WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

КИРДЯШКИН Алексей Анатольевич

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ СВОБОДНОКОНВЕКТИВНЫХ ТЕЧЕНИЙ И ТЕРМОХИМИЧЕСКИХ ПЛЮМОВ В МАНТИИ ЗЕМЛИ

25.00.03 – геотектоника и геодинамика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора геолого-минералогических наук

Новосибирск - 2010

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте геологии и минералогии им. В.С. Соболева Сибирского отделения РАН

Официальные оппоненты: доктор геолого-минералогических наук, академик РАН Кузьмин Михаил Иванович доктор геолого-минералогических наук, профессор Гончаров Михаил Адрианович доктор геолого-минералогических наук Казанский Алексей Юрьевич

Ведущая организация: Учреждение Российской академии наук Институт земной коры СО РАН, г. Иркутск

Защита состоится «8» декабря 2010 г. в 10:00 часов на заседании диссертационного совета ДМ 003.067.01 при Учреждении Российской академии наук Институте геологии и минералогии им. В.С. Соболева Сибирского отделения РАН, в конференц-зале.

Адрес: 630090, Новосибирск-90, проспект Ак. Коптюга, Факс: (383) 333-27-e-mail: vysotsky@igm.nsc.ru

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института.

Автореферат разослан « » ________ 2010 г.

Ученый секретарь диссертационного совета, кандидат геол.-мин. наук Е.М. Высоцкий

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Геодинамика занимается установлением и исследованием процессов и сил, порождающих движения в тектоносфере и в глубинных оболочках Земли.

Прежде всего, к таким силам относятся термогравитационные силы, обусловливающие свободноконвективные течения в глубинных оболочках Земли и в каналах плюмов, поднимающихся от границы ядро-мантия.

Свободноконвективные течения в мантии и мантийные плюмы определяют глобальную тектонику и геодинамику Земли, энергетический баланс, структурные изменения и развитие как отдельных геосфер, так и Земли в целом. Поэтому определение тепловой и гидродинамической структуры мантийных конвективных течений и плюмов представляет собой одну из основных проблем геодинамики.

Объектом исследования является конвектирующая мантия Земли в связи с определением структуры конвективных течений в верхней и нижней мантии, структуры мантийных термохимических плюмов, взаимодействия плюмов с мантийными конвективными течениями и условий их излияния.

Актуальность работы определяется необходимостью решения ключевых задач геодинамики и, в связи с этим, необходимостью: проведения лабораторного теплофизического моделирования нижнемантийной конвекции для определения структуры течения и теплообмена в нижней мантии;

экспериментального и теоретического моделирования конвекции в астеносфере для определения структуры конвективных течений и теплообмена в астеносфере под континентом при наличии зоны субдукции и в астеносфере под океаном; расчета тепло- и массообмена мантийных термохимических плюмов и определения их основных параметров; установления условий излияния плюма на поверхность и определения зависимости между процессами тепло- и массообмена на подошве термохимического плюма и процессами образования головы плюма и излияния плюма на поверхность;

построения самосогласованных геодинамических моделей мантийной конвекции и мантийных плюмов.

Цель исследований состоит в построении моделей конвективной структуры верхней и нижней мантии и мантийных термохимических плюмов на основе метода теплофизического моделирования с использованием геологических и геофизических данных и в определении основных закономерностей свободноконвективного теплообмена мантии и тепло- и массообмена плюмов на основе построенных геодинамических моделей.

Задачи исследований.

1. На основе экспериментального моделирования определить режим нижнемантийной конвекции и структуру свободноконвективных течений в нижней мантии.

2. На основе экспериментального моделирования определить влияние зоны субдукции на структуру свободноконвективного течения и теплообмен в астеносфере под континентом.

3. На основе экспериментального и теоретического моделирования определить структуру течения в астеносфере под океаном и выяснить влияние скорости движения океанической литосферной плиты на скорость конвективных течений в астеносфере под океаном, касательное напряжение и силу трения, действующую со стороны астеносферного потока на литосферную плиту.

4. Определить температурные условия образования термохимического плюма, рассчитать тепло- и массообмен термохимического плюма для случая кондуктивного теплоотвода от канала плюма в окружающую мантию, выяснить влияние коэффициента диффузии химической добавки, понижающей температуру плавления, на условия формирования термохимического плюма и оценить параметры мантийного термохимического плюма.

5. Определить условия излияния термохимического плюма на поверхность и найти связь между процессами тепло- и массообмена на его подошве, параметрами “тугоплавкого слоя” в литосфере и геологическими проявлениями плюма на поверхности.

6. Рассчитать тепло- и массообмен термохимического плюма, взаимодействующего, подобно Гавайскому, с горизонтальными мантийными свободноконвективными потоками, выяснить влияние диаметра источника плюма на долю тепловой мощности, отданной плюмом верхне- и нижнемантийному горизонтальным течениям, а также оценить кинематическую вязкость расплава и диаметр Гавайского плюма.

Фактический материал. Методы исследования. Основной метод, применяемый в диссертации для исследования мантийной тепловой конвекции и конвективных течений в канале мантийного термохимического плюма, - метод теплофизического моделирования, как лабораторного, так и теоретического. Для определения временных и пространственных масштабов нижнемантийных конвективных течений как в отсутствие, так и при наличии зон субдукции было проведено 400 лабораторных экспериментов. В результате экспериментов получены зависимости температуры и числа Рэлея от времени и снимки картины конвективного течения в горизонтальном слое. Для определения закономерностей гидродинамики и теплообмена в астеносфере под континентом при наличии зоны субдукции проведено 100 экспериментов.

Материал лабораторных экспериментов представлен кривыми температуры от времени, измеренными вблизи нагреваемой пластины, и снимками картины конвективного течения вблизи кровли и подошвы слоя. Для определения тепловой и гидродинамической структуры конвективных течений в астеносфере под океаном сделано 100 экспериментов. Экспериментальный материал представлен профилями температуры и скорости, а также данными измерений высоты конвективных валиков у кровли и подошвы слоя.

Теоретическое моделирование заключалось в решении уравнений свободной конвекции в приближении Буссинеска для ядра потока в горизонтальном слое, нагреваемом сбоку и охлаждаемом сверху, служащем моделью астеносферы под океаном. При анализе результатов экспериментального и теоретического моделирования использовались имеющиеся данные о параметрах трансформных разломов и СОХ, физических свойствах верхней и нижней мантии. Теоретическое моделирование мантийных термохимических плюмов состояло в получении балансовых уравнений для потоков тепла и массы и решении системы уравнений тепло- и массообмена для представленной модели термохимического плюма в случае кондуктивного теплоотвода от канала плюма в окружающую мантию и в случае передачи тепла от канала плюма горизонтальному мантийному свободноконвективному потоку. При определении тепловой и гидродинамической структуры термохимического плюма используются данные экспериментального моделирования тепловых и термохимических плюмов (Добрецов и др., 1993, 2006; Кирдяшкин А.Г., Гладков, 1994; Dobretsov et al., 2008). Для оценки параметров термохимического плюма и проверки результатов расчетов использованы фактические данные по объему излияний для плюмов, диаметру их магматических ареалов, данные сейсмических исследований канала Гавайского плюма, оценки глубин для мантийных ксенолитов в щелочных базальтах.

Защищаемые положения, выводы и результаты.

1. Режим нижнемантийной свободной конвекции – развитый турбулентный, с короткопериодными пульсациями температуры в нижнемантийных конвективных ячейках, накладывающимися на длиннопериодные колебания температуры, обусловленные перестройкой ячеистой структуры нижней мантии.

В зонах субдукции формируются нисходящие конвективные течения в нижней мантии. Нижнемантийные конвективные течения являются результатом суперпозиции основных крупномасштабных конвективных ячеек и конвективных валиков, создающихся в области неустойчивой стратификации у кровли и подошвы нижней мантии. Нисходящим течениям нижнемантийных конвективных валиков могут соответствовать магистральные (или трансокеанские) трансформные разломы.

2. Вследствие охлаждения в зоне субдукции в астеносфере под континентом создается горизонтальный градиент температуры, под влиянием которого формируется конвективная ячейка, нисходящее течение ячейки задается охлаждающей субдуцирующей плитой. Вблизи кровли и подошвы астеносферы в области неустойчивой стратификации существуют конвективные валики, направление течения в которых перпендикулярно к направлению течения в астеносферной ячейке. При числах Рэлея Ra < 5 · 1существует режим установившегося течения, при Ra > 5 · 105 - режим пограничного слоя, когда вблизи кровли и подошвы астеносферы под континентом существуют самостоятельные валиковые слои.

Свободноконвективные течения в астеносфере под океаном существуют в режиме пограничного слоя. Существуют две характерные области течения в астеносферном слое под океаном: область пограничного слоя у кровли астеносферы и устойчиво стратифицированная область в ядре потока, где течение плоскопараллельное и горизонтальный градиент температуры постоянный. Скорость движения литосферных плит влияет на форму профиля скорости течения только в верхней части астеносферы. Касательное напряжение на границе литосфера-астеносфера, вызванное астеносферным конвективным течением, и суммарная сила трения, действующая со стороны астеносферного потока на океаническую литосферную плиту, уменьшаются с увеличением скорости движения океанической литосферы.

3. Термохимический плюм формируется на границе ядро-мантия при локальном поступлении химической добавки, понижающей температуру плавления до величины Tпх < T1 (T1 – температура границы ядро-мантия).

Условие образования термохимического плюма: c2 > (Tпс – Т1)/k (c2 – концентрация химической добавки на границе канала плюма, Tпс – температура плавления "сухой" окружающей мантии (без химической добавки), коэффициент k [°С/%] задает снижение температуры плавления вследствие химической добавки). Средний перепад температуры Тпс – Т1 уменьшается с увеличением числа Льюиса, и, следовательно, с уменьшением коэффициента диффузии химической добавки в канале плюма. Параметры термохимического мантийного плюма, рассчитанные с использованием полученных средних значений Тпс – Т1, обеспечивают его устойчивое существование.

4. Движение в массиве литосферы над кровлей поднимающегося плюма обусловлено разностью давления в расплаве под кровлей плюма и литостатического давления. Критическое касательное напряжение на боковой поверхности массива литосферы возрастает с увеличением диаметра канала плюма d1 и разности температуры расплава под кровлей плюма и температуры окружающего массива Т. Высота канала излияния термохимического плюма возрастает с увеличением диаметра канала плюма и перепада Т, и уменьшается с увеличением отношения диаметров кровли и канала плюма.

Диаметр головы плюма, формирующейся за счет плавления вдоль подошвы “тугоплавкого” слоя в литосфере, возрастает с увеличением времени t, отсчитываемого от момента достижения кровлей плюма подошвы “тугоплавкого” слоя до излияния плюма, и от тепловой мощности источника плюма N. Для представленной модели взаимодействия плюма с литосферой тепловая мощность источника для континентальных платобазальтовых провинций МакКензи и Центрально-Атлантической и океанических лавовых плато Онтонг-Джава и Манихики N = 7 · 1011-2 · 1012 Вт. Тепловая мощность, соответствующая объему излияний Тунгусской синеклизы, составляет 7 · 1011 - 1012 Вт, и время подготовки излияния t1 = 6.1 - 8.7 млн лет. Для объема излияний Эмейшаньских траппов N = 7 · 1011 - 1012 Вт и t1 = 5 - 6.8 млн лет.

5. Согласно модели взаимодействия канала плюма с горизонтальными мантийными течениями, в области мантийного потока, набегающего на плюмовый канал, происходит нагрев и плавление мантийного вещества.

Расплав со средней скоростью потока v пронизывает канал плюма и кристаллизуется на его противоположной стороне. Тепло и химическая добавка, переданные каналом плюма мантийному потоку, уносятся от канала закристаллизовавшимся мантийным веществом со скоростью v. Доля тепловой мощности, отданной каналом Гавайского плюма нижнемантийному горизонтальному течению, уменьшается при увеличении диаметра источника плюма. Диаметр подошвы Гавайского плюма может составлять 63 – 97 км, что согласуется с имеющимися данными картирования канала Гавайского плюма на основе записей обменных PS-волн.

Научная новизна исследований. Личный вклад.

- на основе экспериментальной диаграммы режимов свободной конвекции показано, что режим нижнемантийной конвекции - турбулентный;

на основании экспериментальных зависимостей T(t), спектров пульсаций температуры и снимков картины течения определена структура конвективных течений в нижней мантии, оценены их временные и пространственные масштабы;

- на основе измеренных профилей температуры и картины течения установлено существование двух режимов течения в горизонтальном слое жидкости, охлаждаемом сбоку, моделирующем астеносферу под континентом при наличии зоны субдукции, и определена конвективная структура астеносферы под континентом при наличии зоны субдукции;

- на основании экспериментальных профилей температуры и теоретического анализа получено поле температуры в астеносферном слое в условиях медленного спрединга; на основе экспериментальных профилей скорости и теоретического решения получено поле скорости свободноконвективного течения в астеносфере под движущейся океанической плитой, получено выражение для касательного напряжения на границе литосфера-астеносфера и оценена суммарная сила трения, действующая со стороны астеносферного потока на океаническую литосферную плиту;

- с использованием распределения температуры, создающегося в нижней мантии при свободной конвекции, установлены температурные условия формирования термохимического плюма на границе ядро-мантия, на основании балансовых соотношений для потоков тепла и массы получены основные уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма и с использованием параметрического подхода определены основные параметры мантийного термохимического плюма;

- рассматривая движение в массиве над кровлей поднимающегося плюма как течение Пуазейля, установлены геодинамические условия излияния плюма на поверхность, получены соотношения для касательного напряжения в массиве литосферы над кровлей плюма и высоты канала излияния, определено влияние разности температуры T и размеров канала плюма на критическое касательное напряжение в литосфере над кровлей плюма и высоту канала излияния плюма и оценена высота канала излияния;

- представлена модель прорыва плюма на поверхность для случая, когда кровля плюма достигает подошвы “тугоплавкого” слоя в литосфере, и с помощью баланса тепловых потоков в голове плюма определен ее диаметр в зависимости от тепловой мощности источника плюма и времени t; оценена мощность для континентальных платобазальтовых провинций МакКензи и Центрально-Атлантической и океанических лавовых плато Онтонг-Джава и Манихики, а также мощность, соответствующая объемам излияний Сибирских и Эмейшаньских траппов;

- построена модель взаимодействия канала плюма с горизонтальными мантийными свободноконвективными течениями, на основе которой:

- получены уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма, находящегося под влиянием горизонтальных мантийных потоков;

- на основе локальных коэффициентов теплообмена между каналом плюма и горизонтальным нижнемантийным конвективным потоком определена тепловая мощность, отданная Гавайским плюмом верхней и нижней мантии;

- на основании балансовых уравнений для теплообмена между каналом плюма и окружающей мантией и закономерностей свободноконвективного теплообмена в нижней мантии оценены теплопроводность, динамическая вязкость, число Рэлея и максимальная скорость горизонтальных течений в нижней мантии, и на основе анализа этих параметров определены кинематическая вязкость расплава в канале плюма и его диаметр.

Теоретическое и практическое значение. Экспериментальные исследования свободной конвекции в горизонтальном слое позволили найти условия корректного лабораторного моделирования мантийной конвекции.

Результаты проведенных исследований обеспечивают развитие теории мантийной конвекции. На основе экспериментального и теоретического моделирования представлена трехмерная структура конвективных течений и определены закономерности теплообмена в нижней и верхней мантии.

Полученные результаты дают основу для определения тепловой и гидродинамической структуры мантии с учетом ее сложного слоистого строения и влияния зон субдукции и зон спрединга.

Определена величина силы трения, действующей со стороны астеносферного потока на океаническую литосферную плиту и направленной в сторону движения плиты, и тем самым определена составляющая движущей силы плиты, транспортирующая плиту к зоне субдукции, что необходимо для определения общего баланса сил, управляющих динамикой тектоносферы.

Данные экспериментального моделирования конвекции в астеносфере под океаном применены для определения полей устойчивости основных глубинных парагенезисов, а также размеров и конфигурации области частичного плавления в астеносфере (Кирдяшкин А.А. и др., 2006 - исследования Н.В. Суркова).

Результаты моделирования термохимических плюмов представляют важную составляющую теории мантийных плюмов. На основе представленной модели термохимического плюма стал возможным расчет тепло- и массообмена мантийных плюмов как в случае кондуктивного, так и свободноконвективного теплоотвода от канала плюма в окружающую мантию и определение их базовых параметров. Модель взаимодействия плюма с горизонтальным мантийным потоком позволяет вывести основные уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма, и оценить основные параметры нижней мантии и диаметр канала плюма. Эта модель объясняет причину высоких отношений He/4He для таких современных действующих плюмов, как Гавайский и Исландский и других плюмов, взаимодействующих с горизонтальными мантийными течениями. Результаты теоретического моделирования излияния плюмов на поверхность позволяют охарактеризовать плюмы, ответственные за образование больших магматических провинций, в рамках модели термохимического плюма, что дает основу для решения проблемы связи деятельности плюмов с процессами металлогении и рудообразования.

Результаты диссертационного исследования, относящиеся к мантийным свободноконвективным течениям и термохимическим плюмам, находят практическое применение в сфере высшего геологического образования, они входят в основу курса “Геодинамика”, читаемого автором для магистрантов геолого-геофизического факультета НГУ, и могут использоваться для создания современных курсов геотектоники и геодинамики в российских университетах.

Апробация работы и публикации. Результаты, представленные в диссертации, выносились на обсуждение на международных научностуденческих и молодежных конференциях (Новосибирск, 1993-1996, 2001, 2003, 2004), заседании Президиума СО РАН (Новосибирск, 2004), Межведомственных Тектонических совещаниях (Москва, 2003, 2006;

Новосибирск, 2004), международных и всероссийских совещаниях и конференциях, охватывающих проблемы геотектоники и геодинамики, плюмов и металлогении (Новосибирск, 1996, 2006; Москва, 2002; Петрозаводск, 2002;

Иркутск, 2009), а также теплообмена (Москва, 2006).

По теме диссертации опубликовано 35 работ, из них 18 статей в рецензируемых научных журналах, входящих в Перечень ведущих периодических изданий ВАК, и 16 тезисов в трудах совещаний и конференций.

Кроме того результаты лабораторного и теоретического моделирования конвективных течений в нижней мантии и астеносфере, полученные автором, представлены в монографии Н.Л. Добрецов, А.Г. Кирдяшкин, А.А. Кирдяшкин “Глубинная геодинамика” (Новосибирск: Изд-во СО РАН, филиал «ГЕО», 2001). Работы соискателя, в основу которых положены результаты, представленные в диссертации, отмечены наградами Российской академии наук. В 2006 г. за цикл работ “Термохимические плюмы и их основные параметры” автору была присуждена медаль Российской академии наук для молодых ученых РАН в области геологии, геофизики, геохимии и горных наук, и в 2007 г. присуждена премия имени М.А. Лаврентьева для молодых ученых в номинации “За выдающийся вклад в развитие Сибири и Дальнего Востока”.

Структура и объем диссертации. Диссертация общим объемом 3страниц состоит из введения, семи глав, заключения и списка литературы из 456 наименований и включает 90 рисунков и 5 таблиц.

Благодарности. Автор благодарен д.г.-м.н., академику РАН Н.Л. Добрецову за обсуждение работы, внимание и поддержку на различных этапах ее выполнения, д.т.н. А.Г. Кирдяшкину, д.г.-м.н. А.И. Чепурову, к.г.м.н. В.Э. Дистанову, Н.В. Суркову, н.с. И.Н. Гладкову за обсуждение результатов работы в ходе ее выполнения. Автор благодарен д.г.-м.н.

А.Д. Дучкову, И.Ю. Кулакову, В.А. Кутолину, В.А. Симонову, О.П. Полянскому, д.ф.-м.н. В.Ю. Тимофееву, Ю.В. Хачаю за плодотворные дискуссии и конструктивную критику.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ Глава 1. Моделирование мантийной конвекции и мантийных плюмов: обзор исследований Диаграмма режимов конвекции (Krishnamurti, 1970; Willis, Deardorff, 1967) хорошо определяет стационарную двумерную и трехмерную конвекцию.

Неясность положения границы турбулентного режима при числах Прандтля Pr > 57 и ее зависимость от числа Прандтля ставят вопрос о возможности экспериментального моделирования мантийной конвекции и получения воспроизводимых результатов в лабораторных условиях. Требуется выяснение тепловой и гидродинамической структуры нестационарных свободноконвективных течений в горизонтальном слое, подогреваемом снизу и охлаждаемом сверху, которые служат моделью конвективных течений в нижней мантии. Представлены результаты численного моделирования тепловой конвекции в верхней мантии под неоднородной континентальной литосферой (Тычков и др., 1999, 2005). Учитываются тепловые и композиционные неоднородности (Schott, Yuen, 2004; Tackley, 2007). В рамках термохимической модели (учитывающей химические изменения во время конвекции) представлен овертоновый режим мантийной конвекции (Котелкин, Лобковский, 2007; Котелкин, 2008). Представлено численное моделирование мантийной конвекции с плавающими континентами (Трубицын, 2005;

Trubitsyn et al., 2008). На основе лабораторного моделирования представлена конвективная структура мантии в двухслойной модели (Добрецов, Кирдяшкин А.Г., 1993; Dobretsov, Kirdyashkin A.G., 1998). Представлены результаты экспериментального и теоретического моделирования конвекции в астеносфере под срединно-океаническим хребтом (СОХ) (Кирдяшкин А.Г., 1989). Получены картины крупномасштабного течения, обусловленного движением плит, для различных условий нагрева слоя (Kincaid et al., 1996;

Magde et al., 1996). Представлено численное моделирование течений, поля температуры и генерации расплава под СОХ, влияния трансформных разломов (Choblet, Parmentier, 2001; Dumoulin et al., 2008). Существенная роль принадлежит представлению о том, что крупномасштабное астеносферное течение вызвано движением литосферной плиты, нет детального изучения влияния нагрева в осевой части СОХ на интенсивность свободноконвективного движения и структуру течений в астеносферном слое.

Необходимо выяснение влияния зон субдукции на структуру свободноконвективного течения и теплообмен в астеносфере под континентом, а также определение полей скорости свободноконвективного течения и температуры в астеносфере под океаном с учетом движения литосферной плиты.

Экспериментальные исследования указали на четкую связь между конвективным процессом и процессами формирования тектонических структур (Гончаров и др., 2005). Экспериментальные и теоретические результаты заложили основу геодинамики иерархически соподчиненных геосфер (Гончаров, 2006); получены количественные соотношения между геодинамическими системами разного ранга и иерархическим рядом геодинамических циклов (Хаин, 2000; Хаин, Гончаров, 2006). На основании данных сейсмической томографии, данных о составе мантии и сейсмических границах предложена модель строения мантии; представлены тектоногеодинамические модели для разных ее сечений (Пущаровский Ю.М., Пущаровский Д.Ю., 1999; 2008).

Тектоника горячих полей, непосредственно связанных с мантийными плюмами, в значительной мере регулирует глобальную геодинамику Земли (Зоненшайн, Кузьмин, 1983, 1993). В численных моделях термохимический плюм представляет собой восходящий свободно-конвективный поток, захватывающий материал плотного химического слоя в основании мантии (Lin, van Keken, 2005, 2006). В канале плюма нет плавления, и причиной возникновения плюма является высокая сверхадиабатическая разность температуры между границей ядро-мантия и изотермической мантией. Модель термохимического плюма, представленная в диссертации, существенно отличается от указанной модели (см. главу 5). В качестве основного способа взаимодействия плюма с мантийной конвекцией указывается механический сдвиг плюма горизонтальным мантийным потоком (Loper, 1991).

Экспериментально исследуется влияние вынужденного мантийного течения, на плюмы, создающиеся подогревом емкости снизу (Jellinek et al., 2003;

Gonnermann et al., 2004). В настоящее время требуется построить модель термохимического плюма, взаимодействующего с горизонтальными свободноконвективными мантийными течениями, и рассчитать тепло- и массообмен плюма, находящегося под влиянием таких течений.

Часть I. Экспериментальное и теоретическое моделирование конвекции в нижней мантии и астеносфере Глава 2. Экспериментальное моделирование влияния интенсивности теплообмена на режим свободноконвективных течений в нижней мантии Для определения границ турбулентного режима свободной конвекции в горизонтальном слое, обоснования возможности и корректности экспериментального моделирования мантийной конвекции и определения режима нижнемантийной конвекции проведены эксперименты на установке, состоящей из нижнего (нагревающего) и верхнего (охлаждающего) теплообменников горизонтальными размерами 170 мм х 170 мм. Между поверхностями теплообмена находится слой рабочей жидкости, в качестве которой использовались: гексадекан (толщина слоя l = 8.3 – 37.4 мм; Pr = 34 - 44), трансформаторное масло ТМ (l = 10.1 – 82.4 мм; Pr =165 - 205), вакуумное масло ВМ-4 (l = 20.8 – 82.4 мм; Pr = 858 - 1194) и глицерин (l = 38.6 – 92.4 мм;

Pr = (2.5 – 4) · 103) (Pr = /а – число Прандтля, - кинематическая вязкость, а – температуропроводность). Актуальные значения температуры в слое рабочей жидкости T(t) измерялись двумя термопарными датчиками, расположенными вблизи нагреваемой пластины в разных конвективных ячейках. Фото - и телекамерой сверху, через прозрачную верхнюю пластину верхнего теплообменника снимались картины ячеистых течений. Течение визуализировалось частицами алюминиевой пудры размером 10 - 20 мкм.

Сопоставление снимков картины течения и экспериментальных записей Т(t), Ra(t) (Ra = g Tl3/a – число Рэлея, - коэффициент теплового объемного расширения, g – ускорение силы тяжести, T перепад температуры) показывает, что длиннопериодные колебания на кривых Т(t) обусловлены перестройкой ячеистой структуры течения, короткопериодные пульсации не связаны с дрейфом и структурной перестройкой конвективных ячеек и обусловлены колебаниями скорости течения и температуры в конвективной ячейке. Период длиннопериодных колебаний температуры в 6–10 раз больше периода короткопериодных пульсаций: tдл (6–10)t1.

По экспериментальным кривым Т(t) определены: средняя амплитуда перемежающихся короткопериодных пульсаций температуры (рис. 1а) и интенсивность пульсаций (рис. 1б).

Рис. 1. Зависимость амплитуды короткопериодных пульсаций от числа Ra для различных значений числа Pr (а);

зависимость интенсивности пульсаций от числа Ra для следующих значений Pr (б): 1 – Pr = 165–205; 2 – Pr = 858–1194; 3 – Pr = (2.5–4.1) · 103.

С использованием амплитуды и интенсивности пульсаций установлены границы турбулентного режима свободной конвекции VI и VII (рис. 2).

Граница VI определяется числом Рэлея RaVI, начиная с которого амплитуда короткопериодных пульсаций температуры начинает возрастать от нуля (рис. 1а). Число Рэлея RaVI 1.7 · 105 одинаково для всех чисел Прандтля, охватываемых экспериментами, в которых Pr > 102 (рис. 2).

Рис. 2. Границы режимов течения в горизонтальном слое.

Экспериментальные данные: 1 – Pr = 35–44 (гексадекан); 2 – Pr = 165–2(трансформаторное масло); 3 – Pr = 858–1194 (вакуумное масло ВМ-4); 4 – Pr = (2.5–4.1) · 1(глицерин); 5 – по данным (Бердников и др., 1987), Pr = 14–16; 6 – по данным (Willis, Deardorff, 1967), границы режимов I–IV – по данным (Krishnamurti, 1970, 1973); граница V – согласно (Willis, Deardorff, 1967b).

Выше границы VI (RaVI < Ra < RaVII) наблюдаются короткопериодные пульсации температуры в конвективных ячейках, накладывающиеся на длиннопериодные осцилляции. Амплитуда короткопериодных пульсаций температуры продолжает увеличиваться с ростом Ra, пока не становится постоянной и максимальной (А = 0.33–0.42). Число Рэлея RaVII = 106, при котором это происходит, определяет границу VII развитого турбулентного режима тепловой конвекции (рис. 2). Выше границы VII (Ra > RaVII) наблюдаются развитые короткопериодные пульсации температуры, то есть, имеет место развитая турбулентная тепловая конвекция. Интенсивность пульсаций в области RaVI < Ra < RaVII уменьшается от значения 0.35 до 0.2 и при Ra > RaVII постоянна и равна 0.2 (рис. 1б). Границы VI и VII не зависят от числа Прандтля при Pr > 102. Независимость границ турбулентного режима от числа Прандтля позволяет ответить на вопрос о возможности моделирования конвекции в мантии. Моделирование мантийной конвекции возможно на любых лабораторных жидкостях с числами Прандтля Pr > 102, и результаты такого моделирования являются корректными и воспроизводимыми в лабораторных условиях. В главе 7 число Рэлея для нижней мантии оценено на основе решения задачи о теплообмене между каналом термохимического плюма и горизонтальным нижнемантийным конвективным потоком. Согласно этим оценкам число Рэлея для нижней мантии Raнм = (1 – 6.6) · 106 для коэффициента теплового объемного расширения = 10-5 °С-1, и для этих чисел Рэлея из диаграммы режимов следует, что в нижней мантии существует развитая турбулентная свободная конвекция (Raнм RaVII) (рис. 2).

Глава 3. Структура свободноконвективных течений в нижней мантии по данным экспериментального теплофизического моделирования Экспериментальная установка и рабочие жидкости те же, что в главе 2.

Определены временные и пространственные масштабы свободноконвективных течений в горизонтальном слое, подогреваемом снизу, в режимах развивающейся (RaVI < Ra < RaVII) и развитой (Ra > RaVII) турбулентности (рис. 2). В смысле временных масштабов нестационарный режим свободной конвекции в горизонтальном слое толщиной l можно охарактеризовать критерием гидродинамической гомохронности Ho1 = (at1/l2)(Ra - Raкр)1/2, где t– период короткопериодных пульсаций температуры в конвективной ячейке, Raкр = 1708 - критическое число Рэлея. По корреляционному методу вычислялись спектры пульсаций температуры в конвективных ячейках R/R1(F), где R1 – спектральная плотность первого характерного пика, которому соответствует безразмерная частота F1 = 1/Ho1 = f1l2/a(Ra - Raкр)1/2, где f1 = 1/t[Гц]. В режиме развивающейся турбулентности (1.7· 105 < Ra < 106) в спектрах пульсаций температуры наблюдается один характерный пик на частоте F1, В широком интервале чисел Прандтля (38 < Pr < 3.2 · 103) период короткопериодных пульсаций температуры меняется незначительно, и среднее значение критерия гомохронности Ho1 = 1/F1 = 7.0. Конвективные ячейки имеют чткую полигональную форму, наблюдаются два характерных размера ячеек, один из которых l1 0.5l, другой l2 l. При 106 < Ra < 5 · 106 в режиме развитой турбулентности также выделяется один пик, соответствующий частоте F1. Для 218 < Pr < 2.4 103 период пульсаций t1 меняется мало, и среднее число гомохронности Ho1 = 7.2. Картина течения характеризуется полигональной формой конвективных ячеек, и наблюдаются два характерных горизонтальных размера ячеек: один из них l1 (0.3–0.4)l, другой l2 l. Итак, при числах Рэлея 2 · 105 < Ra < 5 · 106 и в широком интервале чисел Прандтля (38 < Pr < 3.2 · 103) число гомохронности Ho1 меняется незначительно, и среднее значение Ho1 = 7.1. Период короткопериодных тепловых пульсаций в нижнемантийных конвективных ячейках оценивается из соотношения t1 = Ho1lнм2/аRaнм. Для Raнм = (1 – 6.6) · 106, Ho1 = 7.1 и a = 1.85 · 10-6 м2/с, t1 = 209 – 536 млн лет. Период t1 сопоставим с наиболее длинными из известных геологических циклов - циклами Уилсона. Поскольку продолжительность структурной перестройки конвективных ячеек, определенная по длиннопериодным колебаниям T(t) и картине течения, в 6 - 10 раз больше периода короткопериодных колебаний, то продолжительность структурной перестройки нижнемантийных конвективных течений соизмерима с возрастом Земли (tдп 10t1).

Представлены результаты лабораторного моделирования нижнемантийных конвективных течений при наличии зон субдукции. Схема экспериментальной установки та же, что в главе 2. Горизонтальные размеры установки – 150 мм х 350 мм. Вблизи охлаждающей поверхности теплообмена помещены две охлаждающие латунные трубки внешним диаметром 5 мм, одна из трубок может перемещаться по длине слоя, другая закреплена.

Эксперименты проведены при Ra = 6.8 · 105 - 106 в слое трансформаторного масла (Pr = 168 – 208) толщиной l = 17.5 мм и 24.5 мм. Актуальные значения температуры в слое Т(t) измерялись термопарными датчиками в различных частях конвективной ячейки, а также вблизи нисходящего и восходящего потоков. Определены спектры пульсаций температуры R/R1(F) по корреляционному способу (рис. 3).

Рис. 3. Спектры пульсаций температуры (l = 24.5 мм, Ra = 106, Pr = 205): 1 – датчик в подъемном потоке, 2 – в конвективной ячейке, на расстоянии 0.2L1 от опускного потока (L1 – длина ячейки), 3 – в опускном потоке. Вверху справа представлена зависимость T(t) для положения термопары Среднее число гомохронности при числах Рэлея Ra = 6.8 · 105 – 106, Ho1 = 1/F= 7.2 и равно значению Ho1, полученному при моделировании без зон субдукции. Для Ra = 6.8 · 105 – 106, a = 1.85 · 10–6 м2/с и lнм = 2.1 · 106 м период t1 = Ho1lнм2/aRa1/2 = 544 – 659 млн лет. Время длиннопериодных колебаний температуры, tдп (6 – 10)t1, как и без зон субдукции. Отсутствие влияния зон субдукции (возмущений в опускных потоках) на временные масштабы нижнемантийной конвекции указывает на то, что мелкомасштабные возмущения (пульсации температуры) в конвективной ячейке возникают не в вертикальных (восходящих и нисходящих) течениях, а в горизонтальных потоках у кровли и подошвы нижней мантии. Короткопериодные пульсации температуры и скорости течения могут зарождаться в области неустойчивой стратификации вблизи кровли и подошвы нижней мантии и поддерживаться в устойчиво стратифицированной области во внешней части пограничного слоя.

Зоны субдукции существенно влияют на конвективную структуру мантии. Картины течения (рис. 4) показывают, что между охлаждающими трубками (“зонами субдукции”) образуются симметричные конвективные ячейки, у которых восходящее течение – посередине, нисходящие – по краям, под зонами субдукции. Высота ячеек соответствует толщине слоя l, длина ячейки - L/2 (L – расстояние между зонами субдукции). Вблизи верхней и нижней поверхностей теплообмена вследствие неустойчивой температурной, и, следовательно, плотностной стратификации формируются конвективные валики, оси которых ориентированы по направлению основного ячеистого течения. Суперпозиция основных конвективных ячеек и конвективных валиков а б Рис. 4. Нижнемантийные конвективные течения при наличии зон субдукции (снимок сверху): трансформаторное масло (Pr = 200), l = 24.5 мм, Ra = 106. (а): L = 50 мм, lв = 0.27l, (б): L = 100 мм, lв = 0.33l. Стрелками показана траектория движения частиц жидкости в горизонтальной плоскости (в пространстве движение частиц жидкости винтовое).

Внизу – схемы течения в вертикальных разрезах.

дает структуры, длина которых соответствует расстоянию L между зонами субдукции, а ширина – горизонтальному размеру двух валиков 2lв (темные поперечные линии (“трансформные разломы”) – нисходящие течения валиков).

Зоны субдукции, являющиеся охладителями для нижней мантии, создают нисходящие свободноконвективные течения в ней. Размеры нижнемантийных конвективных ячеек соизмеримы с lнм 2100 км. У границ 670 км и 2900 км образуются конвективные валики высотой lв = (0.27–0.35)l = 567–735 км.

Толщина тепловых пограничных слоев, создающихся при свободной конвекции у границ 670 км и 2900 км, 0.06lнм (Кирдяшкин А.Г., 1975;

Кутателадзе и др., 1974) составляет примерно 130 км.

Глава 4. Моделирование свободноконвективных течений в астеносфере под континентом и океаном Моделью астеносферы под континентом при наличии зоны субдукции служит горизонтальный слой, подогреваемый снизу (на подошве астеносферы) и охлаждаемый сбоку (в зоне субдукции) и сверху (на границе литосфераастеносфера). Экспериментальное моделирование проведено на установке, в основании которой находится горизонтальный нагревающий теплообменник.

Рабочая жидкость - этанол (l = 10.6 мм и 18.1 мм). Сверху слой закрывается прозрачной пластиной горизонтальными размерами 150 мм х 320 мм, у левого торца слоя расположены две тонкостенные охлаждающие латунные трубки внутренним диаметром 8 мм, моделирующие охлаждение астеносферного слоя в зоне субдукции. Температура в слое измеряется двумя термопарными датчиками, способными перемещаться по х, y и z. Картины течения снимались сверху с помощью видеокамеры и платы Videotizer. Число Рэлея в экспериментах Ra0 = g(T1,x = 0 - Tmin,x = 0)l3/a = 4.8 · 105 - 2.6 · 106, где T1,x = 0 - температура нагреваемой пластины в зоне охлаждения в окрестности сечения х = 0, Tmin,x = 0 - минимальная температура в слое в окрестности х = 0. Профили температуры указывают на неустойчивую стратификацию вблизи нагреваемой пластины. Получены снимки картины течения для вышеуказанных чисел Рэлея. Эксперименты показали, что в астеносфере под континентом под действием горизонтального градиента температуры возникает плоское течение протяженностью, много большей толщины слоя. Нисходящее течение ячейки располагается вблизи зоны субдукции, течение у кровли астеносферного слоя направлено к зоне субдукции, у подошвы – от зоны субдукции. Вблизи кровли и подошвы слоя в области неустойчивой стратификации формируются конвективные валики, оси которых параллельны направлению течения в ячейке. Число Рэлея для валикового слоя толщиной lнв у нижней (нагреваемой) пластины Raнв = g(T1,x - Tmin,x)lнв3/a = 2.2 · 104, где T1 и Tmin,x берутся на определенном расстоянии x от “зоны субдукции”). В слое существуют два режима свободноконвективного течения c граничным числом Рэлея Raгр = g(Т1 - Тmin,гр)l3/a = 5 · 105, где Тmin,гр - минимальная температура жидкости при некотором граничном значении хгр. При Ra > Raгр (х < хгр) наблюдается режим пограничного слоя, когда высота валиков и толщина теплового пограничного слоя меньше 0.5l, при Ra < Raгр (х > хгр) - режим установившегося течения, когда высота валиков равна 0.5l, скорость течения уменьшается по линейному закону с увеличением x.

Представлено экспериментальное и теоретическое моделирование свободноконвективных течений в астеносфере под океаном. Рассматривается стационарный свободно-конвективный теплообмен в астеносферном слое длиной х0, равной расстоянию от оси срединно-океанического хребта (СОХ) до зоны субдукции или до континента (рис. 5).

Верхний теплообменник экспериментальной установки – охлаждающий (60 х 194 мм2), температура кровли слоя T1 = const. Слой нагревается снизу при 0 < x < 10 мм; при x > 10 мм нижняя граница теплоизолированная.

Протяженность слоя x0 = 195 мм, l = 19.5 мм и 25 мм для 96% этанола и воды, соответственно. Температура в слое измерялась Г-образным термопарным зондом, который можно перемещать по x, y и z. Визуализация потока осуществлена алюминиевыми частицами. Измерены профили температуры (y/l), где = (T – T1)/ Tmax,0, Tmax,0 = Tmax,0 – T1, Tmax,0 – максимальная температура в торцевой зоне нагрева (при x = 0), y – вертикальная координата, профили скорости u(y/l), найдено распределение удельного теплового потока вдоль кровли слоя. Представлены: высота валиков lв, формирующихся в области неустойчивой стратификации у охлаждаемой кровли, перепад температуры Tmax,x = Tmax,x – T1, где Tmax,x – наибольшая температура по толщи- Рис. 5. Структура конвективных течений в астеносфере под океаном. 1 – океаническая литосфера, 2 – континентальная литосфера, 3 – астеносфера. Нанесены профили скорости течения U и температуры T в астеносфере в режиме пограничного слоя (Ra > 5 · 105) и в режиме установившегося течения (Ra < 5 · 105), u0 – скорость движения океанической литосферы. Штрихпунктирная линия обозначает подошву валикового слоя у кровли астеносферы.

не слоя в сечении x, числа Рэлея для валиков Raв = g Tmax,xlв3/а числа RaQ =, gQl3/а (Q - количество тепла, переданное от нагреваемого торца, - теплопроводность жидкости) и Ra0 = g Tmax,0l3/а. Экспериментальные профили температуры для различных x указывают на существование горизонтального градиента температуры в слое, под действием которого создается крупномасштабное свободноконвективное ячеистое течение.

Профили температуры и скорости указывают на две характерные области в режиме пограничного слоя (Ra > 5 · 105): а) область пограничного слоя толщиной lпс (0 y lпс), где наблюдаются условия неустойчивой стратификации по плотности и возникают конвективные валики; б) устойчиво стратифицированная область в ядре потока (lпс y l), где температура уменьшается с увеличением y и течение плоскопараллельное, характеризующееся условием u = const для y = const и различных значений x. В ядре потока течение развивается в условиях постоянного градиента температуры, усредненного по высоте слоя. В диссертации представлены уравнения свободной конвекции в ядре потока, в качестве модели которого рассмотрен горизонтальный слой с адиабатическими ограничивающими поверхностями; верхняя граница движется со скоростью U, для нижней u = 0.

Для него получены точные решения уравнений свободной конвекции в приближении Буссинеска: выражения для безразмерных величин - горизонтального градиента температуры A, температуры, скорости течения u и числа Рэлея RaQ.

На основе экспериментальных профилей температуры (y/l), с использованием преобразования координаты в области пограничного слоя (Джалурия, 1983; Шлихтинг, 1969) определены профили температуры в астеносфере под медленноспрединговым СОХ (были взяты параметры для Срединно-Атлантического хребта (САХ)). Температура в астеносфере толщиной L для фиксированного значения x определяется по данным лабораторного моделирования из соотношения T = T + L(y/l) + Tmax,0, где ad T = 1150 °C – температура границы литосфера-астеносфера (Кирдяшкин А.А.

и др., 2006), L = 300 км, = 0.56 °С/км – адиабатический градиент ad температуры (Жарков, 1983), Tmax,0 = 226 °С согласно оценкам для САХ.

Наибольшие градиенты температуры в астеносфере существуют вблизи подошвы литосферы (рис. 6).

T, °C 1150 1200 1300 1400 15 0 км 3.1 км 5.4 км 1 15.4 км 21.5 км 1 26.2 км 30.9 км 2 112.2 км 46.2 км 169.2 км 61.5 км 2 384 км 615 км 3 1077 км 1539 км 3Y, км 2001 км 400 2463 км Рис. 6. Профили температуры по толщине астеносферы при различных удалениях от оси СОХ: l = 300 км, x0 = 3000 км, x0/l = 10, Tmax,0 = 226 °С, = 9.53 · 10м2/с, а = 9.3 · 10-7 м2/с, тепловой поток, подводящийся в осевой части СОХ, Q = 177 · 103 Вт/м, числа Рэлея для астеносферы: RaQ,а = 5.74 · 109 и Ra0,а = g Tmax,0L3/а = 2.56 · 107.

С удалением от оси хребта температура понижается. Когда расстояние от оси хребта x увеличивается от 5 км до 75 км, на глубине 30 – 45 км происходит резкое падение температуры, что связано с развитием теплового и динамического пограничного слоев у охлаждаемой кровли астеносферы.

Температура на подошве астеносферы резко уменьшается от значения 1584 °С в области подъемного осевого потока (x = 0) до 1409 °С при x = 31 км. При x > 31 км температура на подошве астеносферы меняется уже не столь значительно, и средняя температура здесь T 1370 °С. Профиль скорости течения в астеносфере под океаном (рис. 7а) определен на основе теоретического решения для скорости течения в ядре потока, скорректированного по экспериментальному профилю скорости.

Максимальное значение скорости потока в верхней части астеносферного слоя при возрастании скорости движения океанической литосферы U от 0 до см/год увеличивается всего на 4%. В нижней части астеносферного слоя скорость течения практически не изменяется. С увеличением U уменьшается -15 -10 -5 0 5 10 15 19 б, Н/м2 F, Н/м 9.0x1UA, см/год 3.5x101( ) 1 2 3 8.0x13.0x101а 3 (F) 6.0x112.0x10200 Y, км 4.0x104 2( ) 1.0x1024 (F) qx0, Вт/м 2.0x131.0x105 1.5x105 2.0x105 2.5x105 3.0x1-15 -10 -5 0 5 10 15 Рис. 7. (а): профили скорости течения в астеносфере UA(Y) для: l = 300 км, Q = 2.8 · 105Вт/м (x0 = 3580 км, q = 0.0782 Вт/м2) и RaQ = 8.044 · 109. 1 – U = 0, Ra0 = 2.838 · 107;

- U = 2 см/год, Ra0 = 2.79 · 107; 3 - U = 5.5 см/год, Ra0 = 2.693 · 107; 4 - U = 8.8 см/год, Ra0 = 2.593 · 107; 5 - U = 12 см/год, Ra0 = 2.487 · 107; (б): касательное напряжение на границе литосфера-астеносфера и тектоническая сила F (Н/м) в зависимости от Q = qx0 для l = 300 км.

1, 3 – U = 0; 2, 4 - U = 12 см/год.

толщина области верхнего астеносферного потока. Определено касательное напряжение на кровле астеносферного слоя под океаном, вызванное астеносферным течением, и сила трения, действующая со стороны астеносферного потока на один погонный метр ширины океанической литосферной плиты вдоль всего астеносферного слоя длиной х0, F = х0 [Н/м] (рис. 7б). C увеличением U существенно уменьшается (кривые 1 и 2) и F (кривые 3 и 4). С увеличением Q, и, следовательно, RaQ величины и F возрастают. Сила трения, действующая со стороны астеносферного потока на океаническую литосферную плиту, F = 1011 – 3.5 · 1011 Н/м.

Часть II. Теплофизическое моделирование мантийных термохимических плюмов Глава 5. Модель мантийного термохимического плюма. Параметры термохимических плюмов Термохимический плюм образуется на границе ядро-мантия при наличии теплового потока из внешнего ядра и локальном поступлении химической добавки, понижающей температуру плавления вблизи границы ядро-мантия. Источником химической добавки могут быть реакции железосодержащих минералов нижней мантии с водородом и/или метаном, выделяющимися на границе ядро-мантия (Добрецов и др., 2003; Кирдяшкин А.А. и др., 2004). При свободной конвекции в нижней мантии, происходящей при числах Рэлея Ra 106 (см. главу 2), на границах 2900 км и 670 км создаются тепловые и скоростные (динамические) пограничные слои, влияющие на процессы образования и подъема плюма (рис. 8а).

Термохимический плюм формируется там, где локализована химическая добавка, понижающая температуру плавления до величины Tпх, при условии T< Tпх < T1 (T0 – средняя температура окружающей мантии, T1 - температура границы ядро-мантия). В процессе выплавления плюма тепло, поступающее от подошвы плюма, расходуется на нагрев до температуры плавления, на само плавление и отводится в окружающую мантию, так как T0 < Tпх. Как видно из рис. 8а, Tпх = Tпс - kc2, где Tпс – температура плавления "сухой" окружающей мантии (без добавки), коэффициент k [°С/%] задает снижение температуры плавления за счет добавки, c2 – концентрация добавки на границе раздела “расплав–окружающая мантия” (на границе канала плюма). При понижении температуры плавления мантийного вещества ниже температуры границы ядро-мантия происходит плавление в мантии и подъем плюма (рис. 8б).

б а Рис. 8. Модель термохимического плюма, образующегося на границе ядромантия; а - температурные условия формирования; б - схема нестационарного выплавления плюмового канала над локальным источником тепла и химической добавки, понижающей температуру плавления: показаны профили скорости u и температуры T в канале плюма, c0 – концентрация добавки в окружающей мантии, c1 – концентрация добавки на подошве плюма, cr - концентрация добавки у кровли плюма, dr – диаметр кровли.

Плавление мантийного вещества вблизи границы ядро–мантия, и, соответственно, формирование термохимического плюма возможно, когда Т1 – Тпх > 0, то есть, kc2 > Tпс – Т1, и условие формирования термохимического плюма c2 > (Tпс – Т1)/k. Тепловая мощность, передающаяся в канал плюма от нагреваемой подошвы диаметром ds, N = ds2qs/4 = 0.045 ds2 Ts4/3( g/a )1/3, где qs – удельный тепловой поток от подошвы диаметром ds в канал плюма, - теплопроводность, a - температуропроводность, - кинематическая вязкость расплава в канале плюма, Ts = (T1 - Tпх)/2 – перепад температуры в пограничном слое у подошвы. Тепло от подошвы плюма отводится путем теплопроводности в окружающий массив через границу раздела “расплавокружающая мантия”, представляющую собой цилиндрическую поверхность диаметром dx, который в общем случае изменяется с высотой х. Кроме того, тепло расходуется на плавление у кровли плюма. Как следует из экспериментов (Добрецов и др., 1993, 2001), диаметр канала плюма в отсутствие “тугоплавкого слоя” и при кондуктивном теплоотводе от канала плюма в окружающий массив мало меняется в процессе подъема и ds dr (рис.

8б) В канале плюма происходит турбулентный свободноконвективный тепло- и массоперенос при числах Рэлея Ra = g Tsds3/a = 1.6 · 1015 – 5.7 · 1018. В канале плюма существует крупномасштабное течение: нисходящее вблизи боковой поверхности канала, восходящее у его вертикальной оси и горизонтальное вдоль подошвы (рис. 9).

У подошвы и кровли вследствие неустойчивой температурной стратификации формируются конвективные валики, оси которых направлены вдоль крупномасштабного горизонтального потока, от боковой границы к центру канала. Валиковый слой толщиной lв в основном определяет теплоотвод от подошвы в канал плюма и от канала к кровле плюма. На границе создается Рис. 9. Свободноконвективный тепло- и массообмен вблизи подошвы термохимического плюма. Показана схема конвективных течений вблизи подошвы плюма при наличии химической добавки профили температуры Т и скорости течения u в канале плюма. Температура вблизи подошвы меняется по линейному закону от T1 на подошве до над пограничным слоем.

T такая концентрация примеси, что начинаются плавление и подъем плюма. При анализе массообмена предполагается, что химическая добавка путем турбулентного конвективного тепло- и массообмена, поступает в расплав канала к кровле плюма, понижает температуру плавления на кровле и обеспечивает его дальнейший подъем. Сначала получено решение без учета тепло- и массообмена от боковой границы. В диссертации графически представлены зависимости Tпх – Т1(c1), c2(c1), cr(c1), времени подъема плюма t(c1) и средней скорости подъема u (c1). Время t < 1 млн лет достигается при k 35 °С/% и с1 = 3 - 5 %. Для k = 25 и 35 °С/% и t = 2 - 3 млн лет, с1 = 2 - 3%.

Затем получено решение с учетом потоков тепла и массы от боковой границы в окружающую мантию. В диссертации представлены графики зависимостей N(Le), t(Le), где N - тепловая мощность источника плюма, Le = a/D - число Льюиса (Эккерт, Дрейк, 1961), D – коэффициент диффузии добавки в канале плюма) и N(Tпс – Т1), t(Tпс – Т1). Для ds = 70 км, N = (3.0 – 3.8) · 108 кВт и t = 1 – 5 млн лет получены значения: = 1 – 6 м2/с и Le = 110 - 840 (D = 9.1 · 10-9– 1.2 · 10-9 м2/с). Для ds = 100 км, Le = 70 – 1700 (D = 1.4 · 10-8 – 5.9 · 10-10 м2/с).

Представлена зависимость перепада температуры Tпс – Т1, входящего в условие образования термохимического плюма, от числа Le (и коэффициента D) для интервала N, в который входят мощности Гавайского (N = 3 · 108 кВт) и Исландского (N = 3.78 · 108 кВт) плюмов, оцененные в гл. 5 диссертации по массовому потоку поднятых и излившихся пород выше нижнего топографического уровня для этих плюмов (рис. 10).

Т - Т1, °С пс Рис. 10. Зависимость разности температуры Tпс – Т1 от числа Le для N = (3.0 – 4.2) · 108 кВт, t = 1 – 5 млн лет, с1 = 3%, = 2 м2/с, TI = Тпс – Т0 = 420 °C, ds = 70 и 100 км. Пунктирной линией показаны средние значения перепада температуры для соответствующих диаметров ds.

Le 100 200 400 600 800 1010-8 2.5 x 10-9 1.25 x 10-9 10-9D, м2/с При Le = 400 среднее значение Tпс – Т1 равно 19 °С для ds = 70 км и 36 °С для ds = 100 км. Для ds = 70 км средний Tпс – Т1 изменяется от 7 °С до 41.5 °С, для ds = 100 км - от 21.5 °С до 59.5 °С. С использованием средних значений Tпс – Т1, определенных из рис. 10 для Le = 100 - 1000, рассчитан остальной набор параметров термохимического мантийного плюма. Задача решалась при Тпс – Т0 = 420 °C, с1 = 3% и = 2 м2/с, полученные значения параметров термохимического плюма представлены в табл. 1.

d = 100 км s d = 70 км s Таблица 1. Параметры термохимического плюма для средних значений Tпс – Т1, взятых из рис. 10 для Le = 100 – 1000, для ds = 70 и 100 км, Тпс – Т0 = 420 °C, с1 = 3% и = 2 м2/с; Tr – температура расплава у кровли плюма.

ds, с2, % сr, % T1 – Tпх, Tr – Tпх, Tпх – T0, N, t, млн , км °C °C °C кВт лет м/год 70 1.1 2.1 18.5 9.8 381 3.5 · 108 2.7 1.100 1.4 2.2 12 6 371 4.0 · 108 4.8 0.Глава 6. Моделирование прорыва термохимического плюма на поверхность Рассмотрено распределение давления по высоте канала термохимического плюма, поднимающегося от границы ядро-мантия.

Давление в расплаве под кровлей плюма при d1 = dr (d1 - диаметр канала плюма) превышает литостатическое давление столба пород над кровлей на величину P = gх1 (Tр – T0), где – плотность окружающей мантии, х1 – 0 высота канала плюма, Tр – температура расплава в канале, T0 - температура окружающего массива. При подъеме сила давления на кровлю плюма P( d12/4) вызывает перемещение вышележащих слоев. Для dr > d1, если объем головы плюма меньше объема всего его канала, давление на кровлю плюма Pr = P(d1/dr)2. Если толщина вязкого слоя, лежащего непосредственно над кровлей много больше толщины вышележащего корового слоя, то в первом приближении движение в массиве над кровлей диаметром dr можно рассматривать как вязкое течение в цилиндрическом канале диаметром dr и высотой H – x1 (течение Пуазейля) (H – максимальная высота подъема плюма от границы ядро-мантия). Получены выражения для скорости течения в массиве u(r) и касательного напряжения в нем (r). Касательное напряжение при r = dr/2 в массиве возрастает с уменьшением его высоты (H – x1). При подъеме кровля достигает высоты x1, при которой высота массива над плюмом становится равной критическому значению x2кр=(H – x1)кр. Тогда достигает критического, и в окрестности цилиндрической поверхности r = dr/кр наиболее вероятно разрушение пород массива и формирование одного или нескольких каналов излияния, по которым магматический расплав изливается на дневную поверхность. Величина = + g(H – x), где и – кр 1 2 м 1 постоянные для данного вещества (Берч и др., 1949; Справочник…, 1969), – м плотность массива. Величина x2кр представляет собой высоту каналов излияния или глубину, с которой магма по каналу излияния поднимается к поверхности.

Получены выражения для касательного напряжения, усредненного по высоте массива, и для критической высоты массива x2кр. Представлены графики кр зависимостей (d1) и x2кр(d1) (рис. 11). Величина возрастает с увели- кр кр а б _ 6., кбар 1кр x2кр, км 5.0 2 114.3.2.континентальная кора I I d1, км d1, км 1.0.6 10 50 100 150 210 50 100 150 2Рис. 11. Прорыв плюма на поверхность. (а): касательное напряжение на кр цилиндрической поверхности массива над кровлей плюма. Кривые 1 – 4 - для плюма, поднимающегося от границы 2900 км (высота подъема H = 2.9 · 106 м): 1 - = 0, Т = Tр – T0 = 270 °С; 2 - = 0.5 · 108 Н/м2, Т = 270 °С; 3 - = 0.5 · 108 Н/м2, Т = 320 °С; 4 - = 0.5 · 1 1 108 Н/м2, Т = 360 °С. Кривая I – для плюма, поднимающегося от границы 670 км (H = 6.7 · 1м): = 0.5 · 108 Н/м2, Т = 150 °С; (б): критическая высота массива над кровлей плюма, поднимающегося от границы ядро-мантия (H = 2.9 · 106 м, кривые 1 – 3), для Т = 380 °С, = 0.5 · 108 Н/м2 и различных отношений dr/d1: 1 - dr/d1 = 1; 2 - dr/d1 = 2; 3 - dr/d1 = 4. Для сравнения нанесена кривая I для плюма, поднимающегося от границы 670 км (H = 6.7 · 105 м, Т = 150 °С, = 0.5 · 108 Н/м2).

чением d1 и с увеличением перепада температуры Т = Tр – T0 при постоянном значении (рис. 11а). Кроме того, напряжение возрастает с увеличением кр коэффициента для фиксированного Т. Величина x2кр возрастает с увеличением d1 (рис. 11б) и увеличивается с ростом перепада Т = Tр – T0 для одного и того же коэффициента. Для dr/d1 = 1, x2кр = 44 - 86 км для d1 = 40 - 100 км и Т = 270 – 380 °С. Рассчитанные значения x2кр согласуются с оценками глубин для мантийных ксенолитов в щелочных базальтах (Ащепков и др., 1996; Ионов и др., 1993; Литасов и др., 2000; Ionov et al., 1993; Irving, 1980; Kopylova et al., 1995; Stosch et al., 1995). Для dr/d1 = 2 (кривая 2) высота канала излияния примерно в 2 раза меньше, и для dr/d1 = 4 (кривая 3) - в 5 раз меньше значений, рассчитанных для случая dr/d1 = 1.

Далее рассмотрен плюм, достигший подошвы “тугоплавкого” слоя в литосфере, - слоя, температура плавления которого выше, чем температура расплава в канале плюма (Кирдяшкин А.А. и др., 2005). Выполняется тепловой баланс: Q = Qл + Qп (Q – тепло, подводимое плюмом за время t (Q = Nt, N – тепловая мощность источника), Qл - количество тепла, отдаваемого плюмом в литосферу, Qп - количество тепла, затраченного на нагрев окружающего массива и его плавление. Происходит плавление вдоль подошвы “тугоплавкого” слоя, и граница раздела “расплав – окружающий массив” продвигается вдоль подошвы со скоростью v, то есть, увеличивается диаметр головы плюма (рис. 12).

Рис. 12. Схема развития головы плюма, достигшего “тугоплавкого” слоя: xт = H – x– глубина расположения подошвы “тугоплавкого” слоя, xп – высота подъема вторичного плюма, H – x1 - xп – высота канала излияния. Представлены профили температуры по толщине “тугоплавкого” слоя в моменты времени t1 < t2 < t3. 1 и – положение головы плюма в моменты времени t1 и t2, соответственно. Показаны свободноконвективные потоки в плюме.

На подошве “тугоплавкого” слоя формируется чисто химический вторичный плюм, поднимающийся вследствие разности плотностей расплава в плюме и пород над кровлей плюма. Вторичный плюм поднимается в “тугоплавком” слое до уровня xп, при котором происходит излияние (прорыв) плюма на поверхность. Время подъема t вторичного плюма от подошвы “тугоплавкого” слоя до высоты xп найдено из предположения, что он поднимается в соответствии с формулой Стокса для движения шара в высоковязкой жидкости (Шлихтинг, 1969). Время t = 2.9 – 14.2 млн лет для xп = 70 - 170 км (хт = H - х= 100 – 200 км (Кирдяшкин А.А. и др., 2005), H - х1 - xп = 30 км).

На основе баланса тепловых потоков в голове плюма и решения уравнения теплообмена в литосфере над кровлей плюма получено выражение для диаметра головы основного плюма dг = {4Nt/[ d(B + C(Tрг – Tом)) + 2( t)1/2.(Tс – T1)/а1/2]} (d – диаметр канала плюма, - плотность массива, окружающего голову плюма, B – теплота плавления, - доля расплава в голове плюма, С – теплоемкость, Tрг – температура расплава в голове плюма, Tом - температура окружающего массива, Tс – температура солидуса на кровле плюма, T1 – средняя температура литосферы). На рис. 13 представлена зависимость dг(N) для t = 2.9 – 14.2 млн лет, d = 100 км, xп = 70 км и 170 км.

Диаметру dг 2000 км для континентальных платобазальтовых провинций МакКензи и Центрально-Атлантической и океанических лавовых плато Онтонг-Джава и Манихики (Ernst, Buchan, 2002; Ernst et al., 2005) соответствует мощность источника плюма N = 7 · 1011 - 2 · 1012 Вт (рис. 13).

Если предположить, что в соответствии с максимальным диаметром траппового ареала Тунгусской синеклизы диаметр головы плюма для нее равен 1300 км, то N = (3 – 8.5) · 1011 Вт. Объем излившегося расплава плюма определяется соотношением V = t1N/ C, где t1 = ta + t - время от образования и плюма на границе ядро-мантия до его излияния на поверхность, ta - время Рис. 13. Зависимость диаметра головы от тепловой мощности плюма для d = 100 км, = 0.3 и динамической вязкости “тугоплавкого” слоя =5 · 1021 - 1022 Н · с/м2: 1 – глубина залегания подошвы “тугоплавкого” слоя хт = 100 км, xп = 70 км, = 5 · 1021 Н · с/м2, t = 2.9 млн лет; 2 – хт = 200 км, xп = 170 км, = 5 · 1021 Н · с/м2, t = 7.1 млн лет; 3 – хт = 100 км, xп = 70 км, = 1022 Н · с/м2, t = 5.8 млн лет; 4 – хт = 200 км, xп = 170 км, = 1022 Н · с/м2, t = 14.2 млн лет.

подъема плюма от границы ядро-мантия к “тугоплавкому” слою, - плотность и излившихся пород. Для Тунгусской синеклизы V = 1.75 · 106 км3 (Vasil’ev et al., 2000). Тепловая мощность, соответствующая этому объему, N = 7 · 1011 - 10Вт, и t1 = 6.1 - 8.7 млн лет согласно графику V(t1), представленному в диссертации. С учетом объема излияний Тунгусской синеклизы возможный общий объем Сибирских траппов V = 5.25 · 106 км3, и для него t1 = 7.2 - 9 млн лет для N = (2 – 2.5) · 1012 Вт. Для объема Эмейшаньских траппов V = 106 - 2 · 106 км3 (Courtillot, Renne, 2003; Zhou et al., 2002), N = 7 · 1011 - 1012 Вт и t1 = 5 - 6.8 млн лет.

Глава 7. Взаимодействие между каналом термохимического плюма и горизонтальными мантийными свободноконвективными течениями Рассматривается термохимический плюм, расположенный, подобно Гавайскому, под океанической плитой вдали от оси СОХ. Процессы тепло- и массообмена в канале такого плюма происходят в условиях горизонтальных мантийных свободноконвективных течений, протекающих через канал плюма, в котором находится расплав (доля расплава ) (рис. 14а).

Свободноконвективный турбулентный восходящий поток размером 0.1dz (dz – размер лобовой области канала плюма) (рис. 14б) перемещается вдоль лобовой поверхности канала плюма и проплавляет набегающий мантийный горизонтальный поток. Нисходящий поток располагается по образующей канала плюма в боковой и кормовой части в виде пограничного слоя (рис. 14б).

б а Рис. 14. Схема взаимодействия канала термохимического плюма с горизонтальными мантийными потоками; а - структура течения в канале плюма, подверженного влиянию горизонтальных мантийных течений; справа показаны профили скорости горизонтальных течений в нижней мантии (v) и астеносфере (vа), а также скорость движения литосферной плиты vл; б - горизонтальное сечение канала плюма по B-B: v – скорость набегающего нижнемантийного потока; точкой показана центральная часть восходящего потока в канале плюма; изображены профили температуры T в окружающей мантии вблизи боковой поверхности канала плюма и в тепловом следе за каналом плюма.

В области мантийного потока, набегающего на плюмовый канал (в лобовой части канала плюма), происходит частичное плавление мантийного вещества восходящим свободноконвективным потоком, расположенным в лобовой части канала плюма (рис. 14б). Расплав со средней скоростью потока v протекает через канал плюма и кристаллизуется на его противоположной стороне (в кормовой части канала), где располагается нисходящий свободноконвективный поток в канале плюма. Тепло и химическая добавка, переданные каналом плюма мантийному потоку, уносятся от канала закристаллизовавшимся мантийным веществом со скоростью v. На основе балансовых соотношений для потоков тепла и массы химической добавки получены основные уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма, находящегося под влиянием горизонтальных мантийных потоков:

H 0.045 ads2 Ts4/3( g/a )1/3 = [(B /C + T0)] 2r(x) v(x) dx ;

H -2.0.045 ds2 csD2/3( g Ts/ )1/3 = c2 2r(x) v(x) dx, где = (Персиков, 1984), – кинематическая вязкость при = 1, T0 = Tпх - T0, r(x) = dz(x)/2, сs = (с1 – с2)/2 – разность концентраций химической добавки в пограничном слое вблизи подошвы плюма, Tпх = Tпс - kc2. Решена многопараметрическая задача о тепло- и массообмене термохимического плюма, взаимодействующего с горизонтальным мантийным потоком. В виде графиков представлены зависимости N(Le), c1(Le) и ds(N). Мощность источника N возрастает с увеличением с1 и. С увеличением числа Le от 100 до 1000, N уменьшается при = const. Для ds = 100 км мощность Гавайского плюма N = 3 · 108 кВт достигается при = 2 м2/с (кинематическая вязкость расплава для = 1), = 0.5, c1 = 2 - 3% и 175 < Le < 510 (2 · 10-9 м2/с < D < 5.7 · 10-9 м2/с). В результате решения уравнения теплообмена от боковой поверхности канала плюма определены: тепловой поток, усредненный по y, количество тепла Qy, отведенное от боковой поверхности и размер боковой поверхности y0 (рис.

14б). На основе баланса тепловых потоков на один погонный метр высоты канала плюма определена тепловая мощность, отданная каналом плюма в окружающую мантию, N = vсрldzС T0 + [4 l(y0vср)1/2 T0/( a)1/2] ( – плотность 0 мантийного вещества, vср - скорость горизонтального мантийного потока, усредненная по высоте канала плюма l, - теплопроводность окружающей мантии). Первый член - мощность, затраченная на нагрев набегающего потока и затем унесенная из канала плюма уходящим потоком, второй член – мощность, затраченная на плавление и отведенная от боковой поверхности, и равная тепловой мощности, выделенной при кристаллизации уходящего мантийного потока. С использованием вышеприведенного соотношения и оценок скорости свободноконвективного течения в астеносфере и скорости Тихоокеанской плиты в области Гавайского плюма найдены мощности Nа и Nл, отданные каналом плюма астеносфере и литосфере для различных значений диаметра плюма ds = dz. Мощность, отданная каналом плюма нижней мантии, Nнм = N1 - (Nл + Nа) (рис. 15), где N1 = 3 · 1011 Вт –мощность источника Гавайского плюма.

N1 = 3 * 1011 Вт N, Вт 2.9x10Рис. 15. Тепловая мощность, 2.5x1011 отданная плюмом в верхнюю и Nнм нижнюю мантию, в зависимосNнм 2.1x10ти от диаметра источника плюма. Линиями со стрелками 1.7x10показаны: тепловая мощность Nл + Nа + Nл Nа, переданная в литосферу и астеносферу, и тепловая мощность 1.3x10Nнм, переданная в нижнюю мантию Nа + Nл (N1 = Nл + Nа + Nнм).

ds, км 1.0x1050 60 70 80 90 100 110 1Доля тепловой мощности Nл + Nа возрастает с увеличением ds.

Мощность Nнм = 2 · 1011 Вт и 0.8 · 1011 Вт для ds = 50 и 120 км, соответственно, то есть, доля мощности Nнм уменьшается от 67 до 27% от N1 при увеличении ds от 50 до 120 км. С использованием соотношения для тепловой мощности, отданной плюмом в нижнюю мантию, и для известных значений ds и Nнм определена максимальная скорость горизонтального нижнемантийного потока vmax = 2vср. На основе соотношений, определяющих скорость течения и интенсивность свободноконвективного теплообмена в нижней мантии, моделируемой горизонтальным слоем вязкой жидкости, подогреваемым снизу и охлаждаемом сверху, последовательно определены: число Пекле Pemax = vmaxlнм/a, число Ra, перепад температуры в нижней мантии T, динамическая вязкость нижней мантии. Построены зависимости vmax(ds) и T(ds), Ra(ds) и (ds). Значения ds, найденные при T = 700 и 1100 °С, оцененном на основе экспериментальных данных (Boehler, 2000), vmax, Ra и, определенные для этих ds, и были представлены в таблице для B = (2.1 – 6) · 105 Дж/кг, = 5 – Вт/м · °С и = 0.5. Выбор параметров осуществлен на основе ограничений, накладывающихся на число Рэлея для нижней мантии, основанных на экспериментальном моделировании в горизонтальном слое (106 < Ra < 1.9 · 107), и ограничений для кинематической вязкости расплава в канале плюма, основанных на оценках параметров плюма, сделанных в гл. диссертации ( < 8.8 м2/с). Для определенных таким образом параметров нижней мантии построены зависимости ds( ) для = 10-5 и 3 · 10-5 °С-1.

Диаметр ds возрастает с увеличением и теплопроводности расплава в канале плюма (рис. 16).

1Рис. 16. Диаметр источds, км ника плюма в зависимости от кинематической вязкости расплава в канале плюма :

2 = 10-5 °С-1, Ts = 8 °С, = 10 – Вт/м · °С и B = (3 – 4) · 105 Дж/кг. - = 10 Вт/м · °С, B = 3 · 105 Дж/кг, 2 - = 10 Вт/м · °С, B = 4 · 1Дж/кг, 3 - = 12 Вт/м · °С, B = 3 · 105 Дж/кг, 4 - = 12 Вт/м · °С, B = 4 · 105 Дж/кг.

0.5 1.0 2.0 3.0 4.0 5., м2/с Кроме того, диаметр ds увеличивается с уменьшением теплоты плавления B.

Для B = (3 – 4) · 105 Дж/кг и = 10-5 °С-1 получены следующие оценки параметров нижней мантии: = 10 – 12 Вт/м · °С, vmax = 1.2 – 2.4 см/год, Ra = (1 – 6.6) · 106, = (0.24 – 2.1) · 1021 Па · с, и оценки параметров канала плюма:

ds = 76 – 97 км и = 0.7 – 4.4 м2/с. Для = 3 · 10-5 °С-1, = 7 – 10 Вт/м · °С и B = (3 – 6) · 105 Дж/кг получены значения: ds = 63 - 93 км и = 0.3 – 8.1 м2/с.

Итак, согласно данным моделирования термохимических плюмов, диаметр подошвы Гавайского плюма ds = dz = 63 – 97 км. Канал Гавайского плюма, впервые обнаруженный по сейсмическим данным (с использованием записей обменных PS-волн) в работе (Li et al., 2000), несимметричный, его наибольший размер dmax = 94 км и наименьший dmin = 50 км. Рассчитанные при =10-5 и 3 · 10-5 °С-1 возможные значения ds согласуются с результатами сейсмических исследований канала Гавайского плюма.

Заключение В диссертации с использованием метода теплофизического моделирования построены модели конвективной структуры мантии и мантийных термохимических плюмов. На основе построенной системы геодинамических моделей определены основные закономерности свободноконвективного теплообмена в мантии и тепло- и массообмена термохимических плюмов. Метод теплофизического моделирования с использованием геологических и геофизических данных позволил решить поставленные задачи, являющиеся ключевыми для геодинамики: определить структуру течения и теплообмен в нижней и верхней мантии, рассчитать тепло- и массообмен мантийных термохимических плюмов, определить их взаимодействие с мантийными конвективными течениями и основные параметры, определить связь между процессами тепло- и массообмена на подошве плюма и геологическими проявлениями плюма на поверхности.

Экспериментальное и теоретическое моделирование позволило установить трехмерную структуру течения в верхней и нижней мантии, оно показало, что структура мантийных течений является результатом взаимодействия крупномасштабных ячеистых течений и конвективных валиков, создающихся в мантии в области неустойчивой стратификации у границ раздела. Нисходящим течениям нижнемантийных конвективных валиков могут соответствовать магистральные (или трансокеанские) трансформные разломы, трансформные разломы меньшего масштаба соответствуют опускным потокам астеносферных валиков. Экспериментальная трехмерная картина течений в нижней мантии и астеносфере может быть использована для верификации и уточнения результатов численных экспериментов.

Результаты теоретического моделирования, полученные для астеносферы под океаном, применимы для исследования тепловой и гидродинамической структуры слоя C. Полученные в диссертации профили температуры и скорости в астеносфере под океаном могут использоваться для построения геодинамических моделей различных океанических областей.

Профили температуры в астеносфере под СОХ уже нашли свое применение в задачах петрологии для определения полей устойчивости основных глубинных парагенезисов и размеров и конфигурации области частичного плавления в астеносфере под СОХ. Экспериментальное и теоретическое моделирование позволяет получить выражение для касательного напряжения на границе литосфера-астеносфера, обусловленного астеносферным течением, которое дает возможность определить величину силы трения, действующей на океанические литосферные плиты со стороны астеносферного потока. Оценки силы трения (движущей силы плиты) могут использоваться в задачах расчета динамики зон субдукции.

Представленная в работе геодинамическая модель термохимического плюма может быть применена для расчета тепло- и массообмена мантийных плюмов. Аналогия между теплообменом и массообменом при свободной конвекции позволяет получить основные уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма на основе балансовых соотношений для тепловых потоков и массовых потоков химической добавки, составленных для указанной модели. В результате решения этой системы уравнений можно определить основные параметры плюмов, такие как тепловая мощность источника плюма, время и скорость подъема, характерные перепады температуры, кинематическая вязкость расплава и коэффициенты диффузии химической добавки в канале плюма.

Полученные в работе зависимости диаметра головы плюма и объема расплава от тепловой мощности источника уже позволили оценить тепловую мощность источника для континентальных платобазальтовых провинций МакКензи и Центрально-Атлантической и океанических лавовых плато Онтонг-Джава и Манихики, а также оценить тепловую мощность и время подготовки излияния для Тунгусской синеклизы и Сибирских траппов в целом.

Эти зависимости дают возможность охарактеризовать плюмы, ответственные за образование больших магматических провинций, в рамках модели термохимического плюма. Так, для известного объема излияний плюма оценивается тепловая мощность его источника, и наоборот, для известной мощности источника оценивается объем излияний для соответствующего времени от образования плюма на границе ядро-мантия до его излияния на поверхность (времени подготовки излияния).

Предложенная в работе модель взаимодействия плюма с горизонтальным мантийным потоком позволила вывести основные уравнения тепло- и массообмена термохимического плюма, находящегося, подобно Гавайскому плюму, вдали от СОХ. Для плюмов, находящихся под влиянием горизонтальных мантийных течений, на основании балансовых соотношений для потоков тепла и тепловой мощности, отдаваемой каналом плюма в нижнюю мантию, можно оценить теплопроводность, число Рэлея, вязкость нижней мантии и скорость горизонтального нижнемантийного течения. Анализ этих параметров с учетом возможных оценок перепада температуры в нижней мантии позволяет оценить кинематическую вязкость расплава в канале термохимического плюма и диаметр канала плюма.

Несомненно, исследования мантийной тепловой конвекции и мантийных термохимических плюмов будут продолжены. В области экспериментального и теоретического моделирования мантийной конвекции и мантийных плюмов это, прежде всего исследование влияния свободноконвективных течений на динамку зон субдукции, исследование режимов теплообмена термохимических плюмов, а также влияния термохимических плюмов на конвективную структуру мантии. Здесь можно выделить следующие задачи:

- расчет теплообмена между субдуцирующей океанической литосферой, континентом и конвектирующей астеносферой, подстилающей континент, а также исследование теплового и гидродинамического взаимодействия субдуцирующей плиты со слоем С;

- определение величины всех основных сил, действующих в зоне субдукции, в том числе, определение величины силы трения в вязком слое на границе субдуцирующей плиты;

- выяснение влияния движущих сил субдукции и параметров вязкого слоя на скорость субдукции;

- определение влияния тепловой мощности источника и тепловой мощности, отданной плюмом в окружающую мантию, на форму канала плюма и на режимы свободноконвективного течения в канале плюма;

- выяснение влияния термохимических плюмов, взаимодействующих со свободноконвективными горизонтальными мантийными течениями, и тем самым, обусловливающих перекристаллизацию мантийного вещества, на конвективную структуру мантии.

ОСНОВНЫЕ ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ Монография Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г., Кирдяшкин А.А. Глубинная геодинамика. – Новосибирск: Изд-во СО РАН, филиал «ГЕО», 2001. - 408 с.

Статьи в научных рецензируемых журналах по перечню ВАК 1. Кирдяшкин А.Г., Кирдяшкин А.А., Долгов В.Ю. Экспериментальное моделирование нестационарных конвективных течений в нижней мантии Земли // Докл. РАН. – 1994. - Т.338. - № 3. - С.394-396.

2. Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г. Возникновение турбулентной свободной конвекции в горизонтальном слое и режим конвекции в нижней мантии Земли // Докл. РАН. – 1998. - Т.362. - № 3. - С.404-406.

3. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Попов С.П. Временные характеристики нестационарных свободноконвективных течений в горизонтальном слое и временные масштабы нижнемантийной конвекции // Докл. РАН. – 1998. - Т.362. - № 6. - С.821-824.

4. Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Добрецов Н.Л. Влияние субдукции на структуру тепловых гравитационных течений в астеносфере под континентом // Геология и геофизика. – 2000. - Т.41. - № 2. - С.207-219.

5. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Экспериментальное моделирование влияния зон субдукции на пространственную структуру нижнемантийной конвекции и характерные периоды флуктуаций теплового потока в мантии // Докл. РАН. – 2000. - Т.371. - № 5. - С.681-684.

6. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Экспериментальное моделирование влияния субдукции на пространственную структуру конвективных течений в астеносфере под континентом // Докл. РАН. – 2002. - Т.384. - № 5. - С.682-686.

7. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г. Физико-химические условия на границе ядро-мантия и образование термохимических плюмов // Докл. РАН. – 2003. - Т.393. - № 6. - С.797-801.

8. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Термохимические плюмы // Геология и геофизика. – 2004. - Т.45. - № 9. - С.1057-1073.

9. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г., Кирдяшкин А.А. Параметры горячих точек и термохимических плюмов // Геология и геофизика. – 2005. - Т.46. - № 6. - С.589602.

10. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г., Гладков И.Н, Сурков Н.В.

Гидродинамические процессы при подъеме мантийного плюма и условия формирования канала излияния // Геология и геофизика. – 2005. - Т.46. - № 9. - С.891-907.

11. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г. Диаметр и время формирования головы плюма на подошве “тугоплавкого” слоя в литосфере // Докл.

РАН. – 2006. - Т.406. - № 1. - С.99-103.

12. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Гладков И.Н., Сурков Н.В.

Параметры горячих точек и термохимических плюмов в процессе подъема и излияния // Петрология. - 2006. - Т.14. - № 5. - С.508-523.

13. Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Сурков Н.В. Тепловая гравитационная конвекция в астеносфере под срединно-океаническими хребтами и устойчивость основных глубинных парагенезисов // Геология и геофизика. – 2006. - Т.47. - № 1. - С.76-94.

14. Dobretsov N.L, Kirdyashkin A.A., Kirdyashkin A.G., Vernikovsky V.A., Gladkov I.N. Modelling of thermochemical plumes and implications for the origin of the Siberian traps // Lithos. - 2008. - V.100. - P.66-92.

15. Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г. Влияние скорости движения океанической литосферы на свободно-конвективные течения в астеносфере под срединноокеаническим хребтом // Физика Земли. - 2008. - № 4. - С.35-47.

16. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Тепло- и массообмен в термохимическом плюме, расположенном под океанической плитой вдали от оси срединно-океанического хребта // Физика Земли. - 2008. - № 6. - С.17-30.

17. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Тепловое и гидродинамическое взаимодействие между расплавом в канале термохимического плюма и горизонтальным мантийным течением // Докл. РАН. – 2009. – Т.426. - № 5.

– С.674-678.

18. Кирдяшкин А.А., Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г. Теплообмен между каналом термохимического плюма и окружающей мантией при наличии горизонтального мантийного потока // Физика Земли. – 2009. - № 8. – С.66-82.

Некоторые материалы научных конференций 1. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.Г., Гладков И.Н., Кирдяшкин А.А. Гидродинамика, тепло- и массообмен в плюмах тепловой и термохимической природы // Мантийные плюмы и металлогения: Мат-лы Междунар. симпоз., 4-7 сентября 2002.

- Петрозаводск-М., 2002. С.93-94.

2. Кирдяшкин А.А. Тепло- и массообмен и основные параметры горячих точек и термохимических плюмов // Мат-лы IV конф. молодых ученых, посвященной М.А.

Лаврентьеву, 17-19 ноября 2004. – Новосибирск, 2004. Ч.II, разд. “науки о Земле”.

С.177-180.

3. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г. Физико-химические условия образования и тепло- и массообмен термохимических плюмов // Эволюция тектонических процессов в истории Земли: Мат-лы XXXVII Тектон. совещ., 10-февраля 2004. – Новосибирск, 2004. С.148-150.

4. Добрецов Н.Л., Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Гладков И.Н. Параметры горячих точек и термохимических плюмов в процессе подъема и излияния // Области активного тектогенеза в современной и древней истории Земли: Мат-лы XXXIX Тектон. совещ., 31 января-3 февраля, 2006. – М., 2006. Т.I. С.210-214.

5. Кирдяшкин А.А., Кирдяшкин А.Г., Сурков Н.В. Влияние скорости движения океанической литосферы на свободно-конвективные течения под срединноокеаническим хребтом и устойчивость основных глубинных парагенезисов // Разломообразование и сейсмичность в литосфере: тектонофизические концепции и следствия: Мат-лы Всерос. совещ., 18-21 августа 2009. – Иркутск, 2009. Т.2. С.138139.

Технический редактор Е.В. Бекренева ---------------------------------------------------------------------------------------------- Подписано к печати 31.08.20Формат 60х84/16. Бумага офсет № 1. Гарнитура Таймс. Офсетная печать.

Печ. л. 1,9. Тираж 130. Заказ № ---------------------------------------------------------------------------------------------- ОИТ ИНГГ СО РАН, 630090, Новосибирск, пр. Ак. Коптюга,




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.