合利用天然地震事件和噪聲源，實現多種地震波（例如P 波和S 波）聯合約束下地幔散射體彈性性質成為可能.

除此之外，目前的多數研究都聚焦于俯沖帶下方，而對板內，特別是熱點及地幔柱區域覆蓋較少，未來需要增加對這些區域的研究以認識不同構造背景下的小尺度不均勻體分布規律.同時要綜合考慮不同地震“探針”頻率的差別和采樣的有偏性，對下地幔不均一體空間分布特征、幾何特性及異常強度作出更加準確、定量的描述.

在這個過程中，可以將基于人工智能的無監督“數據驅動”思想引入到地幔小尺度不均勻體的探測中（Ward et al.,2021）.在理論認知有限的情況下，自動搜索、檢測不同類型的地震波“探針”，攫取復雜地震觀測中的信息，特別是挖掘出為數不多的強振幅波形特征，幫助研究者更加快速、精準地探明地球深部小尺度散射體及其結構特征，進而結合高溫高壓礦物物理實驗結果及動力學數值模擬，認識不均勻體的成分，揭示不均勻體的形成機制及在整個地球動力學演化過程中的作用.

致謝

感謝姚華建教授和編輯部約稿.在寫作過程中，與張志剛副研究員進行了有益的討論，一并表示感謝.感謝三位匿名審稿人仔細審閱稿件并給出了寶貴的意見，使本文更加完善.