非双力偶地震：理论(二)

弓　毒。。Ｏ　，　ｊ　｜一　ｆ／　偶地震：理论（二）　非双力　Ｂ．Ｒ．Ｊｕｌｉａｎ　Ａ．Ｄ＿ｌ｜＿ｉｌｌｅｒ　Ｇ．ｕｌｇｅｒＲ．Ｆｏ／Ｄ弓　＿　３可能的非双力偶地震过程　３．１包含有效力的过程　３．１．１物理原理　大多数震源机制的实验研究从思考中　预先排除了有效力和扭矩，如１．２．２节讨　论过的，物理定律不要求这种　对于　内源这种有效力是可能的，因为动量可在　源区和地球其余部分之间转移。但是，如　果地震前后震源处于静止状态，动量守恒　确实需要有效力分量的冲量（时间积分）为　零。　３．１．２滑坡　在包含有效力的源中滑坡最引人注目。　模拟滑坡以一块质量为埘的块体从坡度均　匀的斜坡下滑给出等效力一Ｍａ，其中　为　块体的加速度（Ｈａｓｅｇａｗａ　ａｎｄ　Ｋａｎａｍｏｒｉ，　Ｉ９８７｝Ｋａｗａｋａｔｓｕ，１９８９；Ｄａｈｌｅｎ，１９９３），　因而力是平行于斜坡的　当滑动加速时．　此力与运动方向相匣，减速时，力与运动　方向相同　滑体的重力也产生一个大小为ｍ　△　的扭矩，其中　是重力加速度，△ｚ是滑体　滑动的水平距离。这个扭矩可以很大，例　如，ｌ　９８０年５月１８日圣海伦斯火山喷发就　伴随着一质量约５×１　０　ｋ８的滑坡，移动　的水平距离约有１０　ｋｍ（Ｖｏｉｇｈｔ，ｅｔ　ａＩ，　１９８１　），这些数值对应约一…５　×１Ｏ　的　有效扭矩。通过比较，伴随这次喷发的两　次最大地震的面波震级约５．３（Ｋｍ￣ａｍｏｒｉ　ｎａｄ　Ｇｉｖｅｎ，１９８２），对应的地震矩约为２．６　×１０”Ｎ·ｍ（Ｍｉｌｅｒ，ｅｃ　ａ１，１９９８）。显然，　到目前还没有关于滑坡的地震学分析在震　源机制中包含这种扭矩。　３．１．３火山喷发　火山物质的喷发给地球旖加一作用力，　其情景很像火箭向上起飞时的排气。当然，　给予地球一大气系统的总冲量为零，就像任　何内部源情况一样，但是在火山口上的空　间和时间的集中力能产生可观测的地震波，　而喷射物质通过大气返回地球表面的平衡　力激发的波实际上观测不到　所以，火山　喷发可模拟为点力Ｓ＆Ｐ，这里ｓ是喷发口　的面积，ＡＰ是火山内源区压力与大气的压　力差（Ｋａｎａｍｏｒｉ，ｅｔ　ａｌ，１９８４）。　伴随火山喷发的其他过程也可作为地　震波源，在球对称囊内的压力变化起着各　向同性源的作用，其矩张量由方程（１５）给　出（１．５节）。对平板状的或裂隙状的囊区，　力系与张性断层的力系相同，这在１．　．３　节和３．３节中讨论。　３，１．　非稳定液体流　其他可能的火山源过程包括火山通道　内的非稳定流体的流动。如果沿着火山通　道流动的岩浆速度随着时间变化，因而动　维普资讯 http://www.cqvip.com

世界地震译丛　２０００　量也随时间变化，则作用在周围岩石上随　时间变化的有效力为：　，一皿ｐａａ　这里ｐ是流体密度，　是它的加速度（图　７）。这种过程可能会引起“长周期”火山地　震（ｕ　ｋａｗａ　ａｎｄ　Ｏｈｔａｋｅ，１　９８７）和紧密相连　的火山颤动现象（Ｊｕｌｉａｎ．１９９４）。流动障碍　物的破裂，或者流体和可形变管壁间的非　线性相互作用均可引起流体速度的时间变　图７火山内岩浆输送通道示意图（据Ｕ　ｋａｗａ　ａｎｄ　化（Ｊｕｌｉａｎ，１　９９４）。　Ｏｈｔａｋｅ，１９８７）。其机制包括有效力的随时　３．２复杂的剪切断裂　间变化的流体平流可能引发“长周期　火山　３．２．１多重剪切事件　地震和火山颤动　如果地震的发生在时间和空间上非常　靠近，观测的地震波就有可能不能分辨，　很可能错误地将它们解释为一个地震。那　么所谓合成事件的视矩张量是地震的真实　矩张量之和，而且因为两个双力偶之和一　般说来不是一个双力偶，所以剪切断裂可　困这种方式产生非双力偶机制。然而，不　是所有震源机制的组合都给出非双力偶结　果。事实　，许多最可能的组合具有双力　偶的合成机制，包括具有以下特征的地震：　（１）平行断层面，（２）平行滑动方向，或（３）　图８用来计算示于图９的机制的火山环状断裂　平行中主轴（零轴）。矩张量之和产生双力　的几何．在倾角为ｄ的断层上，倾滑运动均　偶的重要特例包括滑动方向平行于轴（情形　匀分布在以方位角０的范围内　２）或者垂直于轴（情形３）的柱状断层　的组合可以有非双力偶合成机制（Ｆｒｏｈｌｉｅｈ，　（Ｆｒｏｈｌｉｅｈ，ｅｔ　ａｌ，ｌ９８９；Ｆｒｏｈｌｉｃｈ，ｌ　９９０）、铲　ｏｔ　ａｌ，１　９８９）。与此相似，一个洋中脊上的　形的或者“雪撬滑板”状的断层（情形３）和　正断层地震和一个转换断层上的走滑地震　共轭断层（情形３）。当然，组合双力偶不会　的组合，也会给出非双力偶合成机制　产生有各向同性（体积变化）分量的机制，　（Ｋａｗａｋａｔｓｕ，１９９１）　因为矩张量的迹是其分量的线性函数。所　分析完整的地震波形，而不只是极性　以，多重剪切断裂机制位于源类型图的水　和振幅，常常可能通过将多重事件分解成　平轴（　＝Ｄ）上。　具有不同机制的子事件来分辨复杂剪切的　某些特殊的地质环境可能有助于产生　断裂过程。这需要应用允许矩张量以普遍　非双力偶合成机制的断层几何，例如，消　方式随时间变化的算法（Ｓｉｐｋｉｎ，ｌ　９８６）。但　减岩石板块中的多数地震机制的Ｐ或Ｔ轴　是，反演波形的许多算法假设所有矩张量　在板块的下倾方向　一个这样的地震与一　分量有相同的时间函数，甚至预先假设这　个由在近板块表面的弯曲应力引起的地震　个函数是什么样的。在这种情况下，即使　维普资讯 http://www.cqvip.com

第１期　非双力偶地震：理论（二）　的剪切破裂而形成的。这两种情况下圆锥　３　或６０￣　１５　或　５Ｉ　轴都近于直立　有几种情况，活动火山处　的微震位置显示了这种构造当前活动的证　口内的近垂直断层（Ｍｏｒｉ　ａｎｄ　ＭｃＫｅｅ，　据，例如，在新不列颠省的拉包尔破火山　ｌ　９８７）　如果倾滑剪切断裂发生在圆锥形断　⑧　⑩　⑨　◎一◎～◎一◎　０－Ｄ０　０　０３　层上，且地震破裂跨越可观的大方位范围　（图８），其机制（作点源考虑）可有一非双力　偶分量（Ｅｋｓｔｒｏｍ，ｌ　９９４）。（在这样的面上　⑧　０　ｏ９　⑧　０　１７　⑧　图９火山环形断裂（围８）的非双力偶机制。对倾　罱断层，其走向跨度为ｄ且平均而言是走向　南北的理论压缩波节面。每个震源球对应　两种情况：断层以小角度　向西倾或以大角　度向东倾。所有机制都是纯偏张量机制　每　个机制下的数字给出ｅ值（方程（１８））．它表　示了矩张量的偏张量部分。上半震源球用　等面积投影，下半球图是左一右镜像。对于　正断层（上盘向下运动）中心场为膨胀极性　子事件有相同的双力偶机制，枧机制也可　能有虚假的非双力偶分量（Ｓｉｐｋｉｎ，ｌ　９８６）。　３．２．２火山环状断层　在掘开的已停止活动的火山中，常常　发现沿向外或向内倾斜的圆锥表面入侵的　岩脉，并预料是岩浆囊的膨胀和收缩引起　的应力的结果（Ａｎｄｅｒｓｏｎ，ｌ　９３６）。这些岩　脉有两种类型：“锥状岩席”，以３０。～７　向　内倾，被认为是在膨胀时形成的张性断层；　另一类为“环状岩脉”，近乎直立或向外陡　｛瞬．是通过在岩浆收缩或喷发后调节下沉　的走滑运动总是给出纯双力偶机制）　图９　表示一套理论震源机制，它们对应具有不　同倾角的圆锥形断层上跨越不同方位角的　倾滑破裂。对陡倾断层，非双力偶分量小　（对于垂直断层它们为零），所以，作为这　种非双力偶过程的场地而言，锥形岩席要　比环形岩脉有效。　３．３张性断裂　３．３．１地球中张开的张性断层　地热地震和火山地震的一个明显的要　考虑的机制是张性断裂，其位移间断垂直　于断层面而不是平行于断层面　张性断层　的等效力系由比例为（Ａ＋２　）：　；　的３　个正交线性偶极组成。它等效于由矩为（＾　＋２￣，／３）Ａ　加上一个矩为（４，￣／３）Ａ　的　ＣＬＶＤ所组成的各向同性源（１．　．３节）。远　场压缩波的所有初动都向外，最大振幅（乘　因子ｌ＋２Ｍｘ）在垂直断层方向。图　表示　张性断层在震源类璺中的位置　压缩应力有防止地球深处形成空穴的　倾向，但高流体压力能够克服这种影响使　张性断裂发生。这种情况容易用摩尔圆来　分析（图１Ｏ）。在像岩石一类的多晶介质中，　压力为Ｐ的孔隙流体的影响是使有效主应　力降低，降低量为ｐ。因而，如果液压足够　高，就可抵消一大部分由上覆荷载引起的　压应力。常常惊奇地发现深孔中液压与岩　石静压力差不多。　张性破裂的第二个必要条件是剪切应　力小，或者等效条件是主应力近似相等　维普资讯 http://www.cqvip.com

世界地震译丛　２０００正　破裂韧度）时，断裂才扩展。如果断层端点　超前驱动流体的传播，则应力强度下降，　传播停止直到流体重新到达端点。　但是，偏离非均匀性可改变这种情况，　使张性断裂不稳定，并能以弹性波速度超　前驱动流体传播和引起地震。特别是下列　情况下张性断裂传播不稳定：（１）接近自由　面（也可能是低弹性模量区域）；（２）接近其　ｆＪ　　…　、雌断　，／Ｊ／　Ｉ　　｝他的张性断层；（３）最初从岩浆囊向外传播　（Ｓａｍｍｉｓ　ａｎｄ　Ｊｕｌｉａｎ，ｌ　９８７）　Ｊ　／　＿　『　罔１　０剪切破裂和张性破裂的条件［取自Ｊｕｌｉａｎ　ａｎｄ　ＳＬｐｋｔｎ（Ｉ９８５）图Ｊ　６］　摩尔圆图表示在　应力介质中一平面内的剪切牵引力ｔ和法　向牵弓ｆ力　之间的关系。不同平面取向的　（　，ｆ）轨迹是中心在（吼＋啦）／２，直径为吼　曲的圆，这里口１和∞是极值主应力。　当圆与“断裂包络”相接触时，破裂发生，　切点决定形成断层的取向（参看插图）。　（ＭｃＣＨｎｔｏｃｋ　ａｎｄ　Ｗａｌ￣ｈ修正过的理论破　裂包络对应Ｃｒｒｉｆｉｆｔｈ破裂理论）（ｐｒｉｃｅ，　１９６６）。压力场（　＞０）中断裂包络的直线　部分代表Ｎａｖｉｅｒ—Ｃｏｕｌｏｍｂ剪切破裂准　则。（上图）在无流体压力的高压下，仅发　生剪切破裂　（下图）高流体压力降低有效　压力，且低差应力　发生张性破裂　图ｌ０所示的摩尔圆直径等于最大剪切应力　极值主应力之差）。如果这个直径太大，　圆只能接触破裂包络的直线部分，意昧着　剪切破裂，仅当剪切应力小（因而直径小）　时，圆才能最先接触到　轴左边的张性场。　３．３．２破裂动力学　理论上，在无限均匀介质中，流体驱　动的张性破裂的扩展不能快于液体流动，　因而不能辐射弹性渡和　ｌ起地震。这是因　为仅当端点的应力强度超过临界值（岩石的　３．３．３流体的影响　如上面所讨论的那样，由张性断层张　开辐射的压缩波预计在所有观测方向都是　压缩（向外）初动。但是，随后流体进入断　层将叠加一个稍迟的膨胀信号。在波长大　于源尺度的地震观测资料中，这两个信号　不可能分离，而且对于靠近断层面的观测，　流体运动的效应可能反转断层附近的视初　动极性（Ｆｏｕｌｇｅｒ　ａｎｄ　Ｌｏｎｇ，１９８４）。然而，　在扩展中的充满流体的张性断层的数字模　型中，膨胀信号总是太弱，不能引起这种　反转（Ｃｈｏｕｅｔ　ａｎｄ　Ｊｕｌｉａｎ，ｌ９８５；Ｃｈｏｕｅｔ，　１９８６）。　３．３．４断层张开的滑动脉冲　在实验室研完中，泡沫橡胶模型的剪　切断裂常常含有断层面的瞬时分离（Ｂｒｕｎｅ，　ｅｔ　ａｌ，ｌ　９９３）。对它发生的机制还很少了解，　但是张开有利于滑动和降低产生的热量　（Ａｎｏｏｓｈｅｈｐｏｏｒ　ａｎｄ　Ｂｒｕｎｅ，１　９９２，１９９４）。　如果在自然界出现类似机制，有可能解决　现实中关于断裂的一些似是而非的问题。　例如，断层如何能在非常低的驱动剪切应　力下滑动（Ｚ￣ｂａｃｋ，ｅｔ　ａｌ，ｌ９８７），和为什么　摩擦没有在大断裂附近产生大热流异常　（Ｌａｃｈｅｎｂｒｕｃｈ　ａｎｄ　Ｓａｓｓ，ｌ９８０）。因为张开　是瞬时的，在地震前后断层面是闭合的，　这种现象对于零阶时闻矩张量没有贡献。　只有明显依赖时闻的或高阶时间矩才能表　达瞬时张开。当用这种源描述的研宄变得　维普资讯 http://www.cqvip.com

第Ｊ期　非双力偶地震　理论（二）　５　０．２２　Ｏ】】　ｎ　０６　０．０５　０　０２　ｎ　０】　０　２】　０∞　０】＿　０　０４　０响　钐　０．２０　０】２　０】０　Ｏ　０６　ｍ　０６　０　０３　Ｏ．２】　Ｏ】６　０】】　０．０７　０．０６　０．２２　０．２０　０】】　０．】Ｏ　０　０６　０　Ｏ５　图１　１各种不同几何形状的张性断层和剪切断层　组合的非双力偶机制。两种都是垂直断　层，其中剪切断层北一南走向，张性断层　用黑线表示，走向北西　角　（左）张蛙断　层垂直其迹线张开。（右）张性断层平行剪　切断层方向倾斜张开　画出了不同张性矩　ｃ　）和剪切矩（脚　）的相对矩分量的压缩　波节面，实线表示Ｍ　＝０　５Ｍ　的节面，虚　线表示Ｍ　：０．２Ｍ　的节面，点线表示脚　０　１Ｍ。的节面　各图右边的数字给出了　各机制的　和　值（方程（１９）和（１８））　震　源球（因为对称，卜半球或下半球均局）用　等面积投影表示　更普遍时，就有可能提供关于这种机制是　否有助于天然断层滑动的证据。　３　３、５张性和剪切断裂的组合　虽然张性断层能够引起涉及到体积增　图ｌ２张性和剪切破裂组合的源类型　数字给出　张性断层面和剪切断层中性主轴之间的夹　角。小角度在物理上更台理（图１１所示这　种机制，角度为零）。对于所有可能的相对　取向和矩，源类型处于从＋Ｃｒａｃｋ到一　⑨　Ｃｒａｃｋ的相应曲线和直线之间。图上半部　对应张开的断层，下半部对应闭合的断　层。作图的解释见图４　加的地震，但它们不能解释各向同性分量　指示体积减小的非双力偶地震。张性断层　能突然张开有各种原因（３。３　２节）、但预　期应是逐渐闭合而不会辐射弹性波。然而，　如果张性断层和剪切断层相交，那么粘滑　不稳定性能引起突然张开或闭合，伴随着　体积增加或减小。剪切断层和张性断层端　点周围的应力有利于这类成对断层组合。　实验室中承受到应变的岩石会出现类似的　混合断层（Ｂｒａｃｅ，ｅｔ　ａｌ，１９６６；Ｓｃｈｏｌｚ，　ｌ　９９０，第１．２．３节）。相似情况出现在靠近　矿山的剪切断裂，其中坑遭起到了张性断　层的作用。　图１１表示不同几何和相对地震矩的张　性断层和剪切断层组合的源机制　当张性　断层垂直其表面张开或闭合时，机制有大　的各向同性分量，张性断层震源球的大部　有相同的极性，而两个不相连的区域有相　反的极性。矩张量对称性使测定两断层间　的角度不可能，角４５。一ｚ与角４５。十ｚ等　维普资讯 http://www.cqvip.com

世界地震译丛　２０００拄　效。当张性断层在平行剪切断层方向倾斜　张开或闭合时．机制比较接近双力偶而对　相对地震矩张量不灵敏。　如果张性断层的主要主轴与剪切断层　的Ｐ和　轴在同一平面（亦即．如果剪切　断层的零轴在张性断层面内），那么，在震　源球上，组合机制就在双力偶和破裂位置　之间的线上。对更一般（物理上无多少遭　理）的几何安排，组合机制位于两个三角形　构成的区域里（图１２）。　３．ｄ各向异性介质中的剪切破裂　地震的等效力系依赖于方程（２）中计算　模型应力Ｓ　的本构定律。这意昧着各向异　性弹性介质中的断层与各向同性介质中的　断层有不同的等效力系，特别是各向异性　介质中的剪切断层通常有非双力偶矩张量．　它是可确定的．例如根据（１３）式。由于尺　度小于地震波长的成层介质（Ｂａｅｋｕｓ．　１９６２）、晶体的优势取向以及介质中的裂隙　和包体（Ｌｅａｆｙ，ｅｔ　ａｌ，１９９０）等的影响，多数　岩石是地震各向异性的。所以，由于各向　异性，多数地震应该有非双力偶机制。　各向异性介质中的弹性波传播在几个　方面比各向同性介质中的复杂。体波的质　点运动方向相对传播方向不再是纵向的或　横向的，通常是倾斜的。所以．体波振型称　为“准压缩波”和“准剪切波”。事实上，“传　播方向”不再是单一方向，而是每一振型有　　两个方向：垂直于波阵面（　相速度”方向）　和能量转移方向（从源到观测点的“群速度”　一　方向）。　当然，计算方程（１３）给出的等效力系　辐射的地震波和从观测地震图确定力系的　反演问题，必须用各向异性介质的格林函　数　如果有足够的关于震源区各向异性的　资料来确定这样的格林函数，那么就将能　够识别出何时非双力偶力系与剪切断裂相　符。但是，关于震源区各向异性的资料实　际上极步可用。所以，代之用各向同性本　图１３各向异性介质中剪切断层的准压缩波节面　（据Ｋａｗａｓａｋｉ　ａｎｄ　Ｔａｎｉｍｏｔｏ．１９８１）。介质　的弹性模量属于单晶撖榄石（斜方对称），　口轴垂直．６轴水平且走向Ｎ１０３０Ｅ．ｃ轴水　平且走向Ｎ１３ＯＥ。断裂发生在ａ—ｃ平面　（走向１３。．倾角９０。）。（ａ）走滑断裂（滑动　角＝０）。（ｂ）倾滑断裂（滑动角　４５。）。太　圊表示主矩方向；小圊表示相应于各向同　性介质的双力偶的主矩方向。实线和虚线　表示分别用各向异性和各向同性的矩张量　和格林函数计算的节面；点线表示相应于　各向同性介质的格林函数和双力偶的节　面。此图为震源下半球等面积投影　构定律的格林函数。在这种情况下，最有　意义的非双力偶力系不是（１３）式给出的力　系．而是用各向同性本构定律从地震波导　出的力系，若震源区确实是各向异性的话。　图ｌ３是Ｋａｗａｓａｋｉ和Ｔａｎｉｍ￣ｔｏ（１９８１）　对适于作单晶橄榄石的正交各向异性介质　中剪切断层所计算的压缩波节面。这个模　型的各向异性比地幔岩石的各向异性更强，　是多晶集合．含有辉石和其他矿物，主要　是橄榄石晶体，但叉无优势取向。节面曲　线说明，各向异性的影响足以明显控制约　柬实验。图形还说明，要得出精确的节面　位置，必须用各向异性格林函数。如果计　算节面甩正确（各向异性介质）的矩张量，　而不是各向同性介质的格林函数．那幺就　会有与研究的非双力偶影响可比的误差。　然而，节面并没有揭示问题的全部，　源区各向异性甚至在不影响节面位置时也　一维普资讯 http://www.cqvip.com

第ｌ期　出掣艇恒　螋岳　耗率　醛丑子蜒　掣睬唇啦＾乖鞋　岳世群蛙唾　鞋　罂　冒　。。　魁　∞掣忙　碘鞋　营．掣捶靛辜骓　馨　岳　＾阻　●　窖蛙墙　鞋　ｕ翮匦接弊窖蜒　掣叵唇婚卜哥冒嚣《　＾　ｓ）捉量．　糍睾岳　阻　郴阻豇喇翮匦岳｝要．魁＾工∞ｕ陋　＊虐　薜　州。＾∞非双力偶地震；理论（二）　魁罩容掣岳　弯岳瞿『　。一．互∞言　。　翮匦按弊毒群岳＾匝　ｕ魁军容　＾圆　ｖ魁婚　：　般　栽耗　馨　窖＝Ｉ阻　怔嘲岳　∞　Ｈ　　挛　。陋　＊足群．窖　＊　嚣。岳肇喀　鞋　７　翻匝岳　懈忙晾ｕ擎冒　　．岳瞧　倒蝴毫．　：　一豇　＾０。匿宦啦　宦　ＩＪ　维普资讯 http://www.cqvip.com

８　世界地震译丛　２０００钜　能引起地震波振幅的大变化。例如，图１　４　表示一双力偶力系的准压缩波和准剪切波　的理论辐射图形，介质的模量从地幔的橄　榄岩的测量结果得到（Ｇａｊｅｗｓｋｉ，１９９３）。　（当然，这个双力偶不对应剪切破裂，因为　介质是各向异性的）。对于在介质的一个对　称面上的观测结果来说，节面位置与各向　同性介质的大致相同，但准ＳＶ振幅则与　各向同性介质中的ｓＶ振幅却大不相同。　列向量内：　ｍ—ＥＭｌｌＭ１２Ｍ　２２Ｍ１３Ｍ　２３Ｍ　３ａ　（２６）　那么，激发的地震波可写成ｇ　ｍ，这里ｇ是　列向量，其分量是（６）式右边第２项格林函　数的空间导数。因为应力和位移在界面连　续，ｇ在界面一边的元素与另一边的元素　可用下式相联系：　Ａ　ｇ　一Ａ－ｇ一　（２７）　对于在对称平面外测量，辐射振幅与各向　同性介质的很不相同，且辐射图形甚至没　有相同数量的叶瓣，虽然某些节面位置仍　然相同。显然源区各向异性影响显著，应　予考虑，特别是用地震波振幅进行研究时。　３．５非均匀介质中的剪切破裂　如果地震发生在弹性模量随空间变化　的地方，它的视机制将遭到畸变，双力偶　地震可能显现非双力偶分量。这发生在矩　展开式（６）右边第２项格林函数的空间导数　（应变）在源区变化很大的时候。所以，在｛　０时的值不适合矩释放的部分。事实上，　略去高阶矩给低阶矩估计带来不利影响。　这个影响不是用不正确的地球模型计　算格林函数的结果。本讨论中我们假设地　球模型和格林函数都是正确的。震源机制　的畸变是源区有限引起的。当然，由于我　们的地球构造知识不全面和弹性动力学的　数学复杂性引起的格林函数误差，在推导　地震机制时能引起严重误差，但不是这里　讨论的现象　考虑地震发生在弹性模量不连续变化　的界面附近（Ｗｏｏｄｈｏｕｓｅ，１９８１），所以截断　泰勒级数（方程（５））是一种特别不好的近　似　这样如果假定发生在这个界面一侧的　地震实际发生在界面的另一边，则其导出　的机制将畸变。如果源区包含界面的两边，　释放矩的部分将以这种方式受到畸变是不　可避免的。　如果我们把矩张量的分量安排在　式中Ａ是矩阵，依赖于界面的取向和界面　附近的模量，角标。＋”号和。一”号表示界　面两边的值。可得出：　ｇ＋ｒｍ—ｅ－Ｔ［Ａ　］ｒｔ，ｌ　（２８）　或者换句话说，发生在界面的“　”号边、　矩张量为Ｉ，ｒｌ的地震与发生在界面的　一”号　边的、矩张量为［Ａ　Ａ　ｍ的地震激发相　同的地震波。在ｚ。轴垂直于界面的坐标系　中，联系真实矩张量和枧矩张量的矩阵是：　毒］　。　２　。　。　０ｌ０　０　。。０　０　Ｊ　（２９）　其中　篙丢　／ｔ－－　２　（３１）　ａ　等（３２）　图１　５表示跨一水平界面弹性波速率变　化２０　，界面附近各种取向的双力偶视机　制的畸变情况。如果断层面平行于界面（或　者界面就是断层面），则剪切破裂并不导致　视非双力偶机制，虽然标量地震矩也畸变　了。这个情形未表示在图中，但从（２９）式　维普资讯 http://www.cqvip.com

第１期　非双力偶地震：理论（二）　９　昔动角　。　＠◎⑦　＠◎⑨　一　＠⑧⑥　④～　①～⑨一⑨～⑥　⑩～①～　图１５靠近一水平界面，由具有单位矩的剪切破裂引起的视非双力偶机制，注意倾角和精动　角不尽相同。实线表示对应真实（双力偶）机制的压缩波节面；点线表示视机制节面，　如果在界面的低速率一边释放的双力偶矩被假定为是在高速率的—边释放的话；虚线　类似．但界面两侧交换　两侧介质都是拍松固体，跨界面的弹性模量比为１．７　ｌ，如　果密度比倒于波速ｔ则对应的波速差为２０　。每个机制下的数字给出对应点线的双力　偶矩和　及　值［见方程（１９）和（１８）］。０倾角视机制未表示出．因为视机制是双力偶　（虽然具有被刚性模量比改变了的矩）　９０。倾角视机制相应于０滑动角情形（第一列　图）。震源半球（可看作为上半球或下半球）用等面积投影表示　的矩阵结构清晰可见。仅埘　ａ和　ａ非零，　矩阵相乘时这些元索仅被　乘，得出相同　取向的双力偶，但它的矩却乘以刚性模量　的比值。如果断层垂直于界面，则所有滑　动方向的视机制仍然是一个双力偶，但它　的取向和地震矩却变了，如图中第一列图　所示。对一般的断层取向，视机制有人为　的各向同性分量和ＣＬＶＤ分量。　除了地壳的最浅部分外，地球中的压　应力都大大超过剪应力。所以，即使具有　相对较小体积变化的地震过程都能释放大　量能量。为此，长期以来人们一直在思索　矿物的多形相变是否能引起深源地震的问　题。这种思索受到简单的摩擦滑动理论和　板块构造理论的激励，前者在高压下似乎　３．６快速多形相变　要求大得多可能的剪切牵引力，后者则涉　及到上地幔大规模的垂直运动。许多的普　维普资讯 http://www.cqvip.com

世界地震译丛　２０００正　通矿物为响应温度和压力的变化经历了晶　体结构的多形相变，并且地球中某些主要　的构造特征，特别是上地幔中约ｄ　０ｃ～８００　ｋｍ深度上的　过渡带”被认为是这种相变　的结果（这种情况包含矿物橄榄石　（Ｆｅ，Ｍｇ）　ＳｉＯ。变为尖晶石，然后再变为　钙钛矿结晶构造）。　当岩石层板块下沉到地幔时，橄榄石　和其他矿物被带出它们的稳定场，进入较　密物相的稳定场，进入它们转变的相态。　如果这些变化快到足以辐射地震波，它们　就构成地震。它们的机制将有各向同性分　量。它们还可能有偏矩分量，因为相变过　程将释放剪切应变，很像观测到的爆炸释　放构造剪切应变一样（Ｔｏｋｓｏｚ　ａｎｄ　Ｋｅｈｒｅｒ，　１９７２）。但是，似乎没有理由认为为什么这　个偏矩分量应该是双力偶而不是补偿线性　向量偶极，而事实上补偿线性向量偶极最　初是作为相变引起的探源地震的一个可能　机制而提出的（Ｋｎｏｐｏｆｆ　ａｎｄ　Ｒａｎｄａｌｌ，　ｌ　９７０）。　至少两种效应有抑制快速相变的倾向。　第１个是热扩散，它在转移相变中释放的　或吸收的热时必然发生。第２个是物质扩　散，在调节伴随许多相变的化学变异（如橄　榄石固溶体化学差异）时是需要的，相变引　起地震可能需一些相当特别的条件。　在实验室，准稳矿物有时候在薄层内　发生快速相变，这有助于剪切破裂并引起　声发射，例如在冰中（Ｋ　ｙ，１９８７）。如果　地球消减板块内处在低温下，橄榄石被带　入到远离其稳定场的区域，也可能发生。相　变一断裂　过程（图１　６）（Ｋ　ｙ，ｅｔ　，　１９９１）。绕过中间的日尖晶石相，橄榄石直　接向尖晶石构造的相变被认为是辐射地震　波特别有效的相变。如果相变带足够薄，　这个过程可能同深源地震的下列结果相符　合：主要为双力偶机制，和缺乏大的各向　同性分量。　图１６深源地震的相变断裂机制　（ａ）预料的消减　带温度（细线）和橄榄石到尖晶石构造阶段　平衡（粗线）的示意图。在平衡阶段，ａ—Ｂ　和Ｂ—Ｙ相变发生在较低温度的较低压力　下（相变有正的Ｃｌａｐｏｙｒｏｎ斜率），所以捎　碱板块中的相变边界较浅。（ｂ）相变断裂　模型预期靠近消减板块的中部，由于反应　率较慢，不能保持低温下的平衡　因而，　准稳态橄榄石　相）（被隐蔽了）楔能在板　块中存在，可能深至５５０　ｋｍ。当准稳态橄　榄石直接相变为尖晶石时，预测会发生相　变断裂地震　随着板块变热，橄榄石楔随　深度变窄，并发生橄榄石一尖晶石相变。　所以，大的深源地震可能发生在几个相邻　的短断层上，而不是在一个长的断层上　（Ｈｏｕｓｔｏｎ．１９９３）　相变～断裂地震预期以双力偶机制为　主，具有小的各向同性分量，其大小取决　于相变带的厚度。当存在近源介质非均匀　性和各向异性的畸变影响时，分辨各向同　性分量是对观测地震学提出的一个任务。　随着板块温度上升和橄榄石相变为尖　维普资讯 http://www.cqvip.com

第１期　非双力偶地震：理论（二）　晶石构造（图１　６），准稳态橄榄石带预期会　随深度变得更薄　这种变薄的现象可能会　相变地震的震源尺度．而且这些　随深度和断层取向而变化。较大地震可能　不得不包含在多重断层上的活动。且与这　种复杂断裂（３．２节）过程有关的非双力偶　力偶机制最为普遍。更好地了解这些非双　力偶地震对于了解和预测火山活动、探测　及开发她热能也许是很有用的。　弱非双力偶效应来自于与理想化的剪　切断裂模型的偏离，如断层复杂性、扩容、　断层张开的滑动脉冲以及母体介质的非均　匀性和各向异性　研究这些影响对完善我　们关于断层如何起作用的知识也许是有意　义的。这种研究要求改进我们分辨小非双　分量可能使Ｊ　Ｊ随震级和深度系统她增加　（Ｈｏｕｓｔｏｎ，１９９３）。　４讨论　理想化的双力偶力系能表征均匀各向　同性介质中的平面剪切断裂，但许多过程　能产生与此机制不同的地震机制　其偏离　的极端情况是非平衡力或扭力；或者是只　有用现有最好的资料才能分辨出来的微小　的异常。　力偶分量的能力。现在的某些习惯，像约　束机制的各向同性分量为零和假设矩张量　分量间的时问相似性等阻碍了研究的进展，　应予停止。　（待续）　译自：Ｒｅｖｉｅｗｓ　ｏｆ　Ｇ￣ｐｈｙｓ　Ｊｃｓ．１９９８．３６（４）：　５２５～５４９　许多这样的过程，包括不稳定液体流、　环状构造上的剪切破裂和张性断裂（可能与　原题：Ｎｏｎ—ｄｏｕｂｌｅ—ｃｏｕｐｌｅ　ｅａｒｔｈｑｕａｋｅ，ｓ：ｔｈｅｏｒｙ　（云南省地震局校）　秦嘉政译；李白基、李兴才　剪切断裂联合），在她热和火山环境中是特　别可能出现的，在这些环境中观测到非双