Численная модель эволюции плавающих на сферической мантии и взаимодействующих континентов

В. П. Трубицын, В. В. Рыков

Институт физики Земли РАН, Москва

Содержание

Аннотация

1. Введение

Движущей силой глобальных геодинамических процессов в Земле является тепловая конвекция. При тепловой конвекции снизу поднимется горячее и, благодаря тепловому расширению, легкое вещество. Вещество, отдавшее тепло внешнему пространству, становится тяжелым и погружается обратно в мантию. В результате возникает циркуляция вещества и в месте восходящих мантийных потоков появляются максимумы теплового потока. Величина этого теплового потока пропорциональна скорости конвекции. Наблюдаемое распределение теплового потока Земли и изменение толщины океанической литосферы соответствуют закономерностям тепловой конвекции. Тепловая конвекция возникает, если температура нарастает вниз с градиентом, большим адиабатического. Для Земли адиабатический градиент в среднем равен, примерно, 0,4 К/км, что дает полный перепад в мантии порядка 1200 К [Trubitsyn, 2000a]. По мере подъема вследствие уменьшения давления вещество расширяется и охлаждается. Если реальная температура в Земле была бы меньше адиабатической, то поднимающееся вещество уже по дороге стало бы холоднее и тяжелее окружающей среды и не смогло бы продолжать подниматься. Температуру, которую будет иметь вещество, поднявшееся на поверхность называют потенциальной. Она равна разности реальной температуры вещества в рассматриваемом месте и адиабатической температуры и поэтому вызывает тепловую конвекцию в невязкой мантии. Для возникновения тепловой конвекции в вязкой мантии, кроме этого нададиабатического превышения температуры, необходимо еще дополнительное повышение температуры вещества, чтобы сила его плавучести преодолела вязкие силы торможения. Интенсивность конвекции, характеризуемая безразмерным числом Рэлея, пропорциональна этому нададиабатическому превышению температуры. В мантии Земли имеет место интенсивная тепловая конвекция с числом Рэлея порядка ~10⁷ при полном нададиабатическим перепаде температуры около ~2500 К. Критическое число Рэлея, при котором в декартовой модели со скользкими границами тепловая конвекция только появляется, равно 657. Интенсивность мантийной конвекции при нададиабатическом перепаде температур в мантии всего ~0,25 К соответствует числу Рэлея ~10³.

Во многокомпонентном веществе наряду с тепловой конвекцией может иметь место и композиционная конвекция. Процесс химической дифференциации определял структуру конвекции в ранний период истории Земли, когда происходил рост железного ядра. Оседающее железо увлекало силикаты, и, кроме тепловой, имела место и композиционная конвекция. Гравитационная энергия переходила в тепло, которое до сих пор продолжает излучаться, давая вклад до 30% в современный тепловой поток Земли. По геохимическим данным рост ядра в основном завершился в первые 60-100 млн лет после образования Земли [McCulloch and Bennett, 1998]. По сложившимся представлениям вклад химической дифференциации в движущие силы современной глобальной геодинамики значительно меньше тепловой конвекции. Но без химической дифференциации и минералогических превращений невозможно объяснить не только происхождение земной коры, но и аномальную легкость и прочность континентальной литосферы. Кроме того, изучение глобального перераспределения изотопов дает сведения о их переносе мантийными течениями и об эволюции структуры глобальной конвекции. Поскольку плавучесть континентов обусловлена их отличным от мантии минералогическим и химическим составом, то мантийную конвекцию с плавающими континентами можно рассматривать как особый вид термо-композиционной конвекции.

Тепловая конвекция в мантии имеет пять основных свойств, которые и определяют современную геодинамику Земли:

1) Несмотря на относительную небольшую скорость мантийных течений (~1-10 см/год), конвекция в мантии является нестационарной и квазитурбулентной. Вклад конвективного переноса тепла характеризуется числом Нуссельта Nu. Уже при Nu > 10 (что соответствует Ra > 10 ⁵ ) нелинейное взаимодействие процессов переноса тепла и массы (характеризуемое членом VT) оказывается большим. Поэтому в мантии, наряду с регулярной циркуляцией вещества, возникают узкие струи, плюмы, диапиры и всплывающие термики.

2) Эндотермический фазовый переход оливин-перовскит на глубине 660 км приводит к частичной расслоенности мантии. В то время как, благодаря переходу части несовместимых элементов в кору, верхняя мантия стала деплетированной, часть вещества нижней мантии имеет состав, близкий к первичному. При этом возникают особые плюмы, проникающие из нижней мантии в верхнюю через границу фазового перехода, проявляющиеся на земной поверхности в виде горячих точек. В прошлом в более горячей мантии эффект фазовой границы был сильнее и перемешивание вещества верхней и нижней мантии происходило эпизодически, но достаточно интенсивно. При этом на дно нижней мантии затягивались большие обьемы океанической коры и частично континентальной коры. По мере остывания мантии барьер на фазовой границе ослабевает и плюмы горячих точек могли переходить в регулярные восходящие струи общемантийной конвекции.

3) Вязкость вещества сильно падает с ростом температуры и увеличивается с ростом давления. В условиях мантии она меняется более, чем на ~20 порядков, от ~10³ Пас для базальтовых расплавов магматических камер до ~10²⁶ Пас для холодной литосферы. Так как при конвекции средняя температура резко нарастает в верхнем и нижнем кондуктивных погранслоях, то на глубинах 100-200 км и на подошве мантии возникают маловязкие астеносферные слои. Толщина этих слоев не постоянна, так как тепловая конвекция создает горизонтальные вариации температуры в мантии до 300 К.

4) Средняя температура литосферы намного ниже температуры плавления. Поэтому вещество литосферы более хрупко, чем остальной мантии. При резко меняющемся напряжении литосфера раскалывается на плиты, которые конвейером движутся вдоль земной поверхности. Жесткие плиты способны надвигаться и пододвигаться друг под друга только под небольшим углом. Океаническая литосфера способна сильно деформироваться и погружаться в зонах субдукции, потому что при длительных изгибных напряжениях вещество литосферы приобретает свойства пластичности.

5) Почти треть поверхности Земли покрыта континентами, которые тормозят выход тепла из мантии. При среднем мантийном тепловом потоке Земли (без радиоактивного тепла континентальной коры) ~70 мВт/м², через океаны выходит поток ~90 мВт/м², а через континенты почти в три раза меньше ~30 мВт/м². Поскольку континенты перераспределяют тепловой поток, выходящий из мантии, то они должны оказывать большое влияние и на всю структуру мантийной конвекции. Только с учетом механического и теплового взаимодействия мантии с континентами можно объяснить такие процессы как образование континентальной литосферы, состояние мантии под континентами, образование и распад суперконтинентов и др.

Первые три свойства мантийной конвекции и их проявления в глобальной геодинамике изучаются специалистами по наукам о Земле уже в течение нескольких десятилетий. Результатом этого, в частности, явилось создание кинематической теории тектоники литосферных плит и теории мантийной конвекции с фазовыми переходами. В настоящее время изучены модели как расслоенной конвекции [Добрецов, Кирдяшкин, 1994; Allegre, 1982; Allegre et al., 1983; Anderson, 1981, 1982; DePaolo, 1980, 1981; DePaolo and Wasserburg, 1976, 1979; Jacobsen and Wasserburg, 1979, 1981; Jeanloz and Knittle, 1989; O'Nions and Oxburg, 1983; O'Nions et al., 1979], так и общемантийной конвекции [Davies, 1974, 1979, 1984; Grand, 1987, 1994; Grand et al., 1997; Hoffmann and White, 1982; Jackson, 1998; Jordan, 1977; van der Hilst, 1995; van der Hilst et al., 1991, 1997]. Построены детальные численные модели современной Земли [Becker et al., 1999; Brunet and Machtel, 1998; Bunge et al., 1997; Kellogg et al., 1999; Machetel and Weber, 1991; Solheim and Peltier, 1994; Steinbach et al., 1993; Tackley, 1996; Tackley et al., 1994]. Предложены различные гипотетические геохимичесие модели [Tackley, 2000] для обьяснения природы наблюдаемых различных геохимических резервуаров.

В последнее время успешно ведется построение полной теории океанической литосферы, в основном работами Тэкли [Tackley, 2000], Гурниса с соавторами [Zhong et al., 1998]. В этой теории реологические свойства вещества литосферы включаются в уравнения мантийной конвекции. Поэтому не только изгиб и погружение океанической литосферы, но ее раскол на жесткие плиты не задается заранее, а получается самосогласованно как результат решения уравнений.

Изучение мантийной конвекции с учетом континентов сначала проводилось для неподвижных континентов [Lowman and Jarvis, 1995, 1996; Nakanuki et al., 1997; Trubitsyn and Bobrov, 1994; Trubitsyn and Fradkov, 1985]. Однако, как оказалось, основные принципиальные явления глобальной тектоники обусловлены именно движением континентов, нелинейно взаимодействующих с мантийными течениями. При моделировании процессов взаимодействия мантийной конвекции с движущимися континентами имеются два подхода. В работах [Gurnis, 1988; Gurnis and Zhong, 1991] рассчитывались двумерные модели, в которых континенты рассматривались как высоковязкие образования в мантии, движение которых ведется фактически с помощью маркеров, без использования явных уравнений для движения континентов. Можно сказать, что этот подход рассматривает мантийную конвекцию с плавающими континентами непосредственно как термо-композиционную конвекцию. В работах [Trubitsyn and Rykov, 1995, 1998a, 1998b, 2000a; Trubitsyn et al., 1999] предложен иной подход и были разработаны основы теории мантийной конвекции с твердыми плавающими континентами. Уравнения мантийной конвекции были дополнены уравнениями Эйлера для поступательного движения и вращения твердых континентов, взаимодействующих с мантией и друг с другом. Теория мантийной конвекции с плавающими континентами [Trubitsyn, 2000b] рассматривает модель твердых плавающих континентов как первое приближение. В этой модели находится положение, скорости, распределение температуры внутри континентов и все силы, действующие со стороны мантии (на их погруженные в мантию поверхность), а также силы столкновения континентов. Поскольку величины деформации континентов много меньше их перемещения при движении, то эти деформации и напряжения уже внутри континентов можно рассчитывать уже в следующем приближении по любой другой реологической модели, но с уже известными внешними силами.

Теория мантийной конвекции с твердыми плавающими континентами основана на численных экспериментах, т.е. на численном решении системы уравнений переноса энергии, массы, импульса и момента импульса для системы мантия-континенты. В предыдущих работах авторов показано, что континенты не являются пассивными образованиями, но могут существенно влиять на эволюцию мантийной конвекции. Их можно рассматривать вмороженными в океаническую литосферу только на небольших интервалах геологического времени. Континентальная литосфера возникает и существует в течение миллиардов лет только потому, что плавучие континенты постоянно затягиваются на холодные нисходящие мантийные потоки. Поэтому континенальная литосфера все время оствается холодной, высоковязкой и прочной. Под неподвижным континентом благодаря эффекту теплоэкранирования мантия со временем (в течениее порядка 200-500 млн лет) неизбежно прогревается и возникают горячие восходящие потоки, стремящиеся расплавить и раздробить континентальную литосферу и кору.

В настоящей работе приводятся результаты длительного численного эксперимента для идеализированной модели с 12 континентами, плавающими на сферической мантии, с учетом их механического и теплового взаимодействия с мантией и между собой. Целью работы была проверка того, могут ли плавающие на сферической мантии континенты многократно объединяться и расходиться без привлечения каких-либо дополнительных усложняющих процессов.

2. Уравнения мантийной конвекции с плавающими континентами

2.1. Уравнения мантийной конвекции

Тепловая конвекция в вязкой мантии описывается распределением вектора конвективных скоростей V_i(x,y,z), распределением температуры T(x,y,z) и давления p(x,y,z). Эти неизвестные функции находятся из решения системы трех уравнений: уравнения переноса импульса, тепла и массы

(1)

(2)

(3)

где S_{i j} - девиаторный тензор вязких напряжений,

(4)

Ra - число Рэлея, равное

(5)

Уравнения (1-3) записаны в приближении Буссинеска в безразмерных переменных. За единицу измерения для длины принята толщина мантии D, для скорости D/k, для времени D²/k, для температуры T₀, для вязкости h₀, для давления и напряжений h₀k/D². Давление p отсчитано от его гидростатического распределения p(z), определяемого условием p₀ = - r₀g.

2.2. Уравнения движения свободно плавающего континента

На континент действует сила тяжести, приложенная к центру тяжести, и силы взаимодействия с вязкой мантией, приложенные к элементам поверхности погруженной части континента. Под действием этих сил континент плавает в мантии, перемещаясь вдоль поверхности и вращаясь вокруг вертикальной оси. Так как давление и скорости мантийных течений меняются во времени и в пространстве, то в общем случае не равны нулю как вертикальная скорость центра тяжести континента w₀, так и скорости вращения континента w_x и w_y вокруг мгновенных горизонтальных осей x и y.

Континенты могут опускаться (когда они находятся над нисходящими мантийными потоками) вместе с поверхностью мантии и относительно ее и подниматься (в местах восходящих потоков). При этом величина опускания и подьема разных концов континента могут быть разными. В дальнейшем будем рассматривать только горизонтальные перемещения центра тяжести континента и вращение континента вокруг локальной вертикальной оси, пренебрегая всеми остальными малыми эффектами, полагая w₀=0 и w_x=w_y=0.

Поскольку сила тяжести уравновешана выталкивающея силой, то внешняя сила, действующая на континент сводится к силе вязкого сцепления с мантией, при этом давление p нужно считать отсчитанным от гидростатически равновесного распределения p₀(z).

Таким образом, для горизонтального движения и вращения вокруг мгновенной вертикальной оси твердого континента произвольной формы уравнения Эйлера сводятся к системе трех динамических уравнений и трех кинематических соотношений [Trubitsyn, 2000a, 2000b; Trubitsyn and Rykov, 1998a, 1998b]

(6)

(7)

(8)

(9)

где M - масса континента, I₃₃ - его момент инерции относительно вертикальной оси, x_c(t) и y_c(t) - координаты центра тяжести континента, j - угол поворота континента, d_{i j} - символ Кронеккера, равный 1 при i=j и равный 0 при i j,e_ijk - символ Леви-Чивита, равный нулю при совпадении любых двух индексов, равный 1 при четной транспозиции индексов по сравнению с 1, 2, 3 и равный - 1 - при нечетной транспозиции.

Из соотношений размерности следует, что величина инерциальных членов в левой части уравнений Эйлера для движения континентов (6-8), как и для уравнения переноса импулься в вязкой жидкости (1), имеет порядок kr/m10^-23. Поэтому они могут быть положены равными нулю.

После пренебрежения инерциальными членами уравнения Эйлера для движения континентов дают шесть соотношений для нахождения шести неизвестных: координат центра тяжести континента x_c(t), y_c(t), угла его поворота j и скоростей континента u₀(t), v₀(t) и w₃(t)

(10)

(11)

(12)

(13)

Уравнение для распределения температуры T_c внутри твердого континента в исходной неподвижной системе координат сводится к уравнению теплопроводности с адвективным переносом тепла со скоростью континента u

(14)

2.3. Граничные условия

Уравнения мантийной конвекции (1-3) и уравнения для движения континента (6-8) и переноса тепла в нем (14) связаны между собой через граничные условия.

Как указывалось, для мантийных течений на нижней и боковых границах расчетной области принимается условие непротекания и проскальзывания (равенство нулю нормальной составляющей скорости жидкости и равенства нулю тангенциальных составляющих вязких сил)

(15)

где n_k - единичный вектор, нормальный к данной поверхности и t_i - единичные вектора, касательные к ней.

На границе твердых движущихся континентов принимается условие непротекания и прилипания, т.е. равенство скоростей жидкой мантии и скоростей континента

(16)

на всей поверхности погруженной в мантию части континента.

Температура на нижней границе области фиксирована T =1. На боковых границах (для конечной области) принимается условие нулевого теплового потока

(17)

где n_k - единичный вектор, нормальный к боковой поверхности области.

На верхней свободной поверхности температура мантии равна нулю ( T =0) только в океанической области вне континента.

На поверхности погруженной в мантию части континента принимается условие непрерывности температуры и теплового потока между мантией и континентом

(18)

На верхней поверхности континента температура полагается равной нулю

(19)

Таким образом, математическая проблема сводится к следующему. Имеется три неизвестные функции координат и времени для мантийной конвекции: вектор скоростей мантийных течений V_i(x,y,z,t), распределение температуры T(x,y,z,t) и распределение давления p(x,y,z,t), а также четыре неизвестные функции времени для движения континентов как целых: две компоненты мгновенной скорости поступательного движения центра тяжести u₀(t) и v₀(t), одна компонента мгновенной угловой скорости вращения континента вокруг центра тяжести w(t) и распределение температуры в континенте T_c(x,y,z,t). Для их нахождения имеется система взаимосвязанных уравнений: три дифференциальных уравнения конвекции (1-3), три интегральных соотношения (10-12), к которым свелись уравнения Эйлера и уравнение переноса тепла в континенте (14). Зная в данный момент положение и скорости континента u₀(t), v₀(t) и w(t), можно по (9) найти его положение в следующий момент времени. Для определения постоянных интегрирования дифференциальных уравнений служат граничные условия (14-16).

Отличие рассматриваемой задачи со свободно плавающим континентом от известной задачи с неподвижным континентом состоит в том, что граничные условия для скоростей течений и температуры на границе с континентом ставятся в месте нахождения в каждый данный момент плавающего континента. При этом, скорость и положение континента заранее не известны, а определяются из решения всей системы взаимосвязанных дифференциальных уравнений.

Если континентов несколько, то уравнения движения (10-13) и уравнение для температуры (14) выписываются для каждого континента. Кроме того, при столкновении твердых контнентов ставится условие невозможности их проникновения друг в друга. Для этого в моменты соприкосновения континентов в какой-либо точке к силам вязкого сцепления с мантией к каждому континенту добавляется сила расталкивания континентов, приложенная в месте их касания и направленная противоположно относительной скорости континентов. Величина этой силы находится перебором из условия соприкасания и непроникновения континентов друг в друга в данный момент.

3. Модель

Мантия моделируется вязкой сферической оболочкой. На нижней границе (на границе ядро-мантия) принимается условие проскальзывания и фиксируется значение температуры T=T₀. Континенты моделируются твердыми толстыми дисками, плавающими в мантии подобно кораблям. На погруженной в мантию поверхности континентов (на подошве и на боковой поверхности) принимается условие полного прилипания, т.е. равенство нормальных и тангенциальных составляющих скоростей мантии и континента в данном месте. Также принимается равенство температуры и теплового потока в мантии в континенте в каждой точке соприкосновения. Толщиной части континентов, выступающей над мантией, пренебрегается. Температура во всех точках верхней поверхности континента полагается равной нулю. Также принимается равной нулю температура на верхней свободной от континентов части мантии.

Вязкость мантии принята постоянной. Фазовые переходы в мантии не учитывались. Число Рэлея, характеризующее интенсивность мантийной конвекции, взято равным Ra=10⁷. Температуропроводность континентов и мантии взята одинаковой 210^-6 m² s^-1. Толщины всех континентов приняты равными 250 км.

В качестве начального состояния континенты были, примерно, равномерно распределены по поверхности мантии. Центры континентов имели координаты по широте q =36^o, 90^o и 154^o, а по долготе j =0^o, 90^o, 180^o и 270^o. Континенты взяты в виде восьмиугольников. Но их форма неодинакова. Для простоты их размеры и форма были взяты из условия, что в начальный момент координаты их крайних угловых точек лежали ни линиях угловой координатной сетки по q и j с угловыми размерами по диаметру dq =36^o и dj =40^o, что соответствует диаметру порядка 4 тыс. км.

Рис. 1a

В качестве начального распределения температур было взято трехмерное распределение температуры в современной мантии. Усредненное по латерали распределение температуры по глубине в современной мантии без континентов в первом приближении известно [Solheim and Peltier, 1994; Tackley, 1996; Tackley et al., 1994; Trubitsyn and Rykov, 2000]. На рис. 1a приведены упрощенные распределения в мантии для адиабатической температуры (розовый цвет), нададиабатической или потенциальной темпрературы, характеризующей интенсивность конвекции (черный цвет) и полной суммарной температуры (красный цвет). Поскольку латеральные вариации температуры имеют порядок до 300 К, то они могут рассматриваться как поправки к радиальному распределению температуры. Их можно найти из предположения, что латериальные вариации плотности в мантии пропорциональны вариациям скоростей сейсмических волн [Anderson, 1989]. Коэффициент пересчета dlnr/dlnV_s обычно находится из данных лабораторных измерений и теоретических расчетов для минералов. В работе [Kaban and Schwintzer, 2000] это коэффициент был найден непосредственно из сопоставления данных сейсмической томографии и гравитационных аномалий. Сначала по данным о гравитационном поле для океанической мантии было найдено распределение плотности r. Сравнение этого распределения с данными о скоростях поперечных сейсмических волн позволило определить коэффициент dlnr/dlnV_s для океанической мантии. Этот коэффициент значительно меняется по глубине. Но поскольку при рассчете эволюции движения континентов вязкость берется постоянной, то для для простоты и для коэффициента dlnr/dlnV_s возьмем его приближенное среднее значение, примерно, 0,1.

Вариации плотности в мантии могут зависеть как от температуры, так и от химико-минералогического состава. Тепловая конвекция приводит к перемешиванию вещества с выравниванием состава, но создает латеральные вариации температуры. Полагая, что вариации плотности в основном обусловлены вариациями температуры r=r₀(1-aT) и полагая коэффициент теплового расширения a равным 210 ^-5, получим для коэффициента пересчета данных сейсмической томографии на температуру значение dlnV_s/dT=-210^-4 K^-1. Распределение поперечных скоростей сейсмических волн V_s было взято по модели [Ekstrom and Dziewonski, 1998]. Отметим, что предположение о химической однородности мантии не относится к континентальной литосфере. Поскольку она перемещается вместе с движущемся континентом и вещество в ней конвективно не перемешивается, то в течение миллиардов лет в ней должны были возникнуть значительные химические неоднородности. Летучие элементы могли вынести железо (и другие элементы и соединения) из континентальной литосферы в кору. Согласно расчетам [Forte and Perry, 2000] дефицит железа существенно облегчает аномально холодное вещество континентальной литосферы. Изменения плотности литосферы за счет дефицита железа и за счет температуры сравнимы по величине. В то же время сейсмические скорости слабо меняются при изменении химического состава.

4. Результаты

Начальное распределение температуры и координаты континентов были подставлены в уравнения конвекции с плавающими континентами (1-18). Результаты расчета эволюции системы мантия-континенты представлены в виде анимации (совокупности кадров 0000-4290). Номера кадров для удобства соответствуют моментам времени в Ma, для которых возникает соответствующая структура конвекции и расположение континентов.

Рис. 1b

Для удобства просмотра и копирования анимационных иллюстраций, имеющих обьем в несколько Мбайт, все иллюстрации разбиты на 5 групп. Группа 1 состоит из двух кадров 0000а и 0000б (рис. 1a и 1b), показывающих начальные условия.

Группа 2

Группа 3

Группа 4

Группа 5

Зная начальное распределение температуры и положение континентов при t=t₁=0, по уравнениям (2) и (14) находится распределение температуры в мантии и в континентах в следующий момент времени t₂=t₁+dt. Далее это новое распределение температуры подставляется в уравнение (1) и находятся скорости мантийных течений. По этим скоростям находятся вязкие силы, действующие на континенты, и скорости движения континентов. Далее континенты поворачиваются и перемещаются на расстояние, соответствующее этим скоростям и интервалу времени dt.

На кадре 0006 показано рассчитанное положение континентов, распределение теплового потока и скорости мантийных течений в момент времени t =6,6 Ma. Масштаб скоростей указан длиной стрелки, приведенной в левой части рисунка. Время указано в млн лет.

На последующих кадрах 0013-4290 показана полная рассчитанная эволюция системы вязкая нагреваемая мантия - плавающие твердые континенты. Как показывают расчеты, сначала континенты движутся в поле мантийных течений, соответствующих начальному распределению темпрературы, и уже к моменту времени t60 Ma (кадр 0065) затягиваются на места нисходящих мантийных потоков. Следует отметить, что появляющаяся более мелкая структура мантийных потоков частично обусловлена в слишком грубых расчетных сетках Rqj=3263672 и Rqj=161632, для которых численное дифференцирование оказывается недостаточно точным. Но результаты для обеих сеток качественно оказываются похожими. На более мелкой сетке распределение теплового потока становится несколько более гладким, скорости несколько меньшими.

Уже через, примерно, 100 Ma (группа рис. 2) проявляется тенденция континентов к обьединению в группы. Возможный механизм этого процесса состоит в том, что каждый нисходящий мантийный поток затягивает к себе соседние плавучие континенты (подобно щепкам в водовороте). Но каждый континент сидит на месте своего нисходящего мантийного потока и может двигаться преимущественно вместе с ним, так как при вязкости порядка 10²² Pas силы вязкого сцепления континента и мантии очень велики. Поэтому сближаются не только континенты, но и нисходящие холодные мантийные потоки. В результате возникает группа нисходящих потоков, которая еще сильнее стягивает к себе соседние и даже далекие континенты. К моменту времени t250-300 Ma (кадры 0253-0305) образуются две группы по три и пять континентов. В моменты времени t =351 Ma и t =409 Ma (кадр 0351 и кадр 0409) континенты показаны контуром, на просвет. Поэтому видно, что континенты находятся на самых холодных местах мантии с минимальным тепловым потоком.

К моменту времени t500 Ma (кадр 0500) обе группы континентов обьединяются между собой фактически в единый вытянутый суперконтинент, в который вошли десять из всех двенадцати континентов. В момент времени t =585 Ma (кадр 585) образовавшийся континент более отчетливо виден на полусфере, центральная точка которой имеет координаты q=120^o и j=20^o. На кадре 585б приведены только контуры континентов, чтобы были видны минимумы теплового потока. На кадре 585с для этого же момента времени приведено распределение не теплового потока, а температуры в мантии на глубине 300 км, т.е. под континентами, толщина которых равна 250 км. Этот рисунок подтверждает, что плавающие континенты постоянно стремятся занять места, где находятся самые холодные нисходящие мантийные потоки.

В момент времени t700 Ma (кадр 0689) суперконтинент начинает распадаться на две группы, каждая из которых состоит из пяти плотно соединенных континентов. Между этими группами континентов возникает полоса горячих восходящих мантийных потоков. Расстояние между этими группами за 130 Ma (кадр 0721) увеличивается на 1 тыс. км. Как видно на кадре 0786, под каждой группой континентов находятся фактически соединенные нисходящие потоки. Но уже с момента времени t900 Ma (кадр 0916) под серединой верхней группы континентов возникает и затем постоянно усиливается (кадры 0916-1014) горячий восходящий мантийны поток. К моменту времени t1200 Ma (кадр 1209) его размеры в поперечнике достигают 3 тыс. км. К моменту времени t1400 Ma (кадр 1404) верхняя группа континентов оказывается разорванной на две правую и левую части, состоящие соответственно из трех и двух континенитов.

В течение времени, начиная с t1600 Ma и до t2100 Ma (кадры 1631-2100) континенты оказываются достаточно рассеянными по сфере, оставаясь соединенными в группы по два, три, четыре континента. Затем начинается процесc нового обьединения континентов. К моменту времени, примерно, t2400 Ma (кадр 2405) в нижней правой части образуется суперконтиент из семи континенитов. Но опять, примерно под его серединой, в момент времени t2600 Ma (кадр 2632) возникает горячий восходящий мантийный поток, который в момент времени t2700 Ma (кадр 2730) отщепляет два верхних континента.

К моменту времени, примерно t3000 Ma (кадр 3022), образуются две близко расположенные группы континентов вблизи южного полюса.

В моменты времени, примерно t3388 Ma и t3445 Ma (кадры 3388a и 3445a), на полусфере на южном полюсе четко виден новый суперконтинент, обьединяющий десять из всех двенадцати континентов. На кадре 3388b видно, что на северном полюсе нет континентов. При контурном изображении континентов опять и на фоне теплового потока и на фоне температурного поля четко видно (кадр 3388c), что континенты занимают самые холодные места мантии. Аналогичная картина видна также на кадрах 4290а-4290с. Это обьясняет, почему, несмотря на теплоэкранирующий эффект континенитов, мантия на глубиных 200-300 км под современными континентами на 200^o холоднее, чем под океанами, т.е. почему континентальная литосфера толстая, высоковязкая и прочная.

5. Заключение

Целью работы была первая попытка расчета длительной эволюции системы мантия-плавающие континенты на трехмерной сферической модели, выяснение механизма дрейфа континентов и проверка возможности обьединения и расхождения континентов. Расчет длительной эволюции для трехмерной модели требует очень большого машинного времени и большого быстродействия компьютера. Поскольку авторы имеют возможность проводить расчеты только на пресональных компьютерах, то была взята предельно упрощенная модель и расчеты велись на грубых расчетных сетках Rqj=3263672 и даже Rqj=161632. Поэтому полученные результаты имеют более качественный характер. Кроме того, размерные значения скоростей и времен зависят от выбранного значения температуропроводности. Двукратное уменьшение коэффициента диффузии в два раза увеличит временные интервалы. Модель с переменными параметрами и более мелкой расчетной сеткой может несколько изменить значения теплового потока. Но как показывают расчеты для декартовых двумерных моделей, принципиальные этапы эволюции системы мантия-континенты оказывается одинаковым при изменении шага сетки даже в десятки и более раз.

Расчеты показали, что в принципе континенты дрейфуют не хаотически и не пассивно. Их движение подчиняется уравнениям переноса массы, тепла, импульса и момента импульса в системе мантия-континенты. При этом структура мантийных течений сильно зависит от наличия и движения континентов.

Поскольку нисходящие мантийные течения затягивают к себе плавающие на поверхности континенты, то они большую часть времени находятся на местах этих холодных мантийных потоках и перемещаются вместе с ними. Поскольку каждый нисходящий мантийный поток притягивает к себе все соседние континенты, то имеется тенденция континентов к обьединению. Этот процесс усиливается благодаря тому, что при обьединении континентов обьединяются и сцепленные с ними вязкими силами нисходящие мантийные потоки. В результате возникает обьединенная система нисходящих потоков, способная притянуть к себе даже далекие континенты.

Благодаря теплоэкранированию континентов мантия под суперконтинентом накапливается тепло. Вещество мантии становится легче, холодные нисходящие мантийные потоки ослабевают и под суперконтинентом, вместо нисходящих, возникают горячие восходящие мантийные потоки. Поскольку тепло легче накапливается под серединой суперконтинента, то он чаще должен раскалываться именно посредине.

Очевидно, что может быть много и других процессов, оказывающих влияние на формирование и распад суперконтинентов. Поскольку континенты тормозят выход тепла из мантии, то они частично уменьшают интенсивность конвекции и делают ее менее хаотичной. При взаимодействии мантийной конвекции и континентов конвекция вносит элементы хаоса, а континенты вносят элементы регулирования.

Благодарности

Литература

Добрецов Н. Л., Кирдяшкин А. Г., Глубинная геодинамика, 299 c., НИЦ ОИГГМ СО РАН, Новосибирск, 1994.

Трубицын В. П., Фазовые переходы, сжимаемость, тепловое расширение, теплоемкость и адиабатическая температура в мантии, Физика Земли, (2), 3-16, 2000а.

Трубицын В. П., Основы тектоники плавающих континентов, Физика Земли, (9), 3-40, 2000б.

Трубицын В. П., Бобров А. М., Физика Земли, (9), 27-37, 1993.

Трубицын В. П., Фрадков А. С., Конвекция под континентами и океанами, Физика Земли, (7), 3-14, 1985.

Allegre C. J., Chemical geodynamics, Tectonophysics, 82, 109-132, 1982,

Allegre C. J., Hart S. R. and Minster J. F., Chemical structure and the evolution of the mantle and continents determinated by inversion of Nd and Sr isotopic data, Eath Planet. Sci. Lett., 66, 177-213, 1993.

Anderson D. L., Theory of the Earth, Blackwell Scientific Publications, p. 366, Boston, Oxford, London, Edonburg, Melborne, 1989.

Anderson D. L., Hotspots, basalts and the evolution of the Earth, Science, 213, 82-89, 1981.

Anderson D. L., Isotopic evolution of the mantle, Earth Planet. Sci. Lett., 57, 13-24, 1982.

Becker T. W., Kellogg J. B. and O'Connell R. J., Earth. Planet. Sci Lett., 151, 351, 1999.

Brunet D. and Ph. Machtel, Large-scale tectonic features induced by mantle avalanches with phase, temperature, and pressure lateral variations of viscosity, J. Geophys. Res., 103, 4920-4945, 1998.

Bunge H. P., Richards M. A. and Baumgardner J. R., A sensitivity study of the three-dimansional spherical mantle convection at 10 ⁸ Rayleigh number: Effects of depth-depwendent viscosity, heating mode, and endothermic phase change, J. Geophys. Res., 102, 11,991-12,007, 1997.

Davies G. F., Whole mantle convection and plate tectonics, Geophys. J. Roy. Astron. Soc., 49, 459-486, 1974.

Davies G. F., Earth's neodymium budget and structure and evolution of the mantle, Nature, 290, 208-213, 1979.

Davies G. F., Geophysical and isotopic cobstraints on mantle convection: an interim eynthesis, J. Geophys. Res., 89, 6017-6040, 1984.

Davies G. F. and Richards M. A., J. Geol., 100, 151, 1992.

Davies G. F., Punctuated of plates and plumes through the mantle transition zone, Earth Planet. Sci. Lett., 136, 363-379, 1995.

DePaolo D. J. and Wasserburg G. J., Nd isotopic variations and petrogenic models, Geophys. Res. Lett., 3, 249-252, 1976.

DePaolo D. J. and Wasserburg G. J., Petrogenic mixing models and Nd-Sr isotopic patters, Geochemica et Cosmochemica Acta, 43, 615-627, 1979.

DePaolo D. J., Crustal growth and mantle evolution, Geochemica et Cosmochemica Acta, 44, 1185-1196, 1980.

DePaolo D. J., Nd isotopic studies; Some new perspectives on Earth structure and evolution, EOS, 52, 137-140, 1981.

Ekstrom G. and Dziewonski A. M., The unique anisotropy of the Pacific upper mantle, Nature, 394, 168-172, 1998.

Forte, A. M., and H. K. C. Perry, Geodynamic evidence for a chemically depleted continental tectonosphere, Nature, 290, 1940-1944, 2000.

Grand S. P., Tomographic inversion for shear velocity beneath the north American plate, J. Geophys. Res., 92, 14,065-14,090, 1987.

Grand S. P., Mantle shear structure beneath the Americas and surrounding oceans, J. Geophys. Res., 99, 11,591-11,621, 1994.

Grand S. P., van der Hilst R. D. and Widiyantoro S., Global seismic tomography: a snaapshot of convection in the Earth, GSA Today, 7, 1-4, 1997.

Gurnis M., Large-scale mantle convection and aggregation and dispersal of supercontinents, Nature, 332, 696-699, 1988.

Gurnis M. and Zhong S., Generation of long wavelengh heterogeneitiey in the mantle dynamics interaction between plates and convection, Geophys. Res. Lett., 18, 581-584, 1991.

Hoffmann A. W. and White W. M., Mantle plumes from ancient crust, Earth Planet. Sci. Lett., 57, 421-436, 1982.

Jackson I., Elastisity, composition and temperature of the Earth's lower mantle, Geophys. J. Intern., 134, 291-311, 1998.

Jacobsen S. V. and Wasserburg G. J., The mean age of mantle and crustal reservoirs, J. Geophys. Res., 84, 7411-7427, 1979.

Jacobsen S. V. and Wasserburg G. J., Transport models for crust and mantle evolution, Tectonophysics, 75, 163-179, 1981.

Jeanloz R. and Knittle E., Density and composition of the lower mantle, Phil. Trans. Roy. Astr. Soc. L. A328, 337-389, 1989.

Jordan T. H., Lithospheric slab penetration into the lower mantle beneath the Sea of Okhotsk, J. of Geophysics, 43, 473-496, 1977.

Kaban M. K. ans Schwintzer P., Seismic tomography and implications for models of the Earth's mantle, Geoforschung Zentrum Potsdam, Scientific Technical Report STR00/01, 2000.

Kellogg L. H., Hager B. H. and van der Hilst R. D., Science, 263, 1881, 1999.

Lowman J. P. and Jarvis J. T., Mantle convection models of continental collision and breakup incorporating finite thickness plates, Phys. Earth Planet. Inter., 88, 53-68, 1995.

Lowman J. P. and Jarvis J. T., Continental collisions in wide aspect ratio and high Rayleigh number two-dimensional mantle convection models, J. Geophys. Res., 101, 25,485-25,497, 1996.

Machetel P. and Weber P., Intermittent layered convection in a model mantle with an endothermic phase change at 670 km, Nature, 350, 55-57, 1991.

McCulloch, M. T., and V. C. Bennett, Early differentiation of the Earth: an isotopic perspective, Earth's mantle, I. Jackson, Ed., Cambridge Univ. Press, 1998.

O'Nions R. K., Evensen N. M. and Hamilton P. J., Geochemical modeling of mantle differentiation and crustal growth, J. Geophys. Res., 84, 6091-6101, 1979.

O'Nions R. K. and Oxburg E. R., Heat and helium in the Earth, Nature, 306, 429-431, 1983.

Nakanuki T., Yuen D. A. and Honda S., The interaction of plumes with transitions zone under continents and oceans, Earth and Planet. Sci. Lett., 146, 379-391, 1997.

Solheim L. P. and Peltier W. R., Phase boundary deflections at 660-km depth and episodically layered isochemical convection in the mantle, J. Geophys. Res., 99, 15,861-15,875, 1994. Steinbach V., Yuen D. A. and Zhao W., Instability from phase transitions and the timescales of mantle evolution, Geophys. Res. Lett., 20, 1119-1122, 1993.

Tackley P. J., Effects of strongly variable viscosity on three-dimensional compressible convection in planetary planets, J. Gephys. Res., 101, 3311-3332, 1996.

Tackley P. J., Mantle convection and plate tectonics: Toward an integrated physical and chemical theory, Science Print, 2888, 2002-2007, 2000.

Tackley P. J., Stevenson D. J., Glatzmaier G. A. and Schubert G., Effect of multiple phase transitions in three dimension spherical model of convection in Earth's mantle, J. Geophys. Res., 99, 15,877-15,901, 1994.

Trubitsyn V. P., Phase Transitions, Compressibility, Thermal Expansion, and Adiabatic Temperature in the Mantle, Izvestiya, Physics of the Solid Earth, 36, 101-113, 2000a.

Trubitsyn V. P., Principles of the tectonics of floating continents, Izvestiya, Physics of the Solid Earth, 36, 101-113, 2000b.

Trubitsyn V. P. and Bobrov A. M., Evolution of the mantle convection after Breakup of a Supercontinent, Izvestia, Physics of the Solid Earth, 29, 768-778, 1994.

Trubitsyn V. P. and Fradkov A. S., Convection under Continents and Oceans, Izvestia, Physics of the Solid Earth, 21, 491-498, 1985.

Trubitsyn V. P. and Rykov V. V., A 3-D numerical model of the Wilson cycle, J. Geodynamics, 20, 63-75, 1995.

Trubitsyn V. P. and Rykov V. V., A self-consistent 2-D model of mantle convection with a floating continent, Russian Journal of Earth Science, 1, (1), 1998a. http://eos.wdcb.ru/tjes/TJE98001/TJE98001.htm

Trubitsyn V. P. and Rykov V. V., 3-D Spherical models for mantle convection, continentl drift, and the formation and disintegration of supercontinents, Russian Journal of Earth Science, 1, (2), 1998b. http://eos.wdcb.ru/tjes/TJE98005/TJE98005.htm

Trubitsyn V. P., Rykov V. V. and Jacoby W., A self-consistent 2-D model for the dip angle of mantle downflow beneath an overriding continent, J. Geodynamics, 28, 215-224, 1999.

Trubitsyn V. P. and Rykov V. V., 3-D Spherical Models of Mantle Convection with Floating Continents, U.S. Geological Survey Open File Report 00-218, 88, 2000.

Turcott D. L. and Schubert G., Geodynamics: Applications of Continuum Physics to Geological Problems, 499 pp., John Wiley, New York, 1982.

van der Hilst R. D., Complex morphology of subducted lithosphere in the mantle beneath Tonga trench, Nature, 374, 154-157, 1995.

van dr Hilst R. D., Engdahl E. R., Spakman W. and Nolet G., Tomographic imaging of subducted lithosphere below northwest Pacific islan arc, Nature, 353, 37-43, 1991.

van dr Hilst R. D., Widiyantoro S. and Engdahl E. R., Evidence for deep mantle circulation from global tomography, Nature, 386, 578-584, 1997.

Zhong S. M., Gurnis M. and Moresi L., Role of foults, nonlinear rheology and viscosity structure in generating plates from instaneous mantle flow models, J. Geophys. Res., 103, 15,225-15,268, 1998.