Окенический рифтогенез - Дубинин Е.П.
ISBN 5-89118-198-3
Скачать (прямая ссылка):
Первые модели формирования коро-
вого очага магмы
Более реальное распределение температур в осевой области с плоской кровлей камеры были получены в последующих модификациях рассмотренной модели [497, 411, 561]. В этих работах эффект скрытой теплоты перенесен из граничных условий (4.6) в свободный член уравнения (4.1), после чего граничные условия на оси имели вид (4.5) для всей мощности литосферы, и температура вещества на оси, Т, изменялась с глубиной по прежнему закону. Решение, как и раньше, искалось разложением в ряд Фурье [411] поэтому и скрытая теплота плавления в свободном члене уравнения представлялась через соответствующее распределение источников тепла:
Q(x, Z) = jr 2„,(х) • sin(^P)
Р * С'р т~\
распределенных в виде 5 - функций в локальных точках: Qm(x) = <2„,'5(х-хо), где х0 - координата локализации источника тепла (Qm>0). Распределением 70% источников тепла, моделирующих эффект скрытой теплоты плавления, вдоль крыши очага, отождествляемой в модели с изотермой Т - 1185° С, и 30% по сторонам очага авторам удалось получить стационарный коровый очаг с квазигоризон-тапьной формой крыши (рис. 4.9). Дополнительным введением над этой крышей стоков тепла (Qm<0), имитирующих тепловое воздействие гидротермального охлаждения коры в осевой зоне, авторы модели методом итераций получают стационарное положение плоской крыши очага на глубинах, согласую-
щихся с наблюдаемыми по сейсмическим данным (z = 1,2-2,0 км для F=10 см/год).
Расстояние от оси, км
Рис. 4.9. Распределение температур и коровый очаг магмы в модели с распределенными источниками и стоками тепла в осевой зоне литосферы СОХ, по [561]
Символы + и - показывают распределение дискретных источников тепла
Анализируя результаты расчетов модели, Д.Вилсон с соавторами [561] приходят к выводу о том, что сужение подосевого магматического очага книзу может быть объяснено лишь в рамках модели, когда температура конвергирующей магмы в очаге заметно ниже температуры солидуса материала нижней коры. В этом случае конвекция в очаге сможет охлаждать нижнюю кору и создавать очаг, расширяющийся кверху.
Следует иметь ввиду, что в процессе охлажде-hhz плотность расплава после выделения и осаждения из него кристаллов, как правило, уменьшается [113]. Следовательно, если кристаллы растут на стенках камеры или очень быстро выпадают на дно, то в верхней части камеры будет формироваться облегченный расплав, что будет способствовать подавлению конвекции в масштабах очага. Поэтому наиболее вероятной причиной конвекции в очаге может служить эпизодическое возобновление объема жидких базальтов в очаге магмы за счет их поступления из зон сегрегации расплава на глубине. Термический аспект конвекции магмы в очаге моделируется в модели [561] подбором стоков тепла в нижней части очага и сопряженных им источников тепла в верхней половине очага. Предпочтительная модель осевой зоны предполагает температуру вещества, поступающего в осевую зону около 1250 °С (при температуре Г=1340°С на глубине z= 100 км в основании области счета) и среднюю температуру магмы в очаге 1150°С (см. рис. 4.9).
Модели Дж.Мортона и Н.Слипа [411] и особенно Д.Вилсона [561] позволили оценить порядок и степень участия различных тепловых процессов в формировании термического режима осевых зон СОХ. Однако, при этом нельзя не отметить их ис-
кусственный характер, так как и полученное распределение температур, и рассчитанная форма ко-рового очага магмы в них являлись прямым результатом априорного подбора пространственного распределения источников и стоков тепла, грубо имитировавших эффекты выделения скрытой теплоты плавления .и гидротермальной деятельности.
Термическое состояние осевой зоны хребта и стационарные модели формирования коревого слоя с двух- и трехмерными течениями базальтового расплава и мантии
В следующем классе моделей, получившем развитие в последние 10-15 лет, рассматриваются двумерные и трехмерные поля скоростей перемещения пород литосферы и подстилающей мантии. Цель этих моделей - связать процессы сегрегации и миграции расплава из мантии под срединноокеаническими хребтами с вариациями в объеме генерированной коры и скоростью спрединга,. а также с местоположением участка в пределах изучаемого сегмента хребта. В первых моделях этого класса [439, 348]] рассматривалось поле скоростей горизонтально движущейся коры и пассивного ньютонова течения мантии (с постоянной вязкостью), индуцированного горизонтальным движением твердой коры со скоростью v (рис.4.10, а):
Ух= V, V2=0 прих > 0 и 0 <z < hc, (4.7a) где hc - толщина коры, V- полускорость спрединга; и
!>,=-¦ [-sin(2 ¦ в) - 2 ¦ 0 • cos(2 • 6)] при л: > 0 И z > hc
V. =-•[-! -cos(2 • в) + 2 - 0 ¦ sin(2 ¦ 0)] ж
Э = arctg(—-—) z-Л,
(4.76)
Стационарное уравнение теплопроводности включало члены с конвективным движением по осям х и z:
