dobrecov_n_l_kirdyashkin_a_g_kirdyashkin_a_a_glubinnaya_geod

безразмерная температура Не = То}.)q h2siny за­

висит только от уи равна Не = 7/siny. При у= 900

Не = 7; при увеличении скорости от 1 до 1О см/год

расстояние х, при котором начинается плавление

(достигается ТО = 1200 ОС), изменяется от 80 до 150 км (рис. 6.51). При малых углах наклона, на­ пример, при у= 150, Не = 26.9 и ТО достигается наглубинахL =хsinу,равных 73-95 кмпри И=. 1- 1о см/год. Расстояние от желоба до магматичес­ кого фронта (проекции зоны плавления на днев­ ную поверхность) при у= 150 и И = 1О см/год со­ ставляет х = 380 км, при у= 450 около 100 км.

Следует учесть, что достижение температуры

плавления не строго соответствует зоне возник­

новения поднимающегося диапира.

Вычисленные координаты расположения

зон плавления соответствуют зонам плавления,

представленным на рис. 6.39 и полученным гео-

физическим данным. Во всех дугах глубина на­ чала плавления примерно одинаковая (L = 100120 км), а длина расстояния от желоба до зоны

вулканизма Е меняется в зависимости от угла на­

клона и кривизны субдуцирующей плиты (см.

рис. 6.39). Минимальная величина Е наблюдает­

ся для Северных Гебридов (NH) - зоны медлен­

ной субдукции: Emin = 150 км, максимальная - для наиболее быстрой и пологой зоны субдукции

Перу (Р): Еmах = 450 км. К этому значению близ­

ка величина для наиболее искривленной зоны субдукции Аляска (ALK), в которой сочетаются косоориентированная субдукция и сдвиг, а так­

же величина для зоны быстрой субдукции Север­

ного Чили (NC) с более глубоким фронтом маг­

мообразования (Е = 300-370 км, L = 125 км).

Большинство дуг имеют Е = 200-300 км. Возвра­

щаясь к рис. 6.51, мы видим, что теоретические

оценки, несмотря на упрощенное моделирование

субдукции, близки к реально наблюдаемым.

Начиная с глубины 100-120 км прих = 200300 км (см. рис. 6.39), плавление в зоне субдук­ ции охватит, в первую очередь, кору и большую часть вязкого слоя, т. е. в первом приближении мощность зоны плавления Н = h 1 +h2 = 10-13 км

(см. рис. 6.50).

Если предположить, что выплавление про­

стирается до больших глубин (~400 км), где на­ блюдается первый фазовый переход в ультраос­ новной литосфере ниже слоя Н, то можно ожи­

дать полное плавление слоя Н и частичное плав­

ление ультраосновного слоя на глубинах ~400 км. На меньших глубинах плавление, очевидно, не­ полное, в частности, из базитовой коры выплав­

ляются риолит-дацитовые или андезитовые рас­

плавы. В этом случае удельное количество рас­ плава Wo, образующегося на 1 погонный метр (1 м.п.) зоны субдукции В единицу времени вдоль

линии, по которой происходит отрыв расплава

(см. разрез А-А):

W=UН·Iм.п.·ер=UНер [мЗ/с], (6.15)

где ер - степень плавления, меняется от 0.2 до 1.

При подъеме легкого расплава на границе, по которой происходит отрыв расплава от субду-

цирующей плиты, могут формироваться локаль­

ные струи или диапиры через промежутки 1, ко­

торые, судя по экспериментальным оценкам

[Whitehead, Luther, 1975], пропорциональныН, т. е.

В этом случае количество поступающего расплава для одного источника вулканизма (од­ ного диапира) при ер = 1

(6.17)

где n ~ 2.5, исходя из следующих оценок: соглас­

но экспериментам [Whitehead, Luther, 1975],

21tН*/l = 2.5, где Н* - мощность легкого (расплав­ ленного) слоя. Поскольку расплав движется по наклонной щели, Н* ~ Н, т. е.

2nН :::; 2.5; 1'? 2nН '? 2.5Н; n'? 2.5.

1 2.5

При h2 = 13 км имеем 1~ 32 км. Реальное расстояние между крупными вулканами (или

группами вулканов) 1= 35-100 КМ, в среднем оно

равно 70 км И n = IIH = 2.5-6.

В этом случае количество тепла Q, посту­

пающего из зоны плавления на один вулканичес­

кий источник (диапир), будет равно

где Тц- температура на границе цилиндрическо­

го канала и массива твердых пород, qM - мантий­

ный тепловой поток, qп - тепловой поток на по­ верхности (примем qM = (0.7-0.8)qп),уо ~ 12 км­ характерная глубина, при которой удельное теп­ ловыделение уменьшается в е раз (см. гл. 2, раз­

дел 2.7).

При ~I; < о условие@4) всегда выпол­

няется. Это значит, что при ~I; < о окружающий

массив имеет температуру выше, чем расплав, и

1969]. Градиент давления вдоль вертикального

канала при разности плотностей жидкости в ка­

нале и вне его (i1p = Рр - р) будет определяться

из соотношения dP/dx = g(pp - р] =gi1p. Прирав­

нивая правые части соотношении, определяющих

dP/dx, получаем

Согласно экспериментальным данным

[Olson, Singer, 1985] для постоянного расхода

расплава и вязкости расплава, много меньшей,

чем вязкость окружающего кристаллического

УО' qM (см. раздел 2.7), и поэтому, исходя из (6.26),

можно оценить наименьшее значение л'miп' при­

равнивая левую часть выражения (6.26) нулю:

Рео = ИН/ао = (1.0-1.2)·10 1o u. В этом случае

критериальное уравнение (6.25) принимает вид

3.3> 0.314, т. е. при Н= 10-13 км условие (6.28)

выполняется. Уменьшение или возрастание n, изменяющегося от 2.5 до 8, существенно на ре­ зультат не влияет. При малом Н = 4 км:

H/L = 1/30 и И= 10-9 м/с, n = 5, 0.12 < 0.314, т. е.

питание вулканического очага невозможно.

Теперь кратко рассмотрим гидродинамику

канала, питающего диапир. Оценим радиус ци­

линдрического канала rО' питающего диапир, и

время подъема диапира. Градиент давления в

цилиндрическом канале радиуса ro равен:

dP/ dx =8W1] / n '04 , где W = ИН2n [Шлихтинг,

V = 1]/р - кинематическая вязкость й твердом

объеме вокруг канала.

При максимальной скорости субдукции

И= 3.2·10-9 м/с (10 см/год) и средних значениях

Н= 1.2·104 м иn = 3.5 получим w= 1.6 М3/с. При малой толщине зоны плавления (Н= 4-103 м) W = 0.06 м3/с. Время подъема, близкое к мини­

мальному, получаем при максимальном расходе

w= 1.6 м3/с и низкой вязкости v= 3.3·1017 м2/с

(1] = 1021 н,с/м2). Тогда при L = 1.2·105 М И

g' =O.lg получаем tmin = 4.3 млн лет, и средняя скорость подъема диапира 28 км/млн лет.

Определим радиус питающего канала по

соотношению (6.29) при условии, что вязкость

расплава внутри канала 1] = 106 Н,с/м2, т. е. замет­

но меньше вязкости окружающих пород (вязкость

меняется от 1] ~ 103 н,с/м2 В канале до

1] ~ 1021 н,с/м2 в твердом кристаллическом мас­ сиве). При том же расходе W = 1.6 м3/с и ~p = 200 кг/м3 получим,О = 5 км,D = 1О км. При более низкой вязкости расплава 1] = 105 н,с/м2

'0 = 0.5 км, D = 1 км; при более высокой средней

вязкости расплава в канале 1] = 107 н,с/м2 ro= 50 км, D = 100 км. Реальная величина,о за­

метно меньше последнего значения и может со­

ставлять,о = 2-1 О км, что соответствует средней

вязкости расплава в канале 1] = 105-106 н,с/м2.

начальной части зоны плавления (см. рис. 6.47). Скорее, они образуются за счет плавления горя­ чей и еще неистощенной надсубдукционной ман­ тии (т. е. на начальной стадии субдукции в райо­

не изотермы 1400 ОС, см. рис. 6.47), но под воз­

действием потоков флюидов, выделяющихся из зоны субдукции перед фронтом плавления [Доб­ рецов, 1981; Соболев, 1996].

Специфической проблемой являются суще­

ствование щелочных магм в тылу островных дуг.

Они не могут быть следствием более полного плавления базальтового (эклогитового) субстра­

та, питающего вулканические системы типа Н!

(см. рис. 6.47). Следствием более полного плав­

ления с участием мантийного материала являют­

ся пикритовые серии, характерные для многих

вулканов типа HI. Щелочные же серии шошонит­

латитового ряда появляются лишь локально и мо­

гут быть связаны с проявлением нижнемантий­ ных плюмов, пересекающих зону субдукции

[Edwards et al., 1991].

Выплавление магм в островных дугах яв­ ляется одним из важнейших клапанов, регулиру­

ющих тепловую машину Земли. Очевидно, что

этот процесс хорошо согласуется с процессами

выплавления в срединно-океанических хребтах. Но эти регуляторы независимы (или лишь час­ тично зависимы) от мантийных струй из нижней

мантии.

периодами резкого уменьшения активности ост­

ровных дуг. Снижения магматической активнос­ ти были, скорее всего, в конце карбона до конца триаса (около О млн лет назад) и в интер­

вале 90-60 млн лет назвад (см. рис. 7.22, а).

Минимальный объем лав, излившихся в фа­

нерозое, для мантийных плюмов составляет

3·107 кмЗ, максимальный объем лав, рожденных

плюмами, больше или равен объему магм совре­ менных островных дуг [Добрецов, Кирдяшкин,

1998].

Можно достаточно надежно сопоставить интенсивность формирования океанической и ос­

троводужной коры И мантийного плюмового маг­

матизма за последние 160 млн лет, и бол'ее ори­

ентировочно - до 300 млн лет. Наблюдается от­

рицательная корреляция островодужного и плю­

мового магматизма (см. ниже рис. 7.22, а). Соот­

ношение с магматизмом СОХ более сложное. В

стадию активного спрединга океанов

от 80 млн лет к настоящему времени нарастает

интенсивность магматизма в СОХ и в аКтивных окраинах с тремя локальными максимумами 0-

7,20-30 и 40-60 млн лет [Kaiho, Sato, 1994].

В период суперплюма (84-124 млн лет) мантийный плюмовый магматизм [Larson, Olson, 1991; Kominz, 1984] оказал влияние на рост ин­ тенсивности магматизма СОХ при некотором воз­

растании магматизма активных окраин в период

характер. Поочередно на ведущее место выходят

то магматизм СОХ, практически полностью вы­

носящий продукты своей активности к поверх­

ности, то магматизм плюмов, значительная часть

которого остается на глубине. Магматизм актив­

ных окраин в основном определяется интенсив­

ностью спрединга, но в период крупных колли­

зий замещается коллизионными гранитами либо проявляется слабо. Разнообразие этих процессов, их взаимосвязь и взаимозаменяемость обеспечи­ вает устойчивость работы тепловой машины Зем­

ли [Добрецов, Кирдяшкин, 1994].

Далее в этой главе мы рассмотрим процес­

сы коллизии, прекращающие или замедляющие

тате коллизии в зонах субдукции, а также в зонах столкновения гималайского типа, и в конечном

счете определяют основную ткань складчатых

поясов. Важными элементами аккреционных

комплексов являются линзы и чешуи офиолитов, глаукофановых сланцев и эклогитов, а также зоны

меланжа и олистостромовые комплексы. Как от­

мечено выше, офиолиты фиксируют остатки коры океанического типа (см. рис. 6.6). Глаукофановые

сланцы и эклогиты формировались, как считает­ ся, в зонах субдукции. Меланжево-олистостромо­ вые комплексы фиксируют разные стадии над­

вигания, т. е. самого процесса аккреции. Неред­

ко все эти три элемента закономерно совмеще­

Etheridge et аl., 1984]. Мы уже отмечали возмож­

ность тектонического сверхдавления в окрестно­

стях выходного отверстия до 5-1 О кбар, но в при­ сутствии флюида прочность пород много ниже

этой величины. Флюидное сверхдавление может

служить дополнительным фактором, особенно сильно влияющим на реологию [Rubie, 1986], но

вряд ли может создать давление, значительно

превышающее литостатическое. Натровый мета­

соматоз фиксируется во многих глаукофановых

сланцах и ассоциирующих породах (жадеититах

и др.), но не объясняет появление ассоциации высоких давлений (жадеит с кварцем, кварциты с коэситом, гнейсы с алмазом и т. д.). Метасома­ тоз может лишь свидетельствовать об особой гео­ химической обстановке до или во время глауко­ фанового метаморфизма [Добрецов, 1974].

Поэтому остается главная проблема - как толщи, погруженные на глубину, значительно

превышающую мощность континентальной

коры, доставлены назад к поверхности и как со­

держащиеся в них ассоциации высоких давлений

инизких температур сохранились при изменении

ти Р во время подъема. Последнее, исходя из

кинетики обратных реакций, можно объяснить

высокой скоростью подъема, равной или превы­

шающей скорость субдукции [Добрецов, 1981;

Dobretsov, 1991], но сама высокая скорость подъе­ ма представляет собой сложную тектоническую проблему. Попытка решить эту проблему пред­ принята НЛ. Добрецовым еще в 70-е годы [Доб­

рецов, 1974, 1981; Dobretsov, 1979]. Автор сфор­

мулировал качественную модель полистадийной

обдукции в рамках периодически ускоряющей­

ся аккреции. Почти одновременно появились ка­

чественные или полуколичественные модели,

опирающиеся на эксперименты или приближен­

ные теоретические решения. В продолжение ре­

шения задачи об аккреционном клине (см. рис. 6.43), представленного на рис. 6.44' и 6.45, рассмотрим подробнее факторы, регулирующие

неустойчивость аккреционного клина и скорость

эксгумации из зоны субдукции В результате кол­

лизии.

Если при коллизии островной дуги с дру­

гой островной дугой или континентом [Cloos, 1993] высота субдуцирующего фрагмента дуги или континента h превысит высоту h" то произой­ дет "закупорка" вещества клина в окрестностях

выходного отверстия в аккреционном клине и рез­

ко возрастет давление Р. Попадание маловязкого

вещества в субдукционный клин также может

привести к резкому возрастанию скорости воз­

вратного течения в клине (см. рис. 6.51), и в пре­ дельном случае (при сближении двух параллель­ ных жестких пластин) вещество из клина будет "выдавливаться", как паста из тюбика. При этом максимальная скорость выдавливания Итах В на­ чальный момент времени (при t = О) во внешней

части клина в сечении около входного отверстия

,ho (х :5 1/2) определяется по формуле

Опуская вывод этого уравнения, рассмот­ ренный в работах [Добрецов, Кирдяшкин, 1991, 1994], приведем результаты вычислений (рис. 6.52). При постоянной геометрии кли­ на (hi1= const, длина клина 1= 100 км) уменьше­ ние вязкости на 1-2 порядка (варианты lа, lб)

или возрастание избыточного давления в клине

Р = Робщ - Рлитдо 3-5 кбар (относительно исход­ ного Р = 0.1-0.3 кбар, варианты 2а, 2б) приведет к возрастанию максимальной скорости 'возврат­ ного течения до 20-200 см/год (см. варианты 1 и 2 на рис. 6.52). Но эта максимальная скорость будет падать по мере удаления от сечения х =1/2

и с течением времени.

Эта модель принципиально сходна с моде­

лью "углового течения" (comer flow) [Cloos, 1993;

Platt, 1986], а также с моделью эксгумации тон­ ких пластин при продолжающейся субдукции

[Emst, Peacock, 1996; Emst et аl., 1997], однако

есть и существенные отличия. Главное из них - падение UтаХ со временем (вариант 3) и вариа­ ции геологических факторов.

Рассмотрим принципиальные возможности

и геологические факторы, определяющие ско­

рость возвратного течения.

Геологические факторы эксгумации.

Прежде всего обратим внимание на то, что и при устойчивом функционировании субдукции в верхней части клина может существовать медлен­ ное возвратное течение (см. профиль скорости на рис. 6.43). Его максимальная скорость составля­

ет Итах :5 0.1 и (И - скорость субдукции), т. е

:51 см/год. Этой скорости недостаточно для из­ влечения пород высоких давлений с сохранением

их ассоциаций, но достаточно, чтобы сформиро­ вать олистострому с обломками серпентинитов, метагаббро (из висячего блока субдукции) или сильно диафторированных голубых сланцев.

Внутреннее давление (в устойчивом кли­ не) максимальное вблизи выходного отверстия h/. Когда h/ = 1.5-3 км (см. рис. 6.45) [Добрецов, Кирдяшкин, 1991 , 1994], давление в окрестнос­ ти h/ составляет 0.1-1 кбар. В случае закупорки

клина подводной горой или микроконтинентом

высотой (над дном океана) более 3 км, втянуты­ ми В зону субдукции, h/ ~ О И Р ~ 00, одновре­ менно возрастает и возвратная скорость Umах' Закон изменения скорости и давления Иmах И Р

при закупорке точно не известен. Можно пред­ положить, что превращение клина в плоский

слой и быстрое выдавливание (крайний случай)

возможны лишь при уменьшении синуса угла

клина hil и равномерном распределении давле­

ния в клине. В этом случае справедливо лога­

рифмическое возрастание Иmах С ростом Р, как в

плоскопараллельной модели. Возможные вари­ анты зависимости Иmах от Р при постоянной вяз­ кости и геометрии клина показаны на рис. 6.52

(2а, 26, 3).

Величина возрастания избыточного давле­

ния Р зависит от размера возвышенности или

микроконтинента, втянутых в зону субдукции.

Если это подводная гора высотой 3-4 км, то вре­

мя закупорки выходного отверстия клина мини­

мальное, избыточное давление Р = 1-3 кбар, из зоны субдукции, как показывают геологические наблюдения, извлекаются голубые сланцы и эк­ логиты, сформировавшиеся на глубине 30-50 км,

т. е. Робщ =РЛlп + Р = 10-15 кбар. Если в зону суб­

дукции входит крупный микроконтинент мощно­

стью >20 км и высотой (над дном океана) ~5 км,

то нередко извлекаются породы ультравысоких

давлений (UНP-породы), сформировавшиеся при

Робщ = Рлит + Р = 30-50 кбар, т. е. на глубине 90150 км при Р до 5-1 О кбар. Такие величины из­

быточного давления возможны в окрестности выходного отверстия клина h/ при его закупори­ вании. Для наиболее реальных значений h/, ког­ да нет закупоривания, избыточное давление мень­ ше, оно не превышает 2-5 кбар (см. раздел 6.7,

рис. 6.44).

Другим фактором эксгумации является гео­

метрия аккреционного клина, т. е. угол наклона,

определяемый отношением hil, и максимальная