Глава 02. СТРОЕНИЕ И СОСТАВ СОВРЕМЕННОЙ ЗЕМЛИ (1119265), страница 9
Текст из файла (страница 9)
2.15. Распределение давления (1) и ускорения силы тяжести (2) в Земле2.8. Распределение температуры в ЗемлеБесспорные факты существования дрейфа континентов, раздвижения океанического дна иего поддвига под островные дуги и активные окраины континентов андийского типа можнорассматривать как убедительные доказательства существования в мантии крупномасштабныхконвективных движений. Как уже отмечалось, благодаря таким движениям мантийноевещество оказалось хорошо перемешанным. Поскольку теплопотери Земли происходят толькочерез ее поверхность, то в недрах конвектирующей (подлитосферной) мантии в среднемдолжно устанавливаться адиабатическое распределение температуры, при котором ееизменения происходят только за счет сопровождающих конвекцию сжатий или расширениймантийного вещества, но без дополнительных теплопотерь.Адиабатический закон распределения температуры определяется сравнительно простойзависимостью. Однако при расчете температурных распределений по этому закону необходимоиметь в виду, что оно позволяет определять лишь градиенты температуры.
Для построения жесамой зависимости температуры от глубины необходимо задаться исходным значениемадиабатической температуры в начале отсчета, например на поверхности Земли. Ноповерхность Земли перекрыта холодной литосферной оболочкой, фактически представляющейсобой тепловой погранслой, в котором распределение температуры резко отличается отадиабатического закона.В такой ситуации за начальную температуру распределения следует приниматьприведенную к поверхности температуру мантии, определяемую по максимальнымтемпературам базальтовых магм, изливающихся в рифтовых зонах океанического типа или наокеанских островах гавайского типа.
Судя по прямым измерениям, такие температурыдостигают 1230–1320 °С. Учитывая возможные теплопотери магмы при ее подъеме поэруптивным каналам, примем приведенную к поверхности температуру мантии равной 1320 °С,или приблизительно 1590 К.Адиабатический закон в простом выражении позволяет правильно определять лишьградиенты температуры и только в однородном сжимаемом веществе. Если же в этом веществепод влиянием высоких давлений происходят фазовые полиморфные перестройки минеральныхассоциаций к более плотным кристаллическим структурам, то на этих же глубинах вконвектирующей мантии обязательно возникнут температурные скачки.
Если известнывозникающие при этом скачки плотности (например, по экспериментальным данным), тонетрудно определить и такие температурные перепады.Фазовые переходы к более плотным кристаллическим модификациям мантийноговещества сложного состава развиваются при разных давлениях и соответственно на разныхглубинах. Например, переход плагиоклазового лерцолита в пироксеновый наблюдается на49глубинах около 25 км, а переход от пироксенового к гранатовому лерцолиту при температурахгорячей мантии – на глубинах около 85 км.
Тепловые эффекты на этих границах невелики(всего 4 и 9 °С). Полиморфные преобразования мантийного вещества в переходном слое С наглубинах около 400 и 670 км более значительны, сопровождаются существеннымиизменениями плотности мантийного вещества и четко выявляются по сейсмическим данным.Первый из этих переходов связан с перекристаллизацией оливина в шпинелевую фазу, а второй– с распадом силикатов на простые окислы. По оценкам А. Рингвуда, теплота фазовыхпереходов на этих глубинах приблизительно равна 25 кал/г (1,05·109 эрг/г). В этом случаескачки температуры в конвектирующей мантии могут достигать 90 °С.
В переходной зонемантии до глубин около 900–1000 км могут происходить и другие кристаллическиеперестройки, например переход энстатита в структуру ильменита или перовскита. Поэтомуможно ожидать, что приблизительно на глубинах 700–800 км в конвектирующей мантиисуществует еще один температурный скачок около 50 °С. Глубже 900–1000 км других резкихграниц с фазовыми переходами мантийного вещества в более плотные кристаллическиеструктуры, судя по сейсмическим данным, ожидать трудно.В последние годы появилась серия интереснейших работ Р. Бёлера, посвященныхизучению режимов плавления силикатов, железа и системы Fe−FeO−FeS при высокихдавлениях (Boehler, 1993, 1996; Zerr, Boehler, 1993).
Изучение плавления этих веществпроводилось в статических экспериментах с использованием алмазных ячеек в прессах иразогрева образцов лазерными лучами. Полученная в таких экспериментах температураплавления основного минерала нижней мантии – энстатита, находящегося в структуреперовскита, при давлении около 625 кбар оказалась приблизительно равной 5000 ±200 К. Приэтом расчетная температура плавления энстатита-перовскита на границе с ядром по разнымоценкам достигает значений от 7000 до 8500 К. Бёлер сделал предположение, что и температураплавления мантийного вещества должна быть близкой к этим же значениям температуры.Полученные Бёлером результаты по фазовым переходам в железе при высокихдавлениях до 2 Мбар приведены на фазовой диаграмме состояний железа, изображенной на рис.2.16.
Экстраполяция экспериментальных данных на большие давления проведена по законуКлапейрона–Клаузиуса.Рис. 2.16. Фазовая диаграмма состояний железа при высоких давлениях. Крестиками отмеченыэкспериментальные данные Р. Бёлера (Boehler, 1993), экстраполяция кривой на большие давления проведенапо закону Клапейрона–Клаузиуса. Следует обратить внимание на то, что при давлениях р > 1 Мбар заметновозрастает градиент кривой плавления ε-железа.50Температура плавления эвтектического сплава Fex·FeO1−x при умеренных давлениях до300 и 600 кбар принималась по данным Е.
Отани, А. Рингвуда и В. Хайбберсона (1984, 1990),при давлениях до 1,4 Мбар – по данным Р. Бёлера, при более высоких давлениях – находиласьпо уравнению Клайперона–Клаузиуса, согласованному с экспериментами Р. Бёлера (рис.2.17).Экспериментальные данные подтверждают, что при низких и умеренных давлениях(приблизительно до 600 кбар) эвтектическая депрессия температуры плавления сплавовFex·FeO1−x весьма заметная и превышает 100 – 200 °С. Однако при больших давлениях, судя поданным Бёлера, эта депрессия сокращается до пределов точности экспериментов. Поэтомупринимается, что эвтектическая депрессия плавления системы Fex·FeO1−x при очень высокихдавлениях играет незначительную роль в термодинамике земного ядра.Очевидно, что скачки температуры на границах фазовых переходов первого родавозникают в мантии только тогда, когда ее вещество в процессе конвективного массообменапересекает такую границу (в статичной мантии любые скачки температуры сравнительнобыстро сглаживаются за счет обычной теплопроводности вещества).
При этом температурныескачки в веществе, пересекающем фазовые границы, возникают благодаря выделению (приэкзотермических переходах) или поглощению (при эндотермических переходах) тепла на такихфазовых границах.Рис. 2.17 Температура плавления эвтектических сплавов Fex·FeO1−x в зависимости от давления.Крестиками показаны экспериментальные данные: до 500 кбар – данные Е. Отани, А. Рингвуда и В.Хайбберсона (1984, 1990), на интервале давлений 700–1400 кбар – данные Р. Бёлера (1993), далееэкстраполяция по закону Клапейрона–Клаузиуса; пунктиром показана температура плавления железа,изображенная на рис.
2.16В зависимости от выделения или поглощения тепла перепад температуры может бытькак положительным, так и отрицательным. Так, на глубине около 400 км расположена граница сэкзотермическим переходом, тогда как граница на глубине 670 км характеризуетсяэндотермическим переходом. В соответствии с этим на глубине 400 км в конвектирующеймантии наблюдается положительный скачок температуры около 50 °С, а на глубине 670 км,наоборот, отрицательный перепад температуры приблизительно того же значения, как этопоказано на рис. 2.18.Температура плавления чистого железа существенно повышается с ростом давления, и награнице с ядром она достигает приблизительно 3200 К, тогда как температура плавления егосоединений близка к 3100 К.
Отсюда следует, что адиабатическая температура Земли на51границе мантии с ядром должна превышать 3100 К. По нашим оценкам, температура наповерхности земного ядра равна приблизительно 3130–3150 К и должна быть близка кадиабатической температуре Земли.Используя теперь принятое значение приведенной к поверхности температуры мантии1320 °С (1593 К) и найденные значения температурных скачков в областях существованияфазовых переходов, можно построить и само адиабатическое распределение температуры вмантии. В связи с большим молекулярным весом “ядерного” вещества градиент температуры наповерхности ядра скачком увеличивается, но затем плавно уменьшается до нуля в центре Земли(поскольку к центру Земли уменьшается до нуля и ускорение силы тяжести).
Температура же вядре монотонно и на этот раз без всяких скачков возрастает до предельного значения около6140 К (или приблизительно 5870 °С) в центре Земли (рис. 2.18 и табл. 2.3). Для сравнения нарис. 2.18 воспроизведены еще кривые плавления силикатов, железа и “ядерного” вещества.Рис. 2.18. Распределение температур в современной Земле: 1 – адиабатическая геотерма Земли,согласованная с экспериментами по плавлению железа и системы Fe–O–S; 2 – температура плавленияжелеза (до 2 Мбар – статические эксперименты Р.
Бёлера (1993), далее – экстраполяция этой температурыпо закону Клапейрона–Клаузиуса); штриховая кривая – температура плавления эвтектического сплаваFe·FeO (до 300 кбар по экспериментальным данным Е. Отани и А. Рингвуда (1984), до 1400 кбар – поданным Р. Бёлера (1993), далее – экстраполяция по закону Клапейрона–Клаузиуса, с учетом уменьшенияэвтектической депрессии Fe·FeO в области высоких давлений); 3 – температура плавления силикатов (при р≥ 240 кбар – температура плавления энстатита (Mg,Fe)SiO3: до давления 625 кбар – по экспериментальнымданным А.
Зерра и Р. Бёлера (1993), далее – экстраполяция по закону Клапейрона–Клаузиуса)Как видно из приведенных графиков, температура на поверхности земного ядра достигает3130 К, что приблизительно на 70 К ниже температуры плавления железа и приблизительно на30 К выше температуры плавления эвтектического сплава Fe·FeO, но на 9000 К (!) нижетемпературы плавления силикатов. Отсюда следуют важные теоретические выводы. Во-первых,окисно-железный состав внешнего ядра вполне совместим с его жидким состоянием. Вовторых, выделение “ядерного” вещества из мантии и его переход в земное ядро должнобыло происходить (и происходит сейчас) без плавления силикатного вещества мантии.В приведенном расчете температурного режима Земли распределение температуры в ядретакже принято адиабатическим.
Однако надо помнить, что такое распределение являетсяпредельным с верхней стороны. Судя по всему, в земном ядре нет заметных источниковэнергии и оно может либо остывать после перегрева, например, в прошлые геологические52эпохи, либо, наоборот, разогреваться за счет поступления в него тепла из мантии, в которойсуществуют мощные источники энергии. В первом случае распределение температуры в ядреостается адиабатическим, во втором оно может быть ниже адиабатического. В последнейситуации, правда, возникают сложности с объяснением происхождения магнитного поля Земли.Но это тоже кажущиеся сложности. При рассмотрении механизмов дифференциации мантии иформирования земного ядра будет показано, что в верхнем пограничном слое ядра должнывозникать стремительные течения жидкой и электропроводной смеси “ядерно-мантийного”вещества, замыкающие собой конвективные течения в мантии.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
