三维地震波速结构约束下的变黏度地幔对流及其动力学意义

第４９卷第５期２００６年９月地球物学报ＣＨＩＮＥＳＥ　　ＪＯＵＲＮＡＬＧＥＯＰＨＹＳＩＣＳＶｏ１．４９，　Ｎｏ．５Ｓｅｐ．，２００６　　朱涛，马宗晋，冯锐三维地震波速结构约束下的变戮度地慢对流及其动力学意义．地球物理学报，２００６，４９（５）：１３４７　－１３５８Ｚｈｕ　Ｔ，Ｍａ　Ｚ　Ｊ，　Ｆｅｎｇ　Ｒ．　３－Ｄ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｃｏｎｓｔｒａｉｎｅｄ　ｂｙ　ｓｅｉｓｍｉｃ　ｗａｖｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ａｎｄ　ｉｔｓ　ｇｅｏｄｙＣｈｉｎｅｓｅＪ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ），２００６，４９（５）：１３４７一１３５８ｉｍｐｌｉｃａｔｉｏｎｓ．三维地震波速结构约束下的变薪度地慢对流及其动力学意义　　　　　　　　　　　　　　朱涛’，２，马宗晋’，冯１中国地震局地质研究所，北京２中国地震局地球物理研究所，北京锐２１０００８１１０００２９摘要建立了三维勃度扰动下的变勃度地慢对流模型，并提供了在引人地慢的三维地震波速度结构下相应的求解方法．依此反演了瑞利数Ｒａ＝１护时，两种不同边界条件下的极、环型场对流图像，这有助于深化对地慢物质流动和大地构造运动的深部动力学过程的认识和理解．研究结果表明，不但地慢浅部的极型场对流图像显示出了与大地构造运动的相关性并揭示了其深部动力学过程，更重要的是，地慢浅部的环型场对流图像首次为我们认识和理解板块构造的水平与旋转运动提供了重要的信息：环型场速度剖面中在赤道附近存在一条大致南东东一北西西向的强对流条带，可能与环赤道附近大型剪切带的形成相关，进而表明可能是该带强震发生的深部动力学背景；在南北半球存在的旋转方向相反的对流环表明它们整体上可能存在差异旋转．关键词文章编号三维赫度扰动，变戮度模型，大地构造，环型场对流０００１－　５７３３　（２００６）　０５　－　１３４７　－　１２中图分类号Ｐ５４２收稿日期２００５一１１一１８，２００６　－　０５　－　２０收修定稿３－Ｄ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｃｏｎｓｔｒａｉｎｅｄ　ｂｙｗａｖｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ａｎｄ　ｉｔｓ　ｇｅｏｄｙｎａｍｉｃ　ｉｍｐｌｉｃａｔｉｏｎｓＺＨＵ　Ｔａｏ　１，２，ＭＡ　Ｚｏｎｇ－Ｊｉｎｉ，ＦＥＮＧ　Ｒｕｉ２Ｃｈｉｎａ１　Ｉｎｓｔｉｔｕｔｅ　ｏｆ　Ｇｅｏｌｏｇｙ，Ｃｈｉｎａ　Ｅａｒｔｈｑｕａｋｅ　Ａｄｎｕｎｉｓｔｒａｔｗｎ，　Ｂｅｉｊｉｎｇ　１０００２９，　　１，Ｃｈｉｎａ２　Ｉｎｓｔｉｔｕｔｅ　ｏｆ　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃｓ，Ｃｈｉｎａ　Ｅａｒｔ彻ｕａｋｅ　Ａｄｍｉｎｉｓｔｒａｔｉｏｎ，　Ｂｅｉｊｉｎｇ　１０００８Ａｂｓｔｒａｃｔ　　Ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｍｏｄｅｌ　ｗｉｔｈ　ａ　３－Ｄ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｃｏｎｓｔｒａｉｎｅｄ　ｂｙ　ｓｅｉｓｍｉｃ　ｗａｖｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｉｓｄｅｖｅｌｏｐｅｄ　ａｎｄ　ｉｔｓ　ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇ　ｓｏｌｕｔｉｏｎ　ｉｓ　ｐｒｅｓｅｎｔｅｄ　ｉｎ　ｔｈｉｓ　ｐａｐｅｒ．　Ｔｈｅ　ｐｏｌｏｉｄａｌ　ａｎｄ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓａｒｅ　ｐｒｅｓｅｎｔｅｄ　ａｔ　Ｒａｙｌｅｉｇｈ　ｎｕｍｂｅｒ　Ｒａ＝１０６　ｕｎｄｅｒ　ｔｗｏ　ｋｉｎｄｓ　ｏｆ　ｂｏｕｎｄａｙｃｒ　ｏｎｄｉｔｉｏｎｓ，ｒｅｓｐｅｃｔｉｖｅｌｙ，　ｗｈｉｃｈ　ａｒｅｈｅｌｐｆｕｌ　ｔｏ　ｆｕｒｔｈｅｒ　ｒｅｃｏｇｎｉｚｅ　ａｎｄ　ｕｎｄｅｒｓｔａｎｄ　ｔｈｅ　ｂｅｈａｖｉｏｒ　ｏｆｍｏｔｉｏｎ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｍａｎｔｌｅ　ａｎｄ　ｔｈｅ　ｄｅｅｐ　ｄｙｎａｍｉｃｉｏｎ。Ｏｕｒ　ｐｒｏｃｅｓｓ　ｏｆ　ｓｕｒｆａｃｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｍｏｔｒｅｓｕｌｔｓ　ｉｎｄｉｃａｔｅ　ｔｈａｔ　ｎｏｔ　ｏｎｌｙ　ｔｈｅ　ｐｏｌｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓ　ｉｎｌｅ　ｈａｖｅ　ｇｏｏｄ　ｃｏｒｒｅｌａｔｉｏｎｓ　ｔｏ　ｓｕｒｆａｃｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃ　ｍｏｔｉｏｎ，　ｂｕｔ　ａｌｓｏ　ｔｈｅ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｏｎｅｓ　ｒｅｖｅａｌ　ｉｍｐｏｒｔａｎｔｕｐｐｅｒｍｏｓｔｍａｎｔｉｎｆｏｒｍａｔｉｏｎｏｆ　ｔｈｅｉｒ　ｈｏｒｉｚｏｎｔａｌ　ｍｏｔｉｏｎ　ａｎｄ　ｒｏｔａｔｉｏｎ　ｆｏｒ　ｔｈｅ　ｆｉｒｓｔ　ｔｉｍｅ．Ｔｈｅｒｅ　ｉｓ　ａ　ＳＥＥ－ＮＷＷ　ｓｔｒｏｎｇ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎｚｏｎｅ　ｃｌｏｓｅｔｏ　ｔｈｅ　ｅｑｕａｔｏｒｚｏｎｅ　ｎｅａｒｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓ，ｗｈｉｃｈ　ｐｒｏｂａｂｌｙｗｉｔｈ　ｔｈｅ　ｌａｒｇｅ－ｓｃａｌｅ　ｓｈｅａｒｚｏｎｅ．Ｔｈｅｔｈｅ　ｅｑｕａｔｏｒ　ａｎｄｉｓ　ｔｈｅ　ｄｅｅｐ　ｄｙｎａｍｉｃ　ｂａｃｋｇｒｏｕｎｄ　ｏｆ　ｓｔｒｏｎｇ　ｅａｒｔｈｑｕａｋｅ　ｏｃｃｕｒｒｅｎｃｅ　ｉｎ　ｔｈｉｓ基金项目国家自然科学基金重点项目（４９８３４０２０）资助．作者简介朱涛，男，１９７３年２月生，四川岳池人，１９９７年７月毕业于西安石油学院，获工学学士学位；２００１〕年７月毕业于兰州地震研究所，获理学硕士学位；　　　　　　　　　　２００４年７月毕业于中国地震局地球物理研究所，获理学博士学位．现主要从事地球内部动力学研究和电阻率层析成像探测．ｚ　　　　　　　　　　ｘｌ一ｔａｏ　＠　ｙａｈｏｏ．　ｃｏｍ．　ｃｎ１３４８地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．４９卷ｏｐｐｏｓｉｔｅ　ｒｏｔａｔｉｎｇ　ｌａｒｇｅ－ｓｃａｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｒｏｌｓ　ｉｎ　ｔｈｅ　Ｓｏｕｔｈｅｎ　ｒａｎｄ　Ｎｏｒｔｈｅｎ　ｒｈｅｍｉｓｐｈｅｒｅｓ　ｓｕｇｇｅｓｔ　ｔｈａｔ　ｍａｙｂｅ　ｔｈｅｒｅｉｓ　ｄｉｆｅｒｅｎｔｉａｌ　ｒｏｔａｔｉｏｎ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｔｈｅｍ．Ｋｅｙｗｏｒｄｓ　　３－Ｄ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ，　Ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｍｏｄｅｌ，Ｓｕｒｆａｃｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｓ，　Ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ１引言地表板块的运动包含了能量几乎相等的极型分　　　　量和环型分量［１－４１，它们完整地描述了板块运动的整体特征．地表板块间的离散和敛合运动是地慢极型对流的典型表现，它很容易获得，是与地慢对流紧密联系的地慢密度非均匀性的结果，且能量在量级上能够和现今运动板块的匹配，能在很大程度上解释全球大地构造运动的特征和某些地球物理观测数据，而板块旋转及走滑运动则是地慢环型对流的典型表现，其产生机制不甚清楚．自２０世纪８０年代以来，很多研究者已经对环型场的产生机制及其地球物理意义作过深人的研究，主要包括两个方面，一是利用运动板块激发地慢的环型对流，在这类模型中，一般要求板块内部为刚性，而边界则为变形区域（薪度比内部低得多），并且作用于板块的总应力或力矩为零．研究结果表明，该类模型能获得能量几乎相等的极、环型场和良好的地表速度场以及大地水准面异常的拟合，但是环型场能量随着深度会快速衰减，主要存在于上地慢中，而极型场却在整个层中相对稳定（除两个边界处有所衰减外）［ｓ－９１．然而，由于板块边界处应力奇点的存在导致施加于旋转板块上的力矩趋于无穷会导致模型不自恰；二是利用地慢豁度横向变化产生环型对流，室内实验［９１和地震层析成像〔’“〕结果表明上地慢勃度极有可能存在强烈的横向变化．地慢乳度横向变化的引人，不仅会对对流状态和格局、相变动力学、地球内部热结构和板块动力学产生巨大的影响〔”一”〕，而且即使在均匀边界下，也能够自然地获得环型场分量．虽然其速度大小仅占总速度场的几个百分点，但是由于其能量主要存在于地慢浅部［２３，２４１，而且在局部区域，在地表附近的上升热柱的正上方或附近，环型运动速度可以达到极型速度场的３５％或更高〔２０，２１１，因此可能会对大地水准面异常、重力异常和地形起伏产生重要的影响［２ｓ－３１１，然而，这些研究没有利用地震波三维速度结构，虽然文献【３０」利用了这一数据，但没有考虑地球内部的热能量，显然偏离了实际的地球状态．本文将地震波三维速度结构引人变勃度地慢对　　　　流模型中，依据反演出的地慢对流—极型场和环型场对流图来认识和理解大地构造运动及其深部动力学背景．但是，如何合理地利用地震波三维速度结构呢？傅容珊等［３２，３３１的做法对我们极具启发意义：假设地震波速度结构数据对应的地慢横向不均匀结构是地慢热对流的结果，通过状态方程将层析成像数据转化为地慢温度不均匀分布并将之作为内部载荷引人基本方程中，将非线性项中的速度用温度异常来替代，从而将非线性项转换为附加载荷，同时将求解速度场径向分量的非线性方程转化为线性方程，获得了解析解，依此研究了不同深度和瑞利数下热对流运动的极型场的流动格局，并探讨了其可能的地球物理含义．这种在考虑到热传输方程的情况下，将地震波速异常转换为地慢内部的温度异常分布而反演地慢对流模型，尚属首次．然而，傅容珊等〔３２，３３１的模型中的勃度仍然为常数，因此没有获得环型场分量，更没有探讨其地球物理含义．本文将采纳傅容珊等［”，”〕的思路：首先利用状态方程将来自于地震波速异常的地慢密度异常转换为地慢内部的温度异常分布，在小豁度横向变化的假设下获得热对流运动的极型场分布；其次，根据Ｚｈａｎｇ　ａｎｄＣｈｒｉｓｔｅｎｓｅｎ［３。丁，将地慢密度异常转换为地慢乳度异常（转换中保证小茹度横向变化），然后结合上一步获得的极型场，计算得到环型场的分布．这样我们不但获得了地震波速异常约束下的极型场分量，更重要的是获得了与极型场祸合的环型场分量，这有助于我们深化认识和理解地慢的行为特征及地表大地构造运动，特别是水平与旋转运动的深部动力学原因．　　　　由于地慢中地震波速的变化是三维的，由之所得到的地慢赫度的变化也就是三维的，导致朱涛等［２４１建立的仅随纬度变化的豁度模型就不适用，本文发展了地震波约束的三维ａ度横向变化下的对流模型及相应的求解方法．在计算中，选取了两种边界：上下边界均为应力自由等温边界（简称Ｆ－Ｆ边界）和上刚性、下应力自由的等温边界（简称Ｒ－Ｆ边界），获得了瑞利数Ｒａ二１０６时每种边界下的极、环型场对流形态．结果表明，在地慢浅部如２００　ｋｍ深处的极型场对流剖面不但表现出了与板块边界（汇聚和发散边界）的良好对应关系，而且清楚地表５期朱涛等：三维地震波速结构约束下的变赫度地慢对流及其动力学意义１３４９明了各主要板块的运动方向和相对速率大小；在非洲大陆东北部存在的地慢物质的上涌中心，可能是形成东非大裂谷的深部动力学原因．不同深度的切面显示，参与欧亚大陆南缘和北美洲西缘造山活动的主体可能分别是４００　ｋｍ以上的印度洋板块和北其中应变率分量Ｅ。和向量Ｂ‘分别满足文献〔２４」中的式（５）和（６０　．　Ｔ。为无对流运动时的温度场，满足护Ｔ，　＝　０．　Ｔ是扰动温度场，即对流运动引起的对Ｔ。的偏离．ｖ为拉普拉斯算子．微分算子Ａ＝ｒｘ甲美大陆；２００　ｋｍ深度处地慢的环型场对流剖面，特（ｒ是长度为：的径向矢量），则Ａ，二Ａ－Ａ一ｓｉｎ　Ｏａ０１己　　别是Ｒ－Ｆ边界下的环型场速度剖面中在赤道附近存在一条大致南东东一北西西向的强对流条带，可能与环赤道附近大型剪切带的形成相关，进而表明可能是该带强震发生的深部动力学背景；在南北半球存在的旋转方向相反的对流环表明它们整体上可能存在差异旋转．２基本方程考虑内径为Ｒ，，　　　　外径为Ｒ２的充满了不可压缩的牛顿流体的同心球层，纯粹从球层底部加热，采用Ｂｏｕｓｓｉｎｅｓｑ近似，并取流体的普朗特数为无限大（Ｐｒ＝　ｖ／／６　，，为流体的运动学豁度，Ｋ为热扩散系数．地慢的普朗特数约１０２３　）．球层中流体的薪度为流体平均豁度，。和小扰动量ｉ之和．在球坐标系（（ｒ，０，ｒ０）中，控制变ａ度流体运动的无量纲方程见文献［２４」中的式（１）．将速度场“表述为极型标量场中和环型标量场０之和［［３ｄ］，对动量方程分别施加算子（ｒ＂０　ｘ）和（ｎ－ｖ　ｘ），并利用小豁度扰动的假设，可以推得ＯＺｎ２）Ｖ＝一Ｉ　　　　　・令ａｓｎｅ　ｉ　ａｓａ　　　２ｅｔａｒａ　．ｃｐ｝．　　ａ・＇　令器ａ＋　　ｓａａｒ　０　ａａｉｃＥｐ，Ｔ　０６・　　　　ｒｓｉｎ０　ａ２　ｃｐ　　　＋　　ｒｓｉｎ０　ａＴ　ａＴ＋　　　　　ｃｏｔ０（　ａ‘二１ｒａＢ　’二１ｒｓｉｎ０　ａｒｐ｝・二）・　　　　（ａＢａ２・　｝・ａ　ａ　　ｒ　ｃ　｝ａ０・令３０２　Ｅ　ｋ・　　　　令ａｉａ０　Ｅａａ　０・Ｉ　ｅ，９　ｉｎｒｓ　　　　　０　ａＥＴ）２ａｅ１　　ｄＣ＿＼ｒｓｉｎＯ—竺１１Ａ月　Ｉ　　ｌａＶＡ２中二Ｒａ　ｎ２　Ｔｒ　　　　　　ｎｅｓｉ１！爵－　ｃｏｓＯＢＷ］・　为　　双－ａ　　　一沼　，　　　　｜　　ｌｂ热传输方程为　０（Ｔ，＋Ｔ）０２Ｔ（ｌｃ）尹！　Ｘ　Ｓ　．飞　　门　　ａ０　　１　　ｎ口　　二，ａ、、　　ｄ口ｉ　下．十－，－布￣二ｒ一，干１　　　　　　　　ｓｉｎ｀日日动‘　　　０己｝Ｐ．式（１）便为求解变豁度模型下自由热对流的基本方程．３度横向变化的形式室内实验表明，　　　　地慢的豁度强烈依赖于温度、压力和应力（或应变率）［９］．有效薪度可以表述为：＝ＦｅｘｐＥ”＋尸ＶｋＲＴ其中Ｅ‘和ｖ“分别为激活能和体积，Ｆ为常量，Ｒ沙（２）是气体常量，Ｔ为温度，Ｐ为压力，ｋ是幂率指数，Ｅ是应变率张量的二次不变量．在Ｚｈａｎｇ　ａｎｄＣｈｉｒｓｔｅｎｓｅｎ［３０〕的模型中，采用如下赫度形式：＝，（ｒ）ｅｘｐ（ｃ８ｐ）（Ｃ　　　　　　＜ｃ２（；）＞一）‘’一‘）‘’‘，（３）其中Ｈ（ｒ）是与随深度变化相关的压力、平均温度、平均应变率和矿物结构等引起的径向分层勃度．８ｐ为密度异常．。是小量，是为了防止ｃ　－０时而导致赫度变为无穷大．常量。描述了在勃度随温度线性变化和私度随温度指数变化的假设下，茹度随温度的变化．对于一次近似，。可以根据下式计算：　　　　　　　　　　　　　　　　　　Ｅ’＋ＰＶ＊ｋ　　ＲＴ２　ｐｏ　ａ’（４）其中Ｔ为平均温度．ｐ。为地慢平均密度，ａ为热膨胀系数．估计常量。在０．２一１　ｍ３／ｋｇ之间．令式（（３）中的幂率指数ｋ二１时，获得随温度变化的豁度，此时为牛顿戮度．所以式（３）变为＇　　　　　　　　　　　　７＝Ｈ（ｒ）ｅｘｐ（ｃａｐ），（５）在此，用地慢平均豁度＇７。来替代分层豁度Ｎ（　ｒ），便获得豁度横向变化的分布　　　　　　　　　　　　呀＝ｒ／，　ｅｘｐ　（　ｃａｐ）一｝ｏ，（６）用地慢平均勃度，。对（６）式进行无量纲化后可得呀（ｒ，　　　　　　０，ｒＰ）＝ｅ　ｘｐ［ｃ８ｐ（ｒ，Ｂ，ｒＰ）］一１，（　７）通过（７）式，就可以将根据地震波速异常获得的地慢密度异常转换为薪度异常了，它具有三维分布形式．４球函数展开将待求量环型场标量函数Ｏ＇ｓ度扰动７和极１３５０地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．）４９卷型场标量函数毋展成球谐形式，分别如下：０＝习习ｏｆ　（ｒ）Ｙ，　（０，＊）ｚｒ只、、、｝　ａ、Ｊ　产艺习ｉ　｀ｍ（ｒ）　Ｙ，（０，＊）ｚ刀二ｒ吸、卜托Ｌ、Ｕ，夕巾＝艺Ｅ　（Ｐ（ｒ）Ｙ，＇（０，＊）２咬一城、，）ＣＪ、尹其中ｒ归，树是正规化的ｌ阶ｍ级面谐函数，形式为、　　　　　　　　　　；二ｎｍ，。、｛ｃｏｓ　ｍａｐ１　、ｓｉｎ爪甲，　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｒＮ，＝（２ｌ＋１）（ｌ一ｍ）！．．　沪２（ｍ＝０）２７ｒ，％（ｌ＋ｍ）！　一一、１　１（ｍ　０　０）其中Ｐ，ｍ（ｃｏｓ０）是正规化的ｌ阶ｍ级的缔合勒让德　函数．将（８）式带人（ｌａ）式中，并整理得ｄ　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｂ（＇２Ｄ，　　　　一‘　　　　必ｉ二ｒ２丫‘一一２、一ｊ＇。一ｚ２６功１ｂ丫‘：’一２，ｄｒ２＋ｒ２，　－１于（ｌ　、“尸一２久一，０　０）ｋ９ａ）氢１＝０ｍ＝０ｍ匀　　　　　　　　　　　　２－０１＇？ｂ２＇｀２一ｒ２　＇　　　　　　　　　　　　　　　ｄ沪；ｄ　ｒ）？、ｌ　　　　　　　　ｍ“ｍｅｘＩ　　　　　　　　Ｉ　　　ｅｍｕ１２＝艺艺习艺（ｒｕ）（　　１　　　　　　　　１二０爪１二０１ｏ２ｍＺ二０ｌ＝０），（９ｂ）其中ｒ２，　（　ｉ二４，５，６，７）和ｒ句（．ｉ＝５，６，７）为系数，它们的表达式见附录．将（８）式代人（ｌｂ）式中，　　　　利用小横向豁度变化的假设，可得　Ｄ　　中　鱼￣Ｔｒ（１０ａ）其中算子。，＝ｄ２２　ｄｌ（ｌ＋１）ｄｒ－　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　十下ｄｒ　　　　　　　　２将（８）式代人ｒ　　　　　　（ｌｃ）式中，并整理得Ｄ　　　　，Ｔｉ＝（・；）：争・（二：Ｔ　），ｍ，（１０ｂ｝其中ｕ；是速度的径向分量．如记积分球面为。，则（１０ｂ）式中的非线性项为“・甲Ｔ二令，１｝１＇１‘１Ｅ２，ｍ　２｛Ｉｌｌ（１２・１）。：攀］Ｙ；，：　十￣Ｔ　爪ｄ－Ｐ；Ｚ　　了」＋－Ｐｒ＇２　Ｊ１　（、己Ｂａｙ，＇ｌ　ａ十一万一下尸二一下丁一一１　　　　ａｙ，　ｌ１　一只尸一一！ｒａｙ－＇２２、１己Ｂｙ；２２ｓｉ　　ｎ－Ｕ　ｄｑ）　　ｄｑ　），１；。，１又又ｍ；；以，下，１３　＇＇３３　｝，ｍ｝（、己Ｔａｙ，　－３　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　３　ａ己Ｂｙ，　－１１＿ａ己Ｂ　　ｙ３＇３　ａ己ｒｙｐ；，＇　１１（１１ａ）（ｕ・，，，：＝丁。（ｕ・，，，二‘。・（１１ｂ）５引入三维地震波速结构　　　　假定地慢中地震波速异常对应的地慢横向不均匀结构是地慢热对流的结果，则可以将地震波速异常通过下式转换为地慢内部密度横向不均匀分布［３３］．ｄｌｎｐｄｌｎｖｓ＝０．４（１２ａ）ｄｌｎｖ，ｄｌｎｖｓ＝０．８（１２ｂ）其中ｐ，　ｖｐ和。ｓ分别为地慢密度、纵波和横波速度．然后通过状态方程（１３）将密度异常转换为地慢内部的热异常分布．也就是说，这样就可以通过地震波速度异常直接获得由地慢热对流引起的地慢内部的扰动温度场分布Ｔ，而不必再象文献「３５」那样利用Ｇａｒｌｅｋｉｎ方法去求解复杂的非线性方程组了，即大大简化了求解过程，降低了解的不确定性．ａｐ＝一ａｐａ　　　　　　　　　　　　　　　　　Ｔ．（１３）　　　　对于边界条件，由于存在于核慢边界底部的外核豁度比地慢薪度低得多，所以可以作为应力自由边界来处理，而对于上边界，如果把岩石圈板块作为静止的不发生弹性形变的边界来看，则可以假定为刚性边界，或考虑到软流层的豁度比地慢的低约两个量级，还可以将上边界作为应力自由边界来处理，因此本文研究了边界条件：上边界为刚性或应力自由，下边界为应力自由等温边界的情形，其数学表述为：　　　　对Ｆ－Ｆ边界，二访二”ａｌ　　　　　　　ｏ＿二，Ｔ二０＿ａ　，　３（ｒ二０　ｂ一　（，一ＥＴｒ＝ｒ　，　，　ｒ２　）　，（１４）　　　　　　　对Ｒ－Ｆ边界己巾己０，Ｔ＝０，　０＝０（在：＝ｒ２）（１５ａ）ａ　中一己　－夕　＝：，）　＝　０，　Ｔ二０，豁＝。（在・　　（１５ｂ）其中；。和ｒ２分别为Ｒ，和Ｒｚ的无量纲量．６计算结果及分析在假定地慢内部的密度异常、温度异常和薪度中中５期朱涛等：三维地震波速结构约束下的变勃度地慢对流及其动力学意义１３５１异常均由地慢内部热对流运动所引起的情形下，将来自于地震波速异常的地慢内部密度异常分别依照方程（１３）和（７）转换成地慢内部的温度异常和豁度异常．从（１）或者（９）式可以看出，在小ａ度横向变化的情况下，极型场和环型场的藕合是通过应变率分量Ｅ。来实现的．显然，要获得极型场和环型场，可以联合求解（１）或（９），（１０）式以及相应的边界条件（１４）或（１５）式，根据文献［２３，２４〕的结果知，在小牛顿豁度横向变化下，环型场速度仅占总速度场的几个百分点，即环型场速度远远小于极型场速度，因此在求解过程中可忽略（ｌｂ）式右端第二项．同样，也可忽略（１０ｂ）式右端非线性项中包含了环型分量沪的项．如果在扰动温度场分布Ｔ未知的情况下，求解过程相当困难和复杂，需要大量的时间，而且很难获得稳定解．然而，在引人地震波三维速度结构后，通过状态方程（１３）式就可以直接获得扰动温度场分布Ｔ．这样不但使得方程的未知参数由３个（，Ｄ，　０和Ｔ）减少到了２个（中和０），大大减少计算量，获得稳定的解，更重要的是利用了观测资料—地慢地震波三维速度结构来约束模型，使模型更加贴近实际．分析式（９），（１０）和相应的Ｆ－Ｆ（１４）式或Ｒ－Ｆ（１５）式边界条件发现，由于已知扰动温度场分布Ｔ，因此可以利用（９）和（１０ａ）或（１０ｂ）式及相应的任何一种边界条件（１４）或（１５）式就可以获得对流场分布，也就是说，在利用地震波速异常获得扰动温度场分布Ｔ之后，（９），（１０）式和相应的边界条件（１４）或（巧）式就构成了求解对流场的超定方程组，在此应用了最小二乘法进行求解［３６１用来描述地球地慢中地震波速异常的模型很　　　　多［３７　－４１１，此处利用的是文献［４０」中的ＳＨ１２ＷＭ１３模型．虽然这个模型不是最新的，但是它便于利用球谐表示全地慢的密度异常，而且文章主要着眼于全球大尺度的研究，它完全可以满足需要．在计算中，将地慢（内边界半径３４７１　ｋｍ，外边界半径６２７１　ｋｍ）沿经度、纬度和深度方向分成１４４　ｘ７２　ｘ５６的网格（相当于平面上２．５０　ｘ　２．５０的网格，深度上每层厚度为５０　ｋｍ），根据ＰＲＥＭ地球模型［４２１以及地震波速和密度之间的转换关系（１２）式计算了地慢内部的密度异常，再根据式（７）和（１３）式分别获得了地慢内部的豁度异常和扰动温度场．考虑到上下边界处存在密度异常，由之所转换而成的温度异常在该处不为０，因此在计算中将上下边界处温度异常强制设为０．考虑到地慢的瑞利数Ｒａ约在１０６一１０，之间［４３］，本文选取Ｒａ＝１护进行计算，以从量级上接近地慢的真实瑞利数．在本文中，球谐展开的最大阶数为６．为了检验计算中所用到的球谐系数的合理性，　　　　作出了深度２００　ｋｍ处的原始扰动温度场以及相应的球谐还原后的结果（图１）．对比分析图１（ａ，ｂ）后看出，展开的结果是合理的．６．１程序验证为了验证计算程序和方法的正确性，　　　　本文将采用输人扰动温度场分布Ｔ，然后利用程序计算获得极型场分布的方法．在此，选用文献「科」中结果．需说明的是，在文献〔４４」中，采用的是Ｇａｌｅｒｋｉｎ方法求解非线性方程组而获得了扰动温度场分布Ｔ和极型场分布，求解过程十分困难，非常费时，且很难获得稳定的解．在此将扰动温度场分布Ｔ作为已知量，利用本文的计算程序计算出极型场分布，然后对比文献仁４４」中相应的结果．对比图２ａ和２ｂ，可以看出两者的图像极其相似．计算各对应点的相对误差可知，两者的速度在角度上的相对误差基本上小于３％，但有几个值差别相当大，超过了５０％（在图３ｃ中没有显示出来），而速度大小的相对误差基本上小于１．５％，有个别的达到了１０％（图２０，这表明本文的计算程序所获得的结果是可靠的．在这个核心程序的基础上，添加了计算环型场的代码．６．２极型场对流图像及其地球物理含义考虑到大陆和海洋地壳的简单差异：大陆较冷　　　　而厚，其运动速率相对较小，海洋较热而薄，其扩张速率相对较大，因此，我们认为，刚性边界更适合大陆地区，而应力自由边界更适合大洋地区，即在分析大陆地区时，使用了Ｒ－Ｆ边界的结果，而分析大洋地区时，则使用了Ｆ－Ｆ边界的结果．６．２．１大陆地区　　　　图３ａ显示了２００　ｋｍ深度处Ｒ－Ｆ边界下瑞利数Ｒａ＝１０６的极型场对流剖面和地表运动的关系．可以看出，欧亚大陆、非洲大陆和美洲大陆的运动速率相对较低；除在非洲大陆的东北部地区存在明显的对流发散中心外，在其他大陆底部不存在发散或汇聚中心，以整体漂移；在印度洋板块与欧亚板块交界处的喜马拉雅一阿尔卑斯造山带以及太平洋板块和欧亚板块交界处的西太平洋俯冲带对应着对流运动的汇聚区，这可能是由于地慢对流驱动印度洋板块快速向北漂移，太平洋板块快速向北西一西漂移（图３ｂ），而欧亚板块相对稳定，造成了印度洋板块向北碰撞欧亚板块，而太平洋板块向北西一西俯冲到欧亚板块之下，从而形成了大型的喜马拉雅一阿尔卑斯碰撞带和西太平洋俯冲带．在欧亚板块西北１３５２地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．）４９卷８门一一￣一‘一－－一￣－－－一￣，￣Ｕ６Ｃ〕４』口（。）、，０Ｊ月曰一Ｕ一２０（ａ）＿４０６０任于万资－－－－－－－－－－－－－砚飞Ｓ一口一户８｝Ｕ．毛毛二二、　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　￣，一￣－－一－一＿－一＿＿＿－一￣￣￣￣，户卜三于三三于二丁二一‘一０５０１００１５０｝ｏｎｇ．　２００　　　　　　２５０３００３５０Ｌ／　（０）－－－－－－一－－－一一，－－－－一￣８ｎ〕６０４八〕（。）、．书，‘ｎ｝曰０（ｂ）２八Ｕ４工Ｕ６』Ｕ内０内Ｕ一万三之耳至、：“、二、‘、，习竺竺竺，￣一尸一－一二二：二二二二二０５０１　００注三至三全万于三获三三：二１５０　　　　　　　Ｌｏ　　　　ｎｇ．　２００／　（０）２５０３００图１　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　２００　ｋｍ深度处扰动温度剖面的等值线图（ａ）来自于地震层析成像的结果；（ｂ）将（ａ）的结果进行球谐展开后，还原的结果．Ｆｉｇ．　１　Ｔｈｅ　ｃｏｎｔｏｕｒｓ　ｏｆ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ　ｄｅｖｉａｔｉｏｎ　ａｔ　２００　ｋｍ　ｄｅｐｔｈ（ａ）　Ｆｒｏｍ　ｓｅｉｓｍｉｃ　ｔｏｍｏｇｒａｐｈｙ；　（ｂ）　Ｒｅｃｏｎｓｔｒｕｃｔｉｎｇ　（ａ）　ｕｓｉｎｇ　ｓｐｈｅｉｒｃａｌ－ｈａｒｍｏｎｉｃｓ．部受到了来自大西洋板块的挤压，但是它们之间的除了西太平洋俯冲带还对应着对流运动的汇聚区域运动方向基本相同，好象形成了一个“整体”，因此在外，印度洋板块下的对流运动方向已经偏向了东，而它们的边界没有形成明显的发散或汇聚运动，这可且东太平洋与美洲西缘的汇聚运动已经不存在了，能是欧亚板块西北缘不存在大型造山带或俯冲带的这说明印度洋板块向北运动的主体主要存在于原因．４００　ｋｍ以上的部分，即与欧亚板块发生碰撞作用的　　　　在非洲大陆东北部存在一个明显的对流发散中部分是印度洋板块４００　ｋｍ以浅的区域，正是它们的心，导致非洲大陆向东北扩张的速率远大于向西南碰撞造山作用才形成了喜马拉雅山脉．同样，对于的速率，这种差异运动可能导致了东非大裂谷的出北美洲来说，可能因为其底部４００　ｋｍ以下的部分没现．在美洲，无论是北美洲还是南美洲，它们的运动有参与其西缘的造山活动，而在南美洲，其西向运动方向和大西洋西部的扩张方向一致，没有在大西洋的状态还没有改变，但是对流运动的汇聚带几乎正和美洲边界形成明显的地慢对流运动的发散和汇聚对着在地表观测到的东太平洋中脊，这种汇聚带的中心，因此没有产生大型的造山带和俯冲带，但在美西向移动可能表明了形成东太平洋中脊的热柱随深洲大陆西缘，其南西一南东向的运动与东太平洋北度向西的分布［州．西太平洋，特别是千岛一勘察加东一东向的运动发生剪切与碰撞，这可能是导致美和伊豆一小笠原地区的汇聚运动表明太平洋板块向洲西缘丛山峻岭出现的深部动力学原因．西至少俯冲到了４００　ｋｍ深度以下．３００　　　　　ｋｍ深度的速度分布图（图４ａ）也显示出了６．２．２大洋地区与大陆地区大型构造的良好对应关系，而且欧亚板　　　　图３ｂ显示了２００　ｋｍ深度处Ｆ－Ｆ边界下瑞利数块表现得更加稳定，但是到了４００　ｋｍ深度（图４ｂ），Ｒａ二１０６的极型场对流剖面和地表运动的关系，５期听．卜ｗｅ叶ＩＬＩ月Ｕｒ｜１．叶．．Ｌ｜己ｌｅｅｆ｜ｎＩＰ００６０５５００５朱涛等：三维地震波速结构约束下的变勃度地慢对流及其动力学意义１３５３、，一￣一￣产一￣声一、，一￣碑一（ｂ）一、￣‘Ｊ．＼／／／｜＼＼￣，一￣Ｊ．刀口一＼／一一、１ｒ／￣５０００一、／２、户一、１，＼．．．‘，．．．．．．，＼／口了一一味、子洲甲己．百１‘甲１＼＼训丫伙，＼与＼／饰、一＼２／Ｊ．．‘．／、／｜＼＼１一＼了／‘，．．．．‘？．．．．．二．．．．．．．＼｜／＼，（ａ）Ｒ一Ｆ边界现在如果只看大洋地区的对流状态，就会发现，在印度洋、东太平洋和大西洋中脊附近存在明显的发散运动，它们是地慢热物质上涌的中心．东太平洋中脊处地慢对流运动最强烈，导致其扩张速率最大，其次是印度洋中脊，最弱的是大西洋中脊．在印度洋地区存在强烈的北向流动，而在太平洋地区在整体上存在明显的北西一西向流动，这可能是印度洋快速北向漂移与欧亚板块发生碰撞，形成大型造山带—地中海一喜马拉雅山碰撞带以及西太平洋向北西一西俯冲到欧亚板块之下，形成西太平洋俯冲带的深部动力学原因．６．３环型场对流图像及其地球物理含义　　　　图５显示了Ｒ－Ｆ和Ｆ－Ｆ边界下２００　ｋｍ深度处的环型场对流剖面．虽然环型场的对流幅度小，但有　召日　、叫　　　　　　　　　　　　　　　　　　日习、叫、么＼｜／／．．．．．．甲１．．．．‘，．．．．盆．．．．Ｊ，几甘１尸召丫于尸训丫一　　　．、　　　　｜、　卜卜．．．孟甲．１１４５００、￣＼￣｝Ｉ、、、、、、＼０５４００４０５３‘甲．．．．．‘甲‘‘．．＼￣（ｃ）（ａ，　　　　　　ｂ）中相应数据点的相对误差，其中空心三角形代表角度的相对误差，实正方形块代表速度大小的相对误差．（ａ）　Ｒ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｙｒ，　Ｒａ＝１０６，ｐｏｌｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎ　ａｌｏｎｇ　ｍｅｒｉｄｉａｎ　ｗｉｔｈ　ｌｏｎｇｉｔｕｄｅ　Ｔ二４５０，　Ｆｉｇｕｒｅ　４　ｉｎ　ｐａｐｅｒ　［４４］；（ｃ）　Ｔｈｅ　ｒｅｌａｔｉｖｅ　ｅｒｒｏｒｓ　ｏｆ　ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇ　ｐｏｉｎｔｓ　ｉｎ　（ａ）　ａｎｄ　（ｂ）；（ｂ）　Ｔｈｅ　ｃｏｍｐｕｔｅｄ　ｐａｔｔｅｒｎｓ场ｏｕｒ　ｐｒｏｇｒａｍ　ｉｎ　ｔｈｉｓ　ｐａｐｅｒ；ｓｏｌｉｄ　ｓｑｕａｒｅｓ　ｒｅｐｒｅｓｅｎｔ　ｔｈｅ　ｅｒｌａｔｉｖｅ　ｅｒｏｒｒｓ　ｏｆ　ｍａｇｎｉｔｕｄｅ．Ｂｌ　　　　ａｎｋ　ｔｒｉａｎｇｌｅｓ　ｒｅｐｒｅｓｅｎｔ　ｔｈｅ　ｅｒｌａｔｉｖｅ　ｅｒｏｒｒｓ　ｏｆ　ａｎｇｌｅａｎｄ　沪‘＼、、＼井，者户／．１．．胜．．．，４０００／二声声沪产３５００’、、￣／１１、、‘、乡／２０　　　　　４０６０　　　８０　　１００　　１２０　　１４０　　１６０　　１８００　　　　　　２０　　　４０　６０　　　８０　　　１００　　１２０　　１４０　　１６０　　１８０Ｂ　／（＊）０Ｗ）　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　８卜△Ｒａ＝ｌｏｂ，沿经度９｝　＝　４５“的子午面截得的极型场对流图样，文献〔４４〕中的图４；　（ｂ）利用本文计算程序获得结果；Ｒ为地球的实际半径，０为余纬．　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　』０』』。。奋１书一。名翎孵友奥６｝△ｅ　　　　　　　　　　　　　　ｅ△　　△－－－一‘－一左一－０－　－０，一‘ｅ－－一０占０　｝ｅ　０端　　　　　　　ｅｅ　０　｝　ｅ　　　　　　　　ｅｏ　ｏｄｎ　　ｅ４｀ｂｎ｝　０ｅ６｝　２０　４０６０　　　　８０　　　　１００　　　１２０１４０　　　　１６０数据点Ｄａ　　ｔａ　ｎｕｍｂｅｒ图２计算程序的验证图　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　Ｆｉｇ．　２　　Ｖｅｒｉｆｉｃａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｃｏｍｐｕｔｉｎｇ　ｐｒｏｇｒａｍ两个全球性特征引起了我们的重视．（１）在南半球存在一个大尺度的左旋对流环，而在北半球存在着一个与之方向相反的右旋对流环，表明在南半球可能存在整体的左旋运动，而北半球的太平洋地区存在整体的右旋运动，即南北半球可能存在整体的反向转动；（２）赤道附近区域大范围的南东东一东西向的强对流条带的存在，可能是导致环赤道大型剪切系统［４５１的深部动力学原因．７讨论与结论　　　　本文建立的模型简单，首先边界条件非常简单，只将边界假定为刚性或应力自由等温边界，没有考虑到边界形变以及地表地形，俯冲带等特征；其次仅１３５４地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．）４９卷一扮矛尸了，１“、、、．、、翎口心一夕宁７呀吓．下ｌ丈策二飞飞，，／１／沪户今、、‘、、、召」一一一一一一一Ｌ一．一一一」Ｌｅｓｓｅｅｓｅｓｅｓ．一」一一一５０　　　　　　　　　　　　１００　　　　　１５０图３深度为２００　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｋｍ处不同边界下的极型对流剖面和地表运动的关系图中黑三角为汇聚带，白圆圈为发散带，　　　　下同．（ａ）Ｒ－Ｆ边界，最小速度１１．９９，最大速度９７６．８１；（ｂ）Ｆ－Ｆ边界，最小速度４．５２，最大速度７０２．　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　７１．速度为无量纲值，下同．Ｆｉｇ．　３　　Ｔｈｅ　ｒｅｌａｔｉｏｎｓ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｐｏｌｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓ　ａｔ　２００　ｋｍ　ｄｅｐｔｈ　ｕｎｄｅｒ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｂｏｕｎｄａｙｒ　ｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓ　ａｎｄ　ｓｕｒｆａｃｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｓ　　　　Ｓｏｌｉｄ　ｔｒｉａｎｇｌｅｓ　ｒｅｐｅｒｓｅｎｔ　ｃｏｎｖｅｒｇｅｎｔ　ｚｏｎｅ　ａｎｄ　ｂｌａｎｋ　ｃｉｒｃｌｅｓ　ｄｉｖｅｒｇｅｎｔ　ｚｏｎｅ．　Ｔｈｅ　ｓａｍｅ　ｂｅｌｏｗ．　（ａ）　Ｒ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｙｒ，　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　１１．９９，ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　９７６．８１；（ｂ）　Ｆ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｒｙ，　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　４．５２，　ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　７０２．７１．Ｔｈｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｉｓ　ｄｉｍｅｎｓｉｏｎｌｅｓｓ，　ｔｈｅ　ｓａｍｅ　ｂｅｌｏｗ．２５０　　　　图４Ｒ－Ｆ边界下不同深度的极型场对流剖面（ａ）　　　　　　　　　　　　　　　３００　ｋｍ，最小速度８．２３，最大速度９１６．１２；　（ｂ）　４００　ｋｍ，最小速度１０．５７，最大速度９８２．３９．Ｆｉ　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｇ．４　　Ｐｏｌｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓ　ａｔ　ｄｉｆｅｒｅｎｔ　ｄｅｐｔｈｓ　ｕｎｄｅｒ　Ｒ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｒｙ（ａ）　３００　ｋｍ，　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　８．２３，　ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　９１６．１２；　（ｂ）　４００　ｋｍ，　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　１０．５７，　ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　９８２．３９．使用了地震波速异常数据，而没有用更多的如大地　　　　在分析大陆地区和大洋地区的地表构造运动和水准面异常、重力位异常、重力均衡异常以及ＧＰＳ地慢对流的关系时，考虑到大陆地区冷而厚，大洋地数据来约束模型，但是，我们的模型却在前人的基础区热而薄的特点，因此分析大陆地区的对流状态时上有所发展．首先，虽然在将地震波速异常转换成采用了Ｒ一Ｆ边界的结果，而对大洋地区，则采用了地慢内部的温度结构时方法跟前人〔”，”丁相同，但在Ｆ一Ｆ边界的结果．这样进行对比分析后，深化并获求解过程中我们没有作任何简化，直接用数值方法得了新的认识．获得了极型场分布，它可能包含了更丰富的信息；其　　　　本文所获得的地慢浅部２００　ｋｍ深度处的极型次，将一维勃度扰动下的对流模型ｆ　２ｉ１发展成为三维场对流剖面不但与地表构造联系密切，而且为它们赫度扰动下的对流模型，并提供了相应的求解方法；的形成提供了动力学解释：（１）印度洋板块下存在明最后，利用了地震波速异常来约束对流模型，不但获显的北向流动，致使印度洋板块快速北向漂移与相得了极型场，更重要的是获得了环型场，为我们首次对稳定的欧亚大陆发生强烈碰撞，形成了地中海－认识和理解地慢内部物质，甚至地表板块的水平和喜马拉雅造山带，导致了一系列大地震的发生，该带旋转运动特征提供了帮助，所以本文的结果具有重处存在强烈的对流汇聚运动．不过，与欧亚板块发要的意义．生碰撞的印度板块的主体可能存在于４００　ｋｍ深度５期朱涛等：三维地震波速结构约束下的变勃度地慢对流及其动力学意义１３５５０　　　　　　　　　５００　　　　　１５０　　　　　２００　　　　　２５０３００　　　　　　３５０Ｌｏｎｇ．　　　　　　　　　／　（０）图５深度为２００　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｋｍ处不同边界的环型场对流剖面和地表运动的关系（ａ）Ｒ－　　　　　　　　　　　　　　　　　　Ｆ边界，最小速度２．３５，最大速度３０．５８；　（ｂ）　Ｆ－Ｆ边界，最小速度１．８１，最大速度１７．６９．Ｆｉ　　　　　　　　ｇ．　５　　Ｔｈｅ　ｒｅｌａｔｉｏｎｓ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐａｔｔｅｒｎｓ　ａｔ　２００　ｋｍ　ｄｅｐｔｈ　ｕｎｄｅｒ　ｄｉｆｆｅｅｒｎｔ　ｂｏｕｎｄａｒｙ　ｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓａｎｄ　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　ｓｕｒｆａｃｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｓ（ａ）　Ｒ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｙｒ，　ｔｈｅ　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　２．３５，　ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　３０．５８；　（ｂ）　Ｆ－Ｆ　ｂｏｕｎｄａｙｒ，　ｍｉｎｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　１．８１，ｍａｘｉｍｕｍ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　１７．６９以浅；（２）太平洋板块下北西一西向的强烈流动，导平洋洋脊基本和图６中的一致，但在图６中没有显致太平洋板块快速向北西一西方向插人欧亚板块之示出大西洋洋脊附近的发散运动．对比分析表明，下，形成了西太平洋深俯冲带．且太平洋板块，特别文中的结果还是良好的．是千岛一勘察加和伊豆一小笠原地区至少俯冲到了４００　ｋｍ以下的深度；（３）地慢对流驱动美洲大陆南西一南东向的运动和东太平洋北东一东向的运动发生剪切和碰撞导致了其西缘的大规模造山运动．但在北美洲，参与造山的部分可能是其西缘４００　ｋｍ以浅的区域，而在南美洲，可能由于形成东太平洋中脊的热柱随深度西移［ａｌｌ，在４００　ｋｍ深度上停止了其西缘的造山运动；（４）在印度洋、东太平洋和大西洋中脊存在显著的发散运动，它们是地慢物质上涌的中心．２ＯＯ２５Ｏ３Ｏ０　Ｚ　扩ＪＩ　　在钻度存在横向变化的情形下，极型场和环型　　　　　　场发生了藕合．虽然本文获得的环型场对流速度要图６利用ＨＳ２－ＮＵＶＥＬＩ模型获得的地表板块运动图像Ｆｉ　　　　　　ｇ．６　　Ｐｌａｔｅ　ｍｏｔｉｏｎ　ｆｏｒｍ　ＨＳ２－ＮＵＶＥＬＩ　ｍｏｄｅｌ远小于极型场速度，但是其对流形态，特别是２００　ｋｍ深度处的对流形态第一次向我们展示了地表板块和构造的可能水平或旋转运动状态及其深部动力学成　　　　当然，本文的模型仅仅引入了地震波速结构，还没有用其他地球物理资料如重力、板块绝对运动等因：（１）赤道区域附近南东东一北西西方向的强对流来进行约束，仍然相当简单，并且边界条件也只简单带可能与环赤道的大型剪切带形成有关；（２）南北半而统一地使用了刚性或应力自由边界的假设，这可球可能存在旋转方向相反的差异旋转运动．能是导致某些区域的对流状态与实际观测具有差异对比文中的结果（图３）和ＨＳ２－　　　　ＮＵＶＥＬＩ模型描的原因．如在对流图像中没有体现出环南极的扩张述的板块运动图像（图６）可以看出，Ｒ－Ｆ边界（图运动和太平洋北部的俯冲运动；对流剖面中的发散３ａ）所揭示的南、北美洲和南极洲的运动方向和图６中心并不正对着洋中脊，特别是印度洋和东太平洋中的在很大程度上是一致的，而欧亚大陆偏差较大．中脊等等．所以，在今后的研究中，不但要引入更多图３ａ中，在非洲东北部存在明显的对流发散中心，的实测地球物理资料来约束模型，而且在边界处理可能是东非大裂谷出现的深部动力学原因，而在图上应该区别对待大陆和大洋地区，这样才能使模型６中没有明显体现．Ｆ－Ｆ边界（图３ｂ）所揭示的在三更加完善，接近真实情形，为认识和理解浅部构造的大洋中脊存在明显的对流发散运动．印度洋和东太深部动力学成因提供更多、更好的帮助．１３５６地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．　）４９卷附录嘛盯月帅玩尸１ｍ，１ｌ　１＇　＇ｍ１２＝几＝２２Ｊ　０‘Ｉ１ｃｆ０　ｎ　　　ａ２ｒＴｎＹａｍ１ＢｌＹ　　　　　，２２　Ｙ；　　ｄＢｄ｝ｐ’（Ａ１７）（Ａ１８）ｒ２礼川ｒ札１８１ｒａｙ介ａ价　Ｙ１２２　ｓｉｎＵｄＯｄｐ，（Ａ１）ｍ，１１　１＂，１２＝１２，１８＝真ａａ　Ｙ　　　　　　，１ｌａｙｅ一＇　２Ｙ　，ｍｄｅｄ　ｒ：一（２１－，１－：一ｒ１　ｒ２）欢欢　　　　　　一－ａｙ－　，２一ｒ２　ｒｌｏ＝ｒ，　ｒ４＋ｒ，　ｒ，＝厂１９ｍ１２（Ａ２）ａ　｀　Ｙ，２２　ｄ６ｄ　ｐ，ｒ２　ｒ１３一ｒ２　ｒ１４，（Ａ１　　　　　　　９）’２ｒｘ０２１ｍ．１ｌ１＇．ｍ１２＝ｒ２Ｕ＝２ｒ；　ｒ６＋欢＝Ｐ，＝｛丁Ｙ　ｍ　＇２２　ＹＭ，２　一“ｄＯｄＴ，（Ａ３）１ｍ２２厂４毓介日ａｙ＂　介００ａ歹Ｙ＇　＜２２畔ｄＯｄＴ，（Ａ４）ｍ２厂，腼｝日ａｙ，　介００ａ｝　－２Ｙ，ＩＹ；｀ｄＵｄＴ，（Ａ５）１７＇ｌ｝－，　｝＇ｍ｝１＇　１ｍ２２ｒ６二Ｊ　稗扩Ｙ　　　　　０　ｆ　Ｊ不　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　０　ｆ　ａａ２　｝Ｙａ　　　．＇６１Ｙ，２２　　Ｙ，＂｀　ｄ　Ｂｄ（Ａ６）｝＂７＇　１，ｍ１，ｌ，＇１ｍ２２＝　ｒ，二日－石万一一ｆ　　　　　　　ｆ　，ｙａ　ａｙ，２００　　　　　　　　口石二ｖｗ于衅ｄＯｄｃｐ，（Ａ７）ａ内沪，Ｙ１　７－ｌｍ８１，．ｍ１１１１，ｍ２２ｒ８腼｝日　　一口一一介００．己－甲Ｙ令畔ｄ０ｄｒｐ，　　　　（Ａ８）几下手ｌａｙ君，ａｙ二，、　－一尸　一　－　００　日二云ａｉｉｉ石二ｖ　ｖ　玉二一下二ｙ，　ｖ　ｙ全Ｙ；ｉ＂　ｄ０ｄ｝ｐ（Ａ９）２．屁　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　　尸礼川１０，１１＂，　１２＝ｒ　ｌｏ＝丁２０ａ　ｆ　Ｙｍ１　　　　　，　Ｙｉ　２２　Ｙ，ｍｃｏｓＯｄＯｄｃ尸晰爪１１丁０ｎｐ，（Ａ１０）己Ｙ１，，　｝，．　ｍ１２＝ｒ󰀀＝丁００ａ　Ｂ　　Ｙ－，２ＹｉｃｏｓＯｄＯｄＴ，（　Ａｌ　１）ｒ｝１２１，’，Ｘｍ１２厂２ｒ　ＩＩ一．．　ｒ　ａｙＹ羚Ｙ；－００ｄＴ＂ｃｏｔＯｄＯｄ｝ｐ，（Ａ１２）尸｝１３１，ｍ１２厂万ａｙ－，．Ｙ１２二一。ｄｅｄＴ，（Ａ１３）　　　　玲ｍｘ１４１，１ｌ．　，，，ｍ１２＝２厂万豁Ｙｉ１＇二ｓｉｎＯｄＯｄｌｐ，（Ａ１４）、；ｍ１２厂页ａ２　ａＹ－２　，１Ｙ１２Ｙ１ｍｓｉｎＯｄＯｄ一（‘”’几，ｍ１２厂＝２　　Ｊ　０ｆ　Ｊ　ｆ　０ａｙ，ａｅ　　，，　ａＹ１ｅ　，２Ｙ，　ｓｉｎｅｄｅｄＴ’：ｍ（Ａ１６）此　　　　　　　　　　　　ｒ２　，；ｍ，，ｌ１’，会厂　　　　　　　　　　　　ｒ２ｍ２，１ｍ，人ｍ１２＝ｒ２２　　　　　　ｒ２３，飞ｍ１２Ｆ　．　２６＇　１＇１１　１　＂２＇１２＝ｒ，ｒ２；１ｍｉ１＇，１２，：：：，１ｍ２ｘ２６１，１，　，，　１ｍ２２Ｘ（ｒｌ　　　　　　　　　　ｌ＋厂１５＋尸－１６厂：一ｒ，）一（２ｒｚ＋２１－１　ｒ，）（ｒ，２＋ｘ１７＋ｒ，８），（Ａ２０）＝ｒ２１＝２１（ｌ＋１）ｘ（ｒ，＋ｒ，ｒ１２一ｒ，：一ｒ１８　），（Ａ２１）２＝‘（‘＋‘）（ｒ，厂、＋ｒ，尸５ｒ２　ｒ，。一ｒ２　ｒ，，一ｒ２ｒｌｌ），（Ａ２２）＝厂２３＝厂２厂；＋尸２Ｆ５＋尸１厂１０＋ｒ，尸１　　３＋ｒ１　ｒ１４，（Ａ２３）二ｒ２４＝（，斌一ｒ，　ｒ３一２ｒ２）Ｘ（ｒ󰀀＋厂１３几一ｒ：一尸９）一（２ｒ２　ｒ３－扔）ｘ（ｒ１２＋ｒ１７＋ｒｌｓ），（Ａ２４）＝厂２５二１　　　　ｌ（ｌ＋１）（、ｄｄｒ＇７１阵＿冀　、ｒ｀　　　　　　　　　　　　　　　　　ｄｒ｀！）Ｐ（－ｚ　ｒ１９１（１３＋弃）１）ｉ２　ｒ，一一一３一一１　呀异巾会＿＇２１ｒ　ｒ　　　　２　２　　　　　　２　－ｄ－｝　ｊ｝ｒ，ｉ．２２），（Ａ２５）二献丽（ｒ。２３　　　　　　　　　　　ｄ｝１，ｒ，《，、ｄ　ｒ户（Ａ２６）＝Ｊ￣刀们Ｕ口１厂　　　　　　尸２３　７２　一ｔ（１＋１）－－ｄ－ｒ（Ａ２７）＝ｒ，２５＝一孚（２ｒ一ｄｒ２　　２二ｘ｀１９一、介（补ｒ３　＋　ｒ２　ｄ　ｒ）ｏ１２２　ｘ２０一－－３　Ｉ　；，１４一　）＇｀２＿１＇２１令１　ｒ　ｄ　　　Ｘ１ｍ２（Ａ２８）＝ｒ／２６＝鱼丝ｒ２４袱ｌｄｒ（Ａ２９）５期朱涛等：三维地震波速结构约束下的变戮度地慢对流及其动力学意义１３５７，ｍ１１　ｌ　，＇ｔｍ２＝ｒ２２，＝参考文献（Ｒｅｆｅｒｅｎｃｅｓ）ｄ科ｒ－—１９８３，　６４：　１５３一１６２（Ａ３０）　　　　［１７１Ｗｅｉｎｓｔｅｉｎ　Ｓ　Ａ，　Ｃｈｒｉｓｔｅｎｅｎ　Ｕ．　Ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｐｌａｎｆｏｒｍｓ　ｉｎ　ａ　ｌｆｕｉｄ　ｗｉｔｈ　ａｄｒ　　　　　　　　ｔ　　　　　　ｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　　ｖｉｓｃｏｓｉｙｔ　ｂｅ　ｎｅａｔｈ　　ａ　　ｓｔｒｅｓｓ－ｆｒｅｅ　　ｕｐｐｅｒｂｏｕｎｄａ　　　　　　ｒｙ．　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，１９９１，１８（１１）：２０３５一２０３８［　１８］　　　　　　　　　　　　　　　Ｈａｎｓｅｎ　Ｕ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ．　Ｈｉｇｈ　Ｒａｙｌｅｉｇｈ　ｎｕｍｂｅｒ　ｒｅｇｉｍｅ　ｏｆ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－［１］Ｈａｇｅｒ　Ｂ　Ｈ，　０＇　ＣｏｎｎｅｌＲ　　Ｊ．　Ｓｕｂｄｕｃｔｉｏｎ　ｚｏｎｅ　ｄｉｐｓ　ａｎｄ　ｌｆｏｗ　ｄｒｉｖｅｎ　ｂｙｔ　　　　　　ｈｅ　ｐｌａｔｅｓ．　Ｔｅｃｔｏｎｏｐｈｙｓｉｃｓ，１９７８，　５０：　１１１一１３［２］Ｍｉｎｉｓｔｅｒ　Ｊ　Ｂ，　Ｊｏｒｄａｎ　Ｔ　Ｈ．　Ｐｒｅｓｅｎｔ－ｄａｙ　ｐｌａｔｅ　ｍｏｔｉｏｎ．　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１９７８，　　　　　　　　　８３：　５３３１一５３５４ｄ　　　　　　ｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｃｔ　ｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ａｎｄ　ｔｈｅ　Ｅａｒｔｈ＇ｓ　ｅａｒｌｙ　ｔｈｅｒｍａｌ　ｈｉｓｔｏｙｒ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，１９９３，　２０（２０）：２１９１一２１９４［　１９　］　　　　　　　　　　　　　　Ｌｅｓｓｅｎ　Ｔ　Ｂ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ，　Ｍａｌｅｖｓｋｙ　Ａ　Ｖ．　Ｄｙｎａｍｉｃａｌ　ｃｏｎｓｅｑｕｅｎｃｅｓ　ｏｎｆ　　　　　　ａｓｔ　ｓｕｂｄｕｃｔｉｎｇ　ｓｌａｂｓ　ｆｏｒｍ　ａｓ　ｅｌｆ－ｒｅｇｕｌａｔｉｎｇ　ｍｅｃｈａｎｉｓｍ　ｄｕｅ　ｔｏ　ｖｉｓｃｏｕｓ　　　　　　ｈｅａｔｉｎｇ　ｉｎ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｃｔ　ｏｎｖｅｃｔｉｏｎ．　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，〔３」Ｆｏｔｒｅ　Ａ　Ｍ，　Ｐｅｌｔｉｅｒ　Ｗ　Ｒ．　Ｐｌａｔｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｓ　ａｎｄ　ａｓｐｈｅｒｉｃａｌ　Ｅａｒｔｈ［４」Ｆｕ　［５］Ｈａ［６］Ｒｉ［７］Ｇａｂｌ［８〕叶正仁，［９〕Ｋｉ［１０］　　　　［１１１　　　　仁１２］　　　［１３１　　　　　［１４］　　　［　１５１　［１６］　　Ｃｈｓ　　　　　　ｔｒｕｃｔｕｒｅ：　ｔｈｅ　ｉｍｐｏｒｔａｎｃｅ　ｏｆ　ｐｏｌｏｉｄａｌ　ｃｏｕｐｌｉｎｇ．　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１　　　　　　　　９８７，　９２：　３６４５一３６７９Ｒ　Ｓ．　　Ｐｌａｔｅ　ｍｏｔｉｏｎｓ，　　ｅａｒｔｈ’ｓ　ｇｅｏｉｄ　ａｎｏｍａｌｉｅｓ　ａｎｄ　ｍａｎｔｌｅｃｏｎｖｅｃｔ　　　　　　　　ｉｏｎ．　Ｉｎ：　Ｃｏｈｅｎ　ＳＣ　，　Ｖａｎｉｃｅｋ　Ｐ　ｅｄｓ．　Ｓｌｏｗ　Ｄｅｆｏｒｍａｔｉｏｎ　ａｎｄＴｒ　　　　　　　　ａｎｓｍｉｓｓｉｏｎ　ｏｆ　Ｓｔｒｅｓｓ　ｉｎ　ｔｈｅ　Ｅａｒｔｈ．　１９８９．　４７、５４ｇｅｒ　Ｂ　Ｈ，　０＇　Ｃｏｎｎｅｌｌ　Ｒ　Ｊ．　Ｋｉｎｅｍｅｔｉｃ　ｍｏｄｅｌｓ　ｏｆ　ｌａｒｇｅ－ｓｃａｌｅ　ｍａｎｔｌｅｌｆ　　　　　　ｏｗ．　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１９７９，　８４：　１０３１一１０４８ｃｈａｒｄ　Ｙ，　Ｖｉｇｎｙ　Ｃ．　Ｍａｎｔｌｅ　ｄｙｎａｍｉｃｓ　ｗｉｔｈ　ｉｎｄｕｃｅｄ　ｐｌａｔｅ　ｔｅｃｔｏｎｉｃｓＪ．　　　　　　　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１９８９，　９４：　１７５４３一１７５６０ｅ　Ｃ　Ｗ，　０＇　Ｃｏｎｎｅｌｌ　Ｒ　Ｊ．　Ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｉｎ　ｔｈｒｅｅ　ｄｉｍｅｎｓｉｏｎｓ　ｗｉｔｈｓ　　　　　　ｕｒｆａｃｅ　ｐｌａｔｅｓ：　Ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｌｆｏｗ．　　Ｊ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１　　　　　　９９１，９６０５）：８３９１一８４５０朱日祥．地慢对流与岩石圈板块的相互藕合及影响—　　　　　　　　　　　　（ＩＩ）地慢混合对流理论及其应用．地球物理学报，１９９６，３９（１）：　　　　　　４７一５６Ｙｅ　　　　　　　Ｚ　Ｒ，　Ｚｈｕ　Ｒ　Ｘ．　　Ｃｏｕｐｌｉｎｇ　ｂｅｔｗｅｅｎ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｉｒｃｕｌａｔｉｏｎ　ａｎｄｌ　　　　　　ｉｔｈｏｓｐｈｅｒｉｃ　ｐｌａｔｅｓ－（　ＩＩ）ｍｉｘ　　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ａｎｄ　　ｉｔｓ　ａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｓ．Ｃｈｉ　　　　　　ｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ），１９９６，３９（１）：４７一５６ｒｂｙ　Ｓ　Ｈ，　Ｋｒｏｎｅｎｂｅｒｇ　Ａ　Ｋ．　Ｒｈｅｏｌｏｇｙ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｌｉｔｈｏｓｐｈｅｒｅ：　ｓｅｌｅｃｔｅｄｔ　　　　　　ｏｐｉｃｓ．　Ｒｅｖ，Ｇｅｏｐｈｙｓ．，１９８７，　２５（６）：１２１９一１２４４Ｋｏｇａｎ　Ｍ　Ｇ，　ＭｃＮｕｔｔ　Ｍ　Ｋ．　Ｇｒａｖｉｔｙ　ｆｉｅｌｄ　ｏｖｅｒ　Ｎｏｒｔｈｅｎｒ　Ｅｕｒａｓｉａ　ａｎｄｖａ　　　　　　ｒｉａｔｉｏｎｓ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｓｔｒｅｎｇｔｈ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｕｐｐｅｒ　ｍａｎｔｌｅ．　Ｓｃｉｅｎｃｅ，　１９９３，　２５９：４７３一４７９　　　　　　　　Ｚｈｏｎｇ　Ｓ，　　Ｇｕｒｎｉｓ　Ｍ．　　Ｒｏｌｅ　ｏｆ　ｐｌａｔｅｓ　ａｎｄ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔｖｉ　　　　　　ｓｃｏｓｉｔｙ　ｉｎ　ｐｈａｓｅ　ｃｈａｎｇｅ　ｄｙｎａｍｉｃｓ．　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１９９４，　９９（Ｂ８）：１　　　　　　５９０３一１５９１７Ｚｈｏｎｇ　Ｓ，　Ｚｕｂｅｒ　Ｍ　Ｔ．　Ｒｏｌｅ　ｏｆ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ａｎｄｓ　　　　　　ｕｒｆａｃｅ　ｐｌａｔｅｓ　ｉｎ　ｓｐｈｅｒｉｃａｌ　ｓｈｅｌｌ　ｍｏｄｅｌｓ　ｏｆ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ．　　Ｊ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，２０００，　１０５（Ｂ５）：１１０６３一１１０８２Ｓｕｎｄｅｒ－Ｐ１叩ｍａｎｎ　Ｔ，　　Ｃｈｒｉｓｔｅｎｓｅｎ　Ｕ．　Ａ　ｔｅｓｔ　ｏｆ　ａｐｐｒｏｘｉｍａｔｉｏｎｓ　ｆｏｒｍｏｄｅｌ　　　　　　ｉｎｇ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｗｉｔｈ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ．　Ｐ勺ｓｉｃｓ　ｏｆｔ　　　　　　ｈｅ　Ｅａｒｔｈ　ａｎｄ尸ｌａｎｅｔａｒｙ　Ｉｎｔｅｒｉｏｒｓ，２０００，　１２０：　１０３一１１０Ｑｕａｒｅｎｉ　Ｆ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ，　Ｓｅｗｅｌｌ　Ｇ，　ｅｔ　ａｌ．　Ｈｉｇｈ　Ｒａｙｌｅｉｇｈ　ｎｕｍｂｅｒｃ　　　　　　ｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｗｉｔｈ　ｓｔｒｏｎｇｌｙ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ：　ａｃ　ｏｍｐａｒｉｓｏｎ　ｂｅｔｗｅｅｎ　　　　　　ｍｅａｎ　ｆｉｅｌｄ　ａｎｄ　ｔｗｏ－ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌ　ｓｏｌｕｔｉｏｎｓ．　　Ｊ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１　　　　　　９８５，　９０（１１１４）：１２６３３一１２６４４Ｌａｒｓｅｎ　Ｔ　Ｂ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ，　Ｍａｌｅｖｓｋｙ　Ａ　Ｖ，　ｅｔ　ａｌ．　Ｄｙｎａｍｉｃｓ　ｏｆ　ｓｔｒｏｎｇｌｙｔ　　　　　　ｉｍｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　　ｗｉｔｈ　　ｎｏｎ－Ｎｅｗｔｏｎｉａｎ　　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅ　　　　　　ｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｔ．　Ｐｈｙｓｉｃｓ　ｏｆ　ｔｈｅ　Ｅａｒｔｈ　ａｎｄ　Ｐｌａｎｅｔａｒｙ　Ｉｎｔｅｒｉｏｒｓ，１９９６，　　　　　　　　　９４：　７５一１０３ｒｉｓｔｅｎｓｅｎ　Ｕ．　Ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｉｎ　ａ　ｖａｒｉａｂｌｅ－ｖｉｓｃｏｓｉｙｔ　ｌｆｕｉｄ：　Ｎｅｗｔｏｎｉａｎｖｅｒ　　　　　　ｓｕｓ　ｐｏｗｅｒ－ｌａｗ　ｒｈｅｏｌｏｇｙ．　Ｅａｒｔｈ　ａｎｄ　Ｐｌａｎｅｔａｒｙ　Ｓｃｉｅｎｃｅ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，［２０］　　　［２１１　　　［２２］　　　［２３］　　　［２４」朱［２５〕叶正仁，［２６］　　　　［２７］　　　　　　　　　　　　　　　　［２８１　　　　　　　　　　　　　　　　［２９］　　　　　　　　　　　　　　　　仁３０］　　　　［３１］　　Ｃａ［３２］傅容珊，１　　　　　　　　９９５，　２２（１０）：１２７７一１２８０Ｚｈａｎｇ　Ｓ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ．　　Ｉｎｔｅｎｓｅ　ｌｏｃａｌ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｍｏｔｉｏｎ　ｇｅｎｅｒａｔｅｄ　ｂｙｖ　　　　　　ａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｃｏｍｐｒｅｓｓｉｂｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｉｎ　３Ｄ　ｓｐｈｅｒｉｃａｌ　ｓｈｅｌ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，１９９６，　２３（２２）：３１３５一３１３８Ｂａｌａｃｈａｎｄａｒ　Ｓ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ，　Ｒｅｕｔｅｌｅｒ　Ｄ　Ｍ，　ｅｔ　ａｌ．　Ｖｉｓｃｏｕｓ　ｄｉｓｓｉｐａｔｉｏｎｉ　　　　　　ｎ　ｔｈｒｅｅ－ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｗｉｔｈ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ．Ｓｃ　　　　　　　　ｅｃｎｃｅ，　１９９５，　２６７；　１１５０一１１５３Ｂａｌａｃｈａｎｄａｒ　Ｓ，　Ｙｕｅｎ　Ｄ　Ａ，　Ｒｅｕｔｅｌｅｒ　Ｄ　Ｍ．　Ｌｏｃａｌｉｚａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｔｏｏｒｉｄａｌｍｏｔ　　　　　　ｉｏｎ　ａｎｄ　ｓｈｅａｒ　ｈｅａｔｉｎｇ　ｉｎ　３－Ｄ　ｈｉｇｈ　Ｒａｙｌｅｉｇｈ　ｎｕｍｂｅｒ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎｗｉ　　　　　　ｔｈ　ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ－ｄｅｐｅｎｄｅｎｔ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｔ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，１　　　　　　　　９９５，　２２（４）：４７７一４８０Ｃｈｒｉｓｔｅｎｓｅｎ　Ｕ，　Ｈａｒｄｅｒ　Ｈ．　３－Ｄ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｗｉｔｈ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｔ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓ．Ｊ．　Ｉｎｔ．，１９９１，１０４：　２１３一２２６涛，冯锐．球层中的非线性自由热对流—变勃度模型．地震学报，　　　　　　２００５，２７（２）：１９４一２０４Ｚｈｕ　　　　　　　Ｔ，　Ｆｅｎｇ　Ｒ．　Ｎｏｎｌｉｎｅａｒ　ｆｒｅｅ　ｔｈｅｒｍａｌ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｉｎ　ａ　ｓｐｈｅｒｉｃａｌｓ　　　　　　ｈｅｌ：　　Ａ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｍｏｄｅｌ．　Ａｃｔａ　Ｓｅｉｓｍｏｌｏｇｉｃａ　Ｓｉｎｉｃａ（ｉｎＣｈｉ　　　　　　ｎｅｓｅ），２００５，２７（２）：１９４一２０４王建．上地慢变勃度小尺度对流的数值模拟．地球物理学报，　　　　　　２００３，４５（１）：２６一３３Ｙｅ　　　　　　　Ｚ　Ｒ，　Ｗａｎｇ　Ｊ．　Ａ　ｎｕｍｅｒｉｃａｌ　ｒｅｓｅａｒｃｈ　ｏｎ　ｔｈｅ　ｓｍａｌｌ－ｓｃａｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎｗｉ　　　　　　ｔｈ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｕｐｐｅｒ　ｍａｎｔｌｅ．　Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．（ｉｎＣｈｉ　　　　　　ｎｅｓｅ），２００３，肠（３）　：３３５一３３９Ｋｏｃｈ　Ｄ　Ｍ，　Ｒｉｂｅ　Ｎ　Ｍ．　Ｔｈｅ　ｅｆｆｅｃｔ　ｏｆ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｖａｒｉａｔｉｏｎｓ　ｏｎｓ　　　　　　ｕｒｆａｃｅ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎｓ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　Ｌｅｔｔｅｒｓ，１９８９，　１６（１）：５３５一５３８　　　　　　　　Ｒｉｃｈａｒｄｓ　Ｍ　Ａ，　Ｈａｇｅｒ　Ｂ　Ｈ．　Ｅｆｆｅｃｔｓ　ｏｆ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｖａｒｉａｔｉｏｎｓ　ｏｎｌ　　　　　　ｏｎｇ－ｗａｖｅ－ｌｅｎｇｔｈ　ｇｅｏｉｄ　ａｎｏｍａｌｉｅｓ　ａｎｄ　ｔｏｐｏｇｒａｐｈｙ．　　Ｊ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓ・Ｒｅ　　　　　　ｓ．，１９８９，　９４（Ｂ８）：１０２９９一１０３１３Ｒｉｂｅ　Ｎ　Ｍ．　Ｔｈｅ　ｄｙｎａｍｉｃｓ　ｏｆ　ｔｈｉｎ　ｓｈｅｌｓ　ｗｉｔｈ　ｖａｒｉａｂｌｅ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ａｎｄ　ｔｈｅｏｒ　　　　　　ｉｇｉｎ　ｏｆ　ｔｏｒｏｉｄａｌ　ｌｆｏｗ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｍａｎｔｌｅ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｊ．　Ｉｎｔ．，１９９２，　１１０：５３７￣５５２　　　　　　　　Ｃａｄｅｋ　Ｏ，　Ｒｉｃｈａｒｄ　Ｙ，　Ｍａｒｔｉｎｅｃ　Ｚ，　Ｍａｔｙｓｋａ　Ｃ．　Ｃｏｍｐａｒｉｓｏｎ　ｂｅｔｗｅｅｎＮｅ　　　　　　ｗｔｏｎｉａｎ　ａｎｄ　ｎｏｎ－Ｎｅｗｔａｎｉａｎ　ｌｆｏｗ　ｄｒｉｖｅｎ　ｂｙ　ｉｎｔｅｒｎａｌ　ｌｏａｄｓ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓ．Ｊ．　Ｉｎｔ，１９９３，　１１２：　１０３一１１４Ｚｈａｎｇ　Ｓ，　Ｃｈｒｉｓｔｅｎｓｅｎ　Ｕ．　Ｓｏｍｅ　ｅｆｆｅｃｔｓ　ｏｆ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖｉｓｃｏｓｉｔｙ　ｖａｒｉａｔｉｏｎｓ　ｏｎｇ　　　　　　ｅｏｉｄ　ａｎｄ　ｓｕｒｆａｃｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｉｅｓ　ｉｎｄｕｃｅｄ　ｂｙ　ｄｅｎｓｉｔｙ　ａｎｏｍａｌｉｅｓ　ｉｎ　ｔｈｅｍａｎｔ　　　　　　ｌｅ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｊ．加．，１９９３，　１１４：　５３１一５４７ｄｅｋ　０，　Ｆｌｅｉｔｏｕｔ　Ｌ．　Ｅｆｆｅｃｔ　ｏｆ　ｌａｔｅｒａｌ　ｖｉｓｃｏｓｉｙｔｖ　ａｒｉａｔｉｏｎｓ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｔｏｐ３　　　　　　００　ｋｍ　ｏｎ　ｔｈｅ　ｇｅｏｉｄ　ａｎｄ　ｄｙｎａｍｉｃ　ｔｏｐｏｇｒａｐｈｙ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｊ．　Ｉｎｔ．，２００３，１５２：　　　　　　　　　５６６一５８０黄建华，董树谦等．利用地震层析成像数据计算地投１３５８地球物理学报（Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．）均匀研究．地球物理学报，１９９３，３６（６）：７４０一７５１４９卷２００３，４６（６）：７７２－－７７８新模型的探讨地球物理学报，Ｆｕ　Ｒ　Ｓ，　ＨｕａｎｇＪ　Ｈ，　Ｄｏｎｇ　Ｓ　Ｑ，　ｅｔ　ａｌ．　Ａ　ｎｅｗ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎＦｕ　Ｒ　Ｓ，　Ｈｕａｎｇ　ＪＨ　，　　Ｌｉｕ　Ｗ　Ｚ．　Ｓｅｉｓｍｉｃ　ｔｏｍｏｇｒａｐｈｙ：　Ｉｎｔｅｒｎａｌｈｅｔｅｏｒｇｅｎｅｉｔｙ　ｏｆ　ｍａｎｔｌｅ　ａｎｄ　ｉｔｓ　ｇｅｏｄｙｎａｍｉｃａｌ　ｉｎｆｅｒｅｎｃｅｓ．　Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．ｍｏ　　　　　　ｄｅｌ　ｃｏｎｓｔｒａｉｎｅｄ　　ｂｙ　　ｓｅｉｓｍｉｃ　ｔｏｍｏｇｒａｐｈｙ　　ｄａｔａ．　　Ｃｈｉｎｅｓｅ　　Ｊ．Ｇｅ　　　　　　ｏｐｈｙｓ．，２００３，４６（６）：７７２一７７８［３３］傅容珊，董树谦，黄建华等．地震层析成像一地慢对流新模型Ｃｅｏｐｈｙｓ．（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ），３６（６）：７４０一７５１［４０］Ｓｏ　Ｗ　Ｊ，　ＲｏｂｅｒｔＬ　Ｗ，Ｄｚｉｅｗｏｎｓｋｉ　Ａ　Ｍ．　Ｄｅｇｒｅｅ　１２　ｍｏｄｅｌ　ｏｆ　ｓｈｅａｒｒ八今４，ｅｓ．Ｌ．ＪＦ丹」１、ｌｅｓｅｓＬ￣ｅｓｌ［３６］［３７］一Ｊｅｓ、飞Ｑ刁曰卜一ＪｐＬＩ飞９ｌＬ曰的研究．地球物理学报，　　　　　　２００２，４５（增刊）：１３６一１４２Ｆｕ　Ｒ　Ｓ，　Ｄｏｎｇ　Ｓ　Ｑ，Ｈｕａｎｇ　Ｊ　Ｈ，　ｅｔ　ａｌ．　Ａ　ｎｅｗ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎｍｏｄｅｌ　ｃｏｎｓｔｒａｉｎｅｄ　ｂｙｔｏｍｏｇｒａｐｈｙ．　　Ｃｈｉｎｅｓｅ　Ｊ．　　Ｇｅｏｐｈｙｓ．（ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ），２００２，４５（Ｓｕｐｐｌ．）：１３６、１４２Ｂｕｃｋｕｓ　Ｇ．　Ａ　ｃｌａｓｓ　ｏｆ　ｓｅｌｆ－ｓｕｓｔａｉｎｉｎｇ　ｄｉｓｓｉｐａｔｉｖｅ　ｓｐｈｅｒｉｃａｌ　ｄｙｎａｍｏｓ．Ａｎｎ．　Ｐｈｙｓ，１９５８，　４：　３８１一３８４朱涛．全球地慢对流的数值模拟及其动力学意义〔博士论文〕．北京：中国地震局地球物理研究所，２００４Ｚｈｕ　Ｔ．　Ｔｈｅ　ｎｕｍｅｒｉｃａｌ　ｍｏｄｅｌｌｉｎｇ　ｏｆ　ｗｈｏｌｅ　ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｉｔｏｎ　ａｎｄ　ｉｔｓｄｙｎａｍｉｃ　ｉｍｐｌｉｃａｔｉｏｎｓ［Ｐｈ．　Ｄ．　ｔｈｅｓｉｓ］　（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ）．Ｂｅｉｊｉｎｇ：　Ｉｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆ　Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃｓ，　Ｃｈｉｎａ　Ｅａｒｔｈｑｕａｋｅ　Ａｄｍｉｎｉｓｔｒａｔｉｏｎ，　２００４王家映．地球物理反演理论．武汉：中国地质大学出版社，１９９８．２３￣２６Ｗａｎｇ　Ｊ　Ｙ．　Ｔｈｅｏｙｒ‘Ｇｅｏｐｈｙｓｉｃａｌ　Ｉｎｖｅｒｓｉｏｎ（　ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ）．Ｗｕｈａｎ：Ｃｈｉｎａ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ　ｏｆ　Ｇｅｏｓｃｉｅｎｃｅｓ　Ｐｒｅｓｓ，　１９９８．２３一２６Ｄｚｉｅｗｏｎｓｋｉ　Ａ　Ｍ．　Ｍａｐｐｉｎｇ　ｔｈｅ　Ｌｏｗｅｒ　ｍａｎｔｌｅ：　ｄｅｔｅｒｍｉｎａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｌａｔｅｒａｌｈｅｔｅｒｏｇｅｎｅｉｔｙ　ｉｎ　Ｐ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｕｐ　ｔｏ　ｄｅｇｒｅｅ　ａｎｄ　ｏｒｄｅｒ　６．　　Ｊ．　Ｇ．　　Ｒ．１９８４，　８９（Ｂ７）：５９２９一５９５２Ｔａｎｉｍｏｔｏ　Ｔ．　Ｌｏｎｇ－ｗａｖｅｌｅｎｇｔｈ　Ｓ－ｗａｖｅ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｔｈｒｏｕｇｈｏｕｔ　ｔｈｅｍａｎｔｌｅ．　Ｇｅｏｐｈｙｓ．Ｊ．　／ｎｔ．，１９９０，　１００：　３２７一３３６傅容珊，黄建华，刘文忠．地震层析地球内部密度分布横向不［４１］ｒｅｓＬ４２飞ｒ．４八嘴「一Ｌ｝仁」［４４］［４５］ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｈｅｔｅｏｒｇｅｎｅｉｔｙ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｍａｎｔｌｅ．　Ｊ．　Ｃｅｏｐｈｙｓ．Ｒｅｓ．，１９９４，　９９（　Ｂ４）：６９４５一６９８０Ｚｈａｏ　Ｄ　Ｐ．　　　　Ｇｌｏｂａｌ　ｔｏｍｏｒｇａｐｈｉｃ　ｉｍａｇｉｅｓ　ｏｆ　ｍａｎｔｌｅ　ｐｌｕｍｅｓ　ａｎｄｓｕｂｄｕｃｔｉｎｇ　ｓｌａｂｓ：　ｉｎｓｉｇｈｔ　ｉｎｔｏ　ｄｅｅｐ　ｅａｒｔｈ　ｄｙｎａｍｉｃｓ．　Ｐｈｙｓ．Ｅａｒｔｈ　ａｎｄＰｌａｎｅｔａｒｙ　Ｉｎｔｅｒ．，２００４，　１４６：　３一３４Ｄｚｉｅｗｏｎｓｋｉ　Ａ　Ｍ，　Ａｎｄｅｒｓｏｎ　Ｄ　Ｌ．　Ｐｒｅｌｉｍｉｎａｙｒ　ｅｒｆｅｒｅｎｃｅ　ｅａｒｔｈ　ｍｏｄｅｌ．Ｐｈｙｓｉｃｓ　ｏｆ　ｔｈｅ　Ｅａｒｔｈ　ａｎｄ　Ｐｌａｎｅｔａｒｙ　Ｉｎｔｅｒｉｏｒｓ，１９８１，２５：　２９７一３５６Ｓｃｈｕｂｅｒｔ　Ｇ，　Ｔｕｒｃｏｔｔｅ　Ｄ　Ｌ，　Ｏｌｓｏｎ　Ｐ．　Ｍａｎｔｌｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｅａｒｔｈａｎｄ　ｐｌａｎｅｔｓ．　Ｃａｍｂｒｉｄｇｅ，　Ｎｅｗ　Ｙｏｒｋ：　Ｃａｍｂｒｉｄｇｅ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ　Ｐｒｅｓｓ，２００１朱涛，冯锐．球层中高阶自由热对流格局及其变化的研究．地震学报，２００５，　２７０）：１１一２４Ｚｈｕ　Ｔ，　Ｆｅｎｇ　Ｒ．　Ｔｈｅ　ｐａｔｔｅｒｎｓ　ｏｆ　ｈｉｇｈ－ｄｅｇｒｅｅ　ｔｈｅｒｍａｌ　ｆｒｅｅ　ｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎａｎｄ　ｉｔｓ　ｆｅａｔｕｒｅｓ　ｉｎ　ａｓ　ｐｈｅｒｉｃａｌ　ｓｈｅｌｌ．　Ａｃｔａ　Ｓｅｉｓｏｍｌｏｇｉｃａ　Ｓｉｎｉｃａ　（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ），２００５，　２７（１）：１１一２４马宗晋．全球三大构造体系与板条构造．见：全球构造与固体地球多圈层相互作用．香山科学会议第１４３次学术讨论会，２０００（１４３），１４一１６Ｍａ　Ｚ　Ｊ．　Ｔｈｅ　Ｅａｒｔｈ’ｓ　ｔｈｒｅｅ　ｒｇｅａｔ　ｔｅｃｔｏｎｉｃ　ｓｙｓｔｅｍｓ　ａｎｄ　ｐｌａｔｅ　ｓｔｒｉｐｔｅｃｔｏｎｉｃｓ．　Ｉｎ：　Ｃｏｕｐｌｉｎｇ　ｂｅｔｗｅｅｎ　Ｅａｒｔｈ＇ｓ　Ｔｅｃｔｏｎｉｃｓ　ａｎｄ　Ｍｕｌｔｉｓｐｈｅｒｅ（ｉｎ　Ｃｈｉｎｅｓｅ）．Ｘｉａｎｇｓｈａｎ　Ｓｃｉｅｎｔｉｆｉｃ　Ｃｏｎｖｅｎｔｉｏｎ，　２０００（１４３）：１４一１６（本文编辑　　　　　　　　　　　　　　胡素芳）