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油气生、排、运的思考
Michaelhu 2012-2-22 11:37
油气在水的超临界态和高压液相中的溶解度差异(前提是油气是在超临界水中形成),超临界态水表面张力近于零,地壳中水相变条件及水相变时释出油气,可能是探索油气生、排、运的3个关键问题。 (近读马中良科学网博文"石勘院启动烃源岩生排烃机理研究"的思考)
个人分类: 热液矿床|3386 次阅读|0 个评论
统计物理学中最有趣的问题----Ising 模型【长篇连载:2】
热度 1 shanbowei 2011-12-27 04:18
咱们上回说到, Ising 先生求解出了一维模型的精确解。接下来,自然而然的就该到考虑二维的问题了。 二维Ising模型究竟有没有相变? 这个问题,既是困难重重,又是充满诱惑,真是吸引的无数英雄竟折腰啊!!!(顺便怀念一下伟大的毛主席诞辰118周年) Ising 先生和20世界早期那些物理学英雄们曾经试图求解出二维Ising模型的精确解,但终因难度太大,而以失败告终了。随后,Ising先生列举出了下面的一些似是而非事实,试图想要说明二维Ising模型没有相变: 1.配分函数 Z 是针对所有配置的 的和; 2.随着温度 T 的变化,上述的指数函数是处处解析的 3.因此,解析函数的求和也是解析的 但是仔细推敲上述的理由却会发现不少漏洞:所有的热力学函数,都是配分函数Z的对数函数,而对数函数并非处处解析的。另外,上述事实仅能针对尺寸有限的系统,如果一个系统是处在热力学极限下(即尺寸是无限项的系统),那么无限项的和,是有可能导致奇异点出现的。 因此,自 从Ising先生给出一维模型的精确解,事隔十年之后, 英国人Peierls明确的指出了二维Ising模型中是会发生相变的。 Peierls并没有严格求解出二维Ising模型(以当时的理论发展水平来看,也不必对Peierls先生苛求),但是他 从统计物理学的观点来进行考虑,严格的证明了相变的存在。高!实在是高啊! 事实上,从统计物理学出发,严格证明相变存在与否,已经发展成为了统计模型理论的一个专门分支,我们对于这一分支不想展开讨论,仅仅在此对Peierls的工作进行一个简单的介绍。 Peierls对比了高温和低温的极限情况,当 时,所有的配置都具有相同的概率。每一个自旋都是和其他自旋相独立的。整个系统磁化强度 M 是自旋的平均值: 对于非常高的温度,当温度趋于无穷时,磁化强度是零。为了理解这一点,我们首先需要注意到,如果自旋A和自旋B仅有一个小的相关系数 ,自旋B和自旋C又仅有一个小的相关,而A和C之间相互独立的话,那么A和C的相关系数就是 。对于两个自旋,如果相互间隔距离为L的话,那么相关系数就是 ,如果两点之间存在n条路径的话,那么这个值还需要增加n倍。 对于d维方形网格,长度为L的两点间存在的路径数目为: 上述结论其实很简单:对于每一步,都存在2d种可选的方向 在低温,即T趋于0时,所有的配置都在最低能量配置的附近,这时,几乎所有的自旋都是上旋或下旋的。Peierls重点考察是否会发生这样一种情况: 在低温下,所有的的上自旋通过涨落,自发的变到全是下自旋 。要让上述情况发生,关键在于上自旋的一些零零散散的小簇,能够聚集成一个大的集团。 在下自旋的大环境下,上自旋小簇的能量正比于簇的边界长度L。对于长度为L的簇,整个区域的大小是介于(L-2)/2和(L/4)^2之间的。引入一个簇的概率正比于因子exp(-H/kT)。然而该因子需要乘以长度为L的簇的总数量,该数量小于长度为L的路径的总量,即: 因此,来自于簇的总的自旋贡献,就可以表示为 该值对于低温趋向于零。在极低的温度下,该值指数下降,因此,磁化强度不会涨落的离-1太远。 至此,Peierls就可以得出结论,二维Ising模型中,磁化强度最终定义了一个超级区(superselection sector),该超级区和其他区域相隔离,不会被其他区域有限的涨落所影响。 从而也就必然会存在相变了 ...... 欲知后事如何,且听下回分解。。。
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诚信还分领导和老百姓?
热度 26 xcfcn 2011-10-25 10:51
诚信还分领导和老百姓? 本来我刚说想沉潜一段时间的。但是科学网的谬论太多了!我还是废话几句。 科学网的如下观点总是能获得喝彩:弱势群体 / 学生 / 青椒总是对的,总是可以理解 / 同情的,即使他们干了乱七八糟的事情。 现在,就是他们踩塌了社会的底线——也是社会运转的润滑剂——诚信的时候,还依然有人大声站出来为他们说话!其中最响亮的口水竟然是:“ 讲诚信,敬请向领导讲去吧! ”言下之意,我们不讲诚信是被逼的,是上面造成的!这是一种非常荒谬也是极其有害的论调! 首先,从理论上来讲,承诺这种东西,完全是个人的 独立 意志,一个成年人必须对自己言行负责!其他的任何因素都不能成为你不诚信的理由,正如南京彭宇案不能成为你不救助老人的理由一样。 其次,从实践来讲,我们是年轻人,我们是弱势群体,我们为了自己的发展和利益,可以理直气壮的不讲诚信,以后我们年老了,我们变成强势群体了,难道我们就会讲诚信了吗?这样下去,这个世界的熵只会越来越大, 我们会为自己的“小聪明”透支未来! 最后, 年轻人要走正道,这绝对是对自己一生最有利的选择。 歪门邪道或许一时能让你走捷径!但是,世界上我还没听说过,那个人是靠歪门邪道成就一番事业的! 我曾经是愤青,我很理解大家对社会的痛恨,但是我们在批判社会的时候,我们也要躬身自省,我们也是社会的一分子。 至少我们自己不要做自己痛恨的事情,我们不能一边骂娘,一边干些见不得人的勾当! 而且,我们年轻人的个人努力绝对是有价值的!根据相变理论 / 复杂理论,这样的人多了,社会总有一天是会发生相变的。也就是所谓的“功不唐捐”。具体理论上的支撑可看郝柏林院士的 博 文 。 此文也算是自勉!大家少一点戾气,多一点自省和付出,这个世界一定会更美好的!
个人分类: 杂论|1114 次阅读|42 个评论
相变、成核与空化(4)
seisman 2011-8-23 20:35
相变、成核与空化(4)
地震地热说原理:知识库 8 相变、成核与空化(4) 本文节译自《 CAVITATION AND BUBBLE DYNAMICS 》 by Christopher Earls Brennen © Oxford University Press 1995 。 作者不懂节译是否涉及版权问题。此书从网上免费下载,作者只节译自己所需章节用作公益性科学研究的基础资料,非商业用途。如有不当,请专家们指正。谢谢本书的原作者,也谢谢张宇宁先生的推荐。 Seisman 2011.8.6 记 1 相变、成核与空化 1.15 初始空化的测量 为了进一步说明前一节中所描述的某些影响,我们试图就初始空化的大量文献做一个简要的介绍。更多的细节读者可参考Acosta与Parkin(1975), Arakeri (1979), Rood (1991) 的综述 , 以及 Knapp 、 Daily 和 Hammitt(1970) 的书。 我们要说明的第一个影响是液体抗拉强度的不确定性。我们很难描述而且几乎不可能去除液体中(比如我们所用到的水道中)那些影响成核的微粒、微泡和杂质气。这就可能造成不同设施或者相同设施而水的纯度不同情况下初始空化数(甚至是空化形式)实质性的差异。 国际拖曳水池会议 ITTC (International Towing Tank Conference)的比较实验提供了特别引人注目的例子,在世界上不同水道进行同样轴对称 headform 实验(称为 ITTC headform )空化情形是大大不同的。作为例子,那些实验中 σ i 的变化见图1.10。 图 1.10 对世界不同水道在相同轴对称 headform 中的初始数测量 收集的数据是国际拖曳水池会议进行 初始空化 比较研究的 (Lindgren 和 Johnsson 1966, Johnsson 1969) 。 为进一步说明 , 图 1.11 绘制了 Keller (1974) 在绕半球状物体水流中所获得的初始空化数资料。 水的处理方式不同,以便得到不同的核粒群,如图 1.11 左图所示。正如我们所期待的, 核粒群很大的水也就具有很高的 初始空化数。 由于空化核粒对理解初始空化至关重要,我们现在意识到在任何初始空化研究中均须对液体出现的核粒数进行检测。水槽中或者大洋中典型的核粒数量分布早在图 1.8 显示过。然而 ,值得 注意的是,目前使用的大多数测量方法尚处在发展阶段。基于声散射和在光散射的装置尚在进行探讨。其他被称为空化率计的仪器可引起液体样本空化并测量所产生宏观泡沫的数量和大小。也许最可靠的方法就是采用全息术建立一个放大的液体样品体积的全息立体图像以进行核粒测量。Billet(1985)新近评论过空化核测量的现状(也见Katz等 1984)。 图 1.11 处理自来水和未处理自来水的核粒群及相应的初始空化数直方图 三种不同直径 3 cm 、 4.5 cm 、 6 cm 的 headform 实验,因而 雷诺数也不同(Keller 1974) 有趣的是 , 许多设施中空化本身也是核粒的来源。这是因为空气溶解在液体会产生低压下的溶液而对宏观空泡贡献一份空气分压。当那个空泡流动到高压区域时,蒸汽凝结,留下一个小气泡,如果真是这样,它就只能慢慢地再溶解。这意外的现象会对第一个水道造成很大的伤害,因为它是直接模拟风洞的。在这个工作层对空化体操作几分钟后发现,由空化产生的气泡数目增加得很快,开始完成设备的环流并转向回归流动。不久 , 工作层被两相流变得模糊不清了。这个溶解包含两个组成部分。第一,水道需要适应长而深的回流柱以便水保持高压从而有足够的时间再溶解大部分空化生成的核粒。这样的回流柱称为“吸收柱”。第二,大部分水道设施都有“除气器”,用来减低水中的空气含量以达到饱和态的20%到50%。这些说法足以解释任何设备中 N(R N ) 都会随操作条件而改变,还可以通过脱气和过滤加以改变。 空化本身对设备中核粒群影响的后果之一就是当压力提高、空化消失时的空化数可能与压力下降、空化出现时的空化数不同。第一个值被称为 “ 末尾( desinent )” 空化数,用 σ d 表示,以区别于初始空化数 σ i 。这些值的差异称为 “ 空化滞回 ” (cavitation hysteresis , Holl 和 Treaster1966) 。 另一个后果是判断空化出现的主观性。目测并不总是可行的,除非事件(单个气泡生长和溃灭)的数量逐渐上升而超过了空化数,使事情变得很醒目。因此,如果我们依据一定事件率来判断,初始空化数就不可避免地随核粒群而升高。实验发现,噪音的产生比起目测来既简单又可重复测量初始数。下面还会继续以上关于空化受核粒群影响的讨论,它已经可以量化了。 图 1.8 大多数的数据是多少经过过滤,或者脱气,或者是很纯净的大洋水。因此,有极少数的核尺度大于100m。另一方面,在水中使用液压时气泡会更大。于是,当这些泡通过泵或者其它设备的低压区时会显著生长,即使到处压力高过蒸汽压也会如此。这种现象叫做“伪空化”( pseudo-cavitation)。虽然初始空化数并非与环境特别有关,但在这种环境下来测量 σ i 数会比 -C pmin 大很多。 另外,如果液体相当纯净,只有非常少的核粒,则这种液体所能承受的张力意味着初始空化时压力必须降到 p V 以下,则 σ i 会比 -C pmin 小很多。因此水的质量及其胞核会导致初始空化数比 -C pmin 更 大或者更小。 1.16 初始空化数据 虽然文献中因为核粒数量和特性未知而显得很多初始空化数据不足,但依据这些数据来探讨某些重要趋势是有价值的。为此,我们可以放心地认为每一个研究者在评估初始空化时都有一个一致的标准。所以 , 虽然数据是从不同的研究人员和广泛分散的设施取得,但我们希望这些各别研究项目所得到的趋势具有定性的意义。 图 1.12 一种 NACA 4412 水 翼的初始空化特征 (Kermeen1956) 。 首先 考虑一个单一的水翼,攻击角是可变的。图 1.12 所示为 Kermeen(1956) 对 4412 NACA 水翼取得的数据。当攻击角度为正时低压区和初始空化会发生在吸力面,当攻击角度为负时这些现象会发生在压力面。此外 , 当攻击角度由任一个方向增大时, -C pmin 值会增大,故初始空化数也会增大。我们将在下一章节中讨论,改变液压装置的尺寸和速度以实现初始空化的比拟(scaling)会是一个重要问题,特别是将水道实验模型规模比拟到适合原型尺寸测量的结果是很需要的,比如船舶螺旋桨的开发。对单个水翼实验的典型数据如图 1.13 所示 (Holl 和 Wislicenus 1961) 。数据是 三种尺寸12%的 Joukowski 水翼( 攻角为零 )在不同速度下取得的。曲线以 雷诺数为背景绘制,为的是将这些数据归纳为单个的曲线。事实表明存在尺寸和速度的效应,用雷诺数可以将它们区别开来。似乎有理由认为,有一个缺失的参量是核粒大小与弧长的比率。然而,在缺少核粒信息的情况下,这纯属推测。 图 1.13 三种尺寸的 Joukowski 水翼 攻角为零时的 desinent 空化数和作为雷诺数 R e 的函数 (Holl 和 Wislicenus1961) 注意 , 理论上 C pmin = -0.54 。 为了完成可能影响初始空化的因素表, 有必要提到流体中接触面的粗糙度和湍流大小的影响。这两个影响相互有关联,因为粗糙度会影响到湍流大小。但是,粗糙度还会影响到边界层分离流动的延迟,因而影响到全局的压力场和速度场。读者可参考Arndt和Ippen(1968)有关表面粗糙度影响初始空化的详细论述。 湍流对初始空化的影响是由于核粒本身是处在漩涡的核心,那里的压力低于平均压力。因此,当它在平均压力作用下没有成泡的话,现在就会成泡。因此,紊流会促进空化,但我们必须考虑到因为改变分流口的位置可能会改变全局的压力场。初始空化的这些复杂的粘性影响最早是Arakeri和Acosta(1974)、Gates和Acosta (1978) (也参见 Arakeri 1979)等人详细研究过的。许多内流在高紊流环境下的初始空化问题,比如在泵里面发生的问题,至今尚没有详细的考究。 1.17 初始空化的比拟 最后一节提出的错综复杂的问题,有助于说明为什麽严重问题依然是如何衡量初始空化的问题。这或许是水力工程师必须面对的最棘手的问题。船舶螺旋桨或者大的涡轮泵的模型试验可能让设计师准确地估计装置的无空化性能。然而 , 他不可能同样有信心面对初始空化数据的测量问题。 考虑一下这个问题的更多细节。改变装置的尺寸不只是改变滞留时间效应,也改变了雷诺数。此外,现在核粒是在尺寸不同的装置里而不是在模型里。改变速度以保持雷诺数的比例不变,只会进一步改变滞留时间而使问题变得混乱。而且,改变速度也会改变空化数。为了恢复模型的条件,我们必须改变压力水平,它能改变核粒含量。还有一个问题是在模型 中和原型中关于表面粗糙度我们能做点什么。 另一个问题是如何根据另一种液体所获得的数据来预测本液体的空化现象。文献中包括大量源于水的数据,而有关其他液体的数据很少。的确,我除了水以外没有其他任何液体核粒数的分布。由于核粒扮演着重要的角色,因此不奇怪我们目前从一个液体比拟到另一个液体的作法纯粹是试验性的。 离开这个主题而不重视后面两节集中讨论初始空化的问题是不恰当的。空化一旦建立,所发生的现象对一些特殊因子,比如核粒含量,就不太敏感了。因此,对成熟空化的比拟比起初始空化的比拟会大有信心。然而,这并非鼓励工程师们完全避开空化问题。 参考文献(略) 本章完。下一章:球泡动力学 (陈立军、陈晓逢译,陈立军校 )
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相变、成核与空化(3)
seisman 2011-8-20 21:13
相变、成核与空化(3)
地震地热说原理:知识库 7 相变、成核与空化(3) 本文节译自《 CAVITATION AND BUBBLE DYNAMICS 》 by Christopher Earls Brennen © Oxford University Press 1995 。 作者不懂节译是否涉及版权问题。此书是网上免费下载的,作者只是节译自己所需章节,而且是用作公益性科学研究的基础资料,非商业用途。如有不当,请专家们指正。谢谢本书的原作者,也谢谢张宇宁先生的推荐。 Seisman 2011.8.6 记 1 相变、成核与空化 1.11 成核网点群 在开水池中,最热的液体是靠近池子的固体加热壁的,因此所有成核网点都发生在这个表面上。为了成核过程定量化,有必要给成核网点定义一个面密度分布函数 N(R P ) 。这里 N(R P )/ dR P 是单位面积内大小为 R P 到 R P + dR P 之间的网点数, N 的单位为 m -3 。另外,还要知道由已知过热 ∆ T 施加影响的网点尺寸大小。 典型地,由张力 β S / R P * 激励下的 网点都会大于 R P * 。其中 β 是某个归一的常数。对已知的临界过热有 (1.11) 于是,由特定过热 ∆ T 所带来的 单位面积 网点 数 n( ∆ T) 为 (1.12) 图1.7给出的 Griffith 和 Wallis (1960) 的数据说明了这种效应。 左边的图形为抛光铜表面3种液体单位表面积 n 活性 成核网点数 的测值。三条曲线对应于三个不同液体的 N(RP) 。右图为对一个特殊表面用等式1.11取β = 2 来验证等式 1.12 真实性的曲线。 图 1.7 抛光铜表面单位表面积 n 活性 成核网点 的实验数据 据 Griffith 和 Wallis (1960) 。 卷入空化过程中的 成核网点的识别很难,因而以往曾经引起很大的争论。这是因为,并不像开水池里那样在加热面上开水承受着最大的张力,而是由于液体体积的扩大使得压力下降了。因此液体内的微小杂质颗粒或者微泡的出现成了潜在的成核网点。特别地,微米级颗粒里的空洞最早是Harvey等人(1944)提出来作为潜在“空化核”的。文章中将这种颗粒流的空洞称为“自由流动核”,以区别于流动边界面上所出现的“表面核”。正如下面我们将要看到的那样,很多观察结果空化开始出现时都是自由流动核活跃的结果而不是表面核。因此有必要描述这些自由流动核特定的技术背景,有必要控制他们在基本实验研究中的浓度。这两种任务其实都不是非常容易的。事实上 , 直到最近几年才找到可靠的自由流动核密度的测量方法,并在不同尺度液体系统中得以发展应用。在过去所采用的方法,包括 库尔特计数器、声学的、光散射技术等对样品的分析 (Billet 1985) 。然而, 最可靠的数据可能是由液体的全息图得到的。它可以重建并通过显微镜检测。粒径分布结果通常作为成核密度分布函数 N(R N ) ,于是由 R N 到 R N +dR N 单位体积内的自由流动核数为 N(R N )dR N ( N 的单位为 m -4 )。图1.8中给出了在3个不同水通道以及太平洋海域洛杉矶、加州等测得的过滤和脱气水的典型分布(O'Hernet al. 1985, 1988)。其他人的观测结果分布形状类似(当 R N 5 • m 时 N 大致对应于 R N -4 ),但空气含量高而测值很大(Billet1985)。 图 1.8 在三个不同 水通道 (Peterson et al. 1975, Gates and Bacon 1978, Katz 1978 , 空化数 σ 如图所示 ) 以及洛杉矶外海、加州 (O'Hern et al. 1985, 1988) 采用全息技术测量的空化核密度数分布函数 鉴别这些核的性质是很难的事。在下一节的讨论中会看到,在不饱和的液体内任意长的时间内究竟多么小的充气微泡能够存在确有些实际问题。 现有的实验技术不可能分别评估固体颗粒的数量与微泡的数量。虽然两者都能充当成核网点,但微泡似乎更容易成长为宏观可见的气泡。有一种方法已经用于这些核的计数,即取得即将成核的样本吸入到小小的 文丘里管内。成核的核粒在低压管子里可以计数,而且浓度很小,因而成核事件在时间上能够加以区分。于是,如果管子里流速是已知的,便可得到核粒浓度与压力大小的函数关系。这种装置称为核粒密度计,只能用于浓度小于 10 cm -3 的情形 (Billet1985) 。 如果所有的自由流动核的组成和特征都是一样的,我们可以得出这样的结论,即一定张力 ∆ p 能激活的核粒数大于 β ∆ p / S , β 为常数。然而,对核粒成分和特性了解不够,以及其他流体力学因素的影响,实际情形会大大低于这个数值。 1.12 杂质气体的 影响 事实上几乎所有的液体都含有一些溶解气体,几乎是不可能完全消除的。例如 , 要花费数周的脱气时间才能将水中的空气浓度降到 3ppm 以下 ( 大气下的饱和度大约为 15 ppm ) 。 如果核化泡内包含一些气体 ,则 泡内压力是气体分压和蒸汽压的总和。因此,液体的平衡压力为 p = p V + p G -2 S / R ,临界张力为 2 S / R - p G 。于是,溶解气体会降低本来的抗张强度。实际上,如果气体浓度导致很大的 p G 值,抗张强度会是负值,液体中的空泡要在大于蒸汽压的压力下才会生长。 上面我们提到的是液体中的气体在预先存储的压力下不饱和的情形。从理论上讲 , 没有气泡能在气液不饱和的均衡状态存在,除非是压力总保持在 p V + p G 以上的纯净液体。这里的 p G 是均衡气压(见 2.6 节)。纯净液体中它们会溶解消失,使得液体的抗张强度飞快增大。然而当脱气或者高压真正能引起抗张强度有些增长时,其效果并非如我们想象的那么大 (Keller 1974) 。这种情况曾经引起一些争论,至少有三种像样的解释,各有其优点。第一个是 前面提到的哈维核,认为气泡存在于颗粒或者表面的裂缝里并得以保留,因为在流体中可以见到的自由面带有很大凸形弯曲的几何形状使得表面张力能支撑液体的高压。第二个而且很难理解的是可能由于宇宙辐射引起的核粒的连续生长。第三个是Fox和 Herzfeld (1954)提出的 “ 有机皮肤 ” 论,它可以使气泡的自由表面弹性足以抵挡高压。虽然不像前面两个说法更有理,但此说由于表面流变学的新近发展而得到广泛地接受。表面流变学认为液体里很少量的杂质能形成很大的表面弹性效应。这些表面杂质可以用电子显微镜检测到。 1.13 流动液体中的成核 或许最常见的空化是发生在流动液体系统内,是因为流动区域中的压力降到蒸汽压以下而由流体动力学形成的结果。雷诺(Reynolds 1873) 是19世纪后半叶第一个试图解释船舶螺旋桨高速运转时所观测到的异常现象的。雷诺集中研究了 螺旋桨 叶片尾部带入空气的可能性 , 我们称之为 “ 通气量 ”( ventilation ) 。然而 , 他似乎没有考虑到尾流充满蒸汽的可能性 。这个问题留待 Parsons (1906) 识别出汽化 所扮演的角色。他还第一个主导了“空化”(这个词是Froude提出来的)实验,由于它对性能的不良影响,由于它产生噪音并且损坏固体表面,从此这个现象成为一个专门研究的课题。 为了便于讨论,我们将考虑一个稳定的、单相流的牛顿液体,其密度为常数ρ L , 速度场为 u i (x i ) ,压力为 p(x i ) 。在这样的流体中可以定义一个参考速度 U ∞ 和参考压力 P ∞ 。流体外部环绕着固体物质, U ∞ 和 P ∞ 是通常的均匀逆流速度和压力。运动方程满足参考压力均匀变化而导致整个流体内部压力同样均匀变化的条件。于是,压力系数 (1.13) 是不依赖于已知几何形态流动边界的 P ∞ 的。此外 , 流体内 还会 有一些位置 x i * ,其 C p 和 p 最小,为方便起见, Cp(x i * ) 值可以用 C pmin 来表示。注意,这个值是个负值。 流体内的粘滞效应用 雷诺数 ( Reynolds number ) 来表示 , Re = ρ L U ∞ • / • L = U ∞ • / ν L 。式中 • L 和 ν L 是液体的动力学粘度和运动学粘度, * 是特征长度的比例。对于一个已知的几何形态, C p (x i ) 和 C pmin 只是稳定流中 Re 数的函数。在理想情况下,液体内无粘性,无摩擦,可以适用伯努利方程, C p (x i ) 和 C pmin 便只取决于 液体 边界的几何形态,而与任何其它参数无关。为了目前的讨论 , 我们将假设在所取的流体形态下单相流的 C pmin 是已知的,或者是由实验测得,或者是理论计算结果。 因此 ,下一步是要考虑 在一个给定的流体内 ,当整体的压力下降或者流速的上升以致流体内某些点上接近参考温度 T ∞ 下的蒸汽压 Pv 。为了描述这种关系,我们定义一个 空化数 σ 为 (1.14) 任何流体,无论空化与否,都有某个 σ 值。很清楚,如果 σ 值足够的大(与 p V (T ∞ ) 相比较 P ∞ 足够地大或者 U ∞ 足够地小),单相液体流就会发生。然而,当 σ 值减小,而在某个特定的 σ 值开始成核,这个值称为初始空化数,记为 σ i 。此刻我们不会顾及到观测初始空化有多难了。 σ 值进一步降到 σ i 值以下,蒸汽泡的数量和大小都会增加。 在液体不能抵挡任何张力而且当 p 达到 p V 时蒸汽泡会突然出现的假设液体流中,很清楚 σ i = - C pmin (1.15) 因此,初始空化数可以通过观测或者单相流的测量来确定。 举例来说,假如一个自由流动核沿着包含 x i * 点的流线移动(见图1.9)。当 σ -C pmin 时,沿整个轨道的压力大于 p V 。 当 σ = -C pmin 时,核粒遇到 p = p V 只是一个极小极小的时刻。 当 σ < -C pmin 时,核粒经受 p p V 也只是有限的时间。就 自由流动核而言,能使得 σ i 不同于 -C pmin (再次提醒 -C pmin 一般是正数)的有两种情况。第一种情况是在 p = p V 时没有成核。在脱气液体中成核需要一个正的张力 ∆ p C ,因此成核要求空化数小于 -C pmin ,即 σ i = -C pmin - ∆ p C / ½ρ L U ∞ 2 。在含有大量杂质气体的液体内,实际上 ∆ p C 是负的,因此 σ i 会大于 -C pmin 。第二种情况是一个核粒成长为可见的尺度需要在 p p V - ∆ p C 条件下有一定的驻留时间。这个停留时间会使可观测到的 σ i 小于 -C pmin - ∆ p C / ½ρ L U ∞ 2 。下一章我们会见到,空泡的生长速率 从根本上受到液体和蒸气的热力学性质影响,因而是液体温度的函数。因此, σ i 也会取决于液体的温度。 图 1.9 流线上压力分布的原理图 1.14 初始空化的粘滞效应 前面 的讨论只局限于理想的稳流。那时也还假定流动是无粘性的,因此一个已知流体形状的 -C pmin 值是一个简单的正的常数。然而,当包括粘滞效应时, -C pmin 就变成雷诺数 Re 的函数,因此我们会期待在稳流中观测到在这个雷诺数时的初始空化数 σ i 。为方便,我们称之为稳流粘滞效应。 到目前为止 , 我们假设的流动和压力是层状的和稳定的。然而 ,工程上需要处理的大多数流体都是紊乱的,不稳定的。 涡流的出现不仅因为他们是紊流所固有的,也是因为自由旋涡和强制旋涡脱落二者造成的。这对初始空化有重大影响,因为在旋涡中心的压力可能会大大低于流体的平均压力。当起初空化在一个中心压力大大低于平均压力的短暂的旋涡中产生时, -C pmin 的测量或计算将会得到最低的平均值。与停留时间因素不同的是,这可能导致很高的 σ i 值,甚至超乎我们的想象。它还会使 σ i 随雷诺数 Re 变化。注意,这里要与 Re 对 C pmin 的影响区分开,我们把这种影响称为湍流效应。 总之 , 有许多原因会使 σ i 不同于在单相流动中用压力计算得到的 -C pmin 值。 1) 抗张强度的存在会使 σ i 下降。 2) 停留时间效应会使 σ i 下降。 3) 杂质气的存在会使 σ i 上升。 4) 由于 C pmin 对 Re 的依赖性造成的稳定粘滞效应会使 σ i 成为 Re 的函数。 5) 湍流效应会使 σ i 上升。 如果不是因为这些效应 ,空化 预测将会是一个确定 C pmin 值的简单事情。不幸的是 , 这些影响可能会导致标准值 σ i = - C pmin 的严重偏离,在很多应用中造成重大的工程后果。 而且, 上述讨论识别的参数必须得以控制,或者至少在系统实验中初始空化时加以测量。 1) 空化数 σ 。 2) 雷诺数 Re 。 3) 液体温度 T ∞ 。 4) 液体质量,包括自由流动核的数量和性质,溶解气体量和自由流动的紊流。 5) 固体质量,边界表面,包括 表面粗糙度(因为这可能影响流体动力学),以及孔隙度或凹陷口。 因为这是一个难办的事情,因为很多效应,比如紊流的相互作用和初始空化最近才能加以鉴别,所以不奇怪以往的很多实验中难以将各个效应加以区分。不过 , 这些实验的有些讨论是有现实意义的。 (陈立军、陈晓逢译,陈立军校 )
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相变、成核与空化(2)
seisman 2011-8-15 20:00
相变、成核与空化(2)
地震地热说原理:知识库 6 相变、成核与空化(2) 本文节译自《 CAVITATION AND BUBBLE DYNAMICS 》 by Christopher Earls Brennen © Oxford University Press 1995 。 作者不懂节译是否涉及版权问题。此书是网上免费下载的,作者只是节译自己所需章节,而且是用作公益性科学研究的基础资料,非商业用途。如有不当,请专家们指正。谢谢本书的原作者,也谢谢张宇宁先生的推荐。 Seisman 2011.8.6 记 1 相变、成核与空化 1.6 成核的类型 在任何实际试验或应用中,薄弱点(weakness)可有两种典型的形式产生。液体内的热运动形成暂时的、可以构成破裂的微型核,并生长成大的空泡。这种称为均匀成核。在实际工程情况下经常会发现,大的薄弱点多发生在液体与固体容器壁之间的边界上,或者发生在液体与液体内悬浮小颗粒之间。当这种位置发生破坏时便称为异质成核。 在接下来的章节我们简要综述均匀成核理论,以及一些在干净系统中进行的实验结果与理论值的比较。 作为 均匀成核主题的总括,重要的是要记住,运用液体分子运动论的观点只容许一种薄弱点的形式存在,即由于分子热运动产生的短暂的空洞。在真实的系统中则可能出现其他几类的薄弱点。第一种可能是成核发生在液体和固体边界的接触部位。动力学理论已经在包括 异质成核方面得到发展,并能估计异质成核的机会是比 均匀成核的机会大一些还是小一些。重要的是要记住,异质核化也可以发生在液体内非常小的、亚微米级的杂质颗粒上。实验中这种情况很难和 均匀成核加以区别。 薄弱点的 另一个重要的形式是杂质气体的 微米级空泡(微气泡)。它们可以出现在固体边界的裂缝里或者液体里的悬浮粒子里,甚至就在液体里自由悬浮着。在水中,微气泡看起来是那样不确定,而且几乎无法完全排除掉。后面我们还会看到,或许是接触面被污染的缘故,它们似乎无法完全溶解掉。虽然在一个小的实验样品中或许能把这些核粒去掉得差不多,但在工程上却比比皆是。除了水之外,液体中经常会出现的各种污染物并没有得到同样的关注。 另一个重要的污染形式 是 宇宙辐射。 高能粒子和一个液体的分子之间的碰撞可以储存足够的能量使它有可能成核时便开始成核,不然成核的机会很少。 当然了,这就是泡沫室的 原理 (Skripov , 1974) 。虽然这个问题超出了本书的范围,重要的是要记住 , 自然发生的宇宙射线在所有我们能想到的情况下都可以促进成核。 1.7 均匀成核原理 纯净液体中水汽空洞形成的基础物理研究可以追溯到吉布斯的开创性研究 (Gibbs , 1961) 。均匀成核的现代理论归功于 Volmer 和 Weber(1926), Farkas(1927), Becker 和 Doring(1935) , Zeldovich(1943) 等人。这方面的专著,读者可参考 Frenkel(1955) 和 Skripov (1974) 的书,最近的文本见 Carey (1992) 、 Blake (1949) 、 Bernath (1952) 、 Cole(1970), Blander 和 Katz (1975) 、 Lienhard 和 Karimi(1981) 。我们在此只是简略地介绍一下均匀 成核的原理 ,省略了许多详细的热力学问题,更多的细节的请读者参见上述文章。 在一个纯净液体内,表面张力是分子间作用力为保持分子聚集在一起而避免出现大的空缺的宏观显现。液体气泡外压力 P , 气泡的半径 R , 与气泡内部压力 P B 的关系为 P B – P = 2 S / R (1.3) 式中 S 为表面张力。 在本节及下面章节中都假定,表面张力的概念 ( 或者说,表面能量 ) 可以扩展到气泡或者是几倍分子间距尺度的空缺位。这种近似是非常之精确的 (Skripov , 1974) 。 如果温度 T 是 均匀的,空泡内只含有蒸气,则 内部压力 P B 即为 饱和蒸气压 p V (T) 。 然而 , 外部的液体压力 p = p V -2 S / R 将会小于 p V 以达到平衡状态。因此,如果外部液体压力保持恒定并稍稍少于 p V -2 S / R ,则空泡会生长, R 会变大,导致生长的余压会增高,破裂会发生。这意味着,如果空缺存在的最大值是 Rc ( 称为临界半径或聚类半径 ) ,则液体的抗张强度 ∆ p C 为 ∆ p C = 2S /Rc (1.4) 在由分子随机运动所产生的短暂空缺的情况下,这个简单表达式 ∆ p C = 2S / Rc 必然带有概率的概念,即空缺 Rc 会发生在施加张力的时间之内或者是观测时间之内。这样就会产生一种可能性,液体将会在有效时间内、在给定的张力作用下发生破裂。 我们 感兴趣的是典型的表面张力 S = 0.05 kg / s 2 、临界空缺或者空泡尺寸 Rc 与 10 -10 m 分子间距差不多的情形。此时 计算所得的抗拉强度 ∆ p C 为 10 9 kg / m s 2 或 10 4 atm 。这个结果与 1.4 节估计的抗拉强度一致,自然也与实验结果有差距。 等式1.4是均匀形核理论的3个基本关系中的第一个。我们需要确定的第二个表达式是给定在纯净液体内为生成核粒或者临界尺寸为 Rc 的微气泡所必须存储的能量增量。假设临界核粒是与它生成后的环境处于热力学平衡状态的,则有两部分必须存储的能量增加。首先,能量的存储要适应空泡表面能量的存储。根据表面张力 S 的定义,表面张力是总面积 4 π R C 2 S 中每个单位面积 S 的总和。同时,液体必须向外移位以生长空泡,并对系统作功。在能量增加中的压力差就是空泡内外的压力差(其估值 ∆ p C 由等式1.4给定)。作功等于空泡的数量乘以压力差,或者是 4πR C 3 ∆ p C / 3 。此功是液体由于生成空泡而造成移位所作的功。于是,由于生成空泡而必须存储的净能量 W CR 为 (1.5) 由 等式1.4和等式1.5消去 R C ,可将临界存储能量表达式写成 (1.6) 事实上 , 的确是吉布斯 (Gibbs , 1961) 首先阐述这个表达法。更多详细的资料读者可参考 Skripov(1974) 和其他人的著作。 均匀形核理论的最后一步是有关存储能量在有效时间内达到 W CR 量级可能性的产生机制的估计。等式1.6可估计在有效时间内液体能够维持张力 ∆ p C 的可能性。在完全避开外部辐射的纯净液体内,问题变成对分子热运动的随机性导致局部能量扰动达到 W CR 量级的可能性的估计。因此,大多数均匀形核理论将 W CR 与分子动能 kT ( k 为 玻尔兹曼常数 )相关联,以 Gibbs 数来表示 Gb = W CR / kT (1.7) 这意味着一个给定的 Gibbs 数将对应于给定的有效时间、给定容积内一个成核事件的一定的概率。为随后的使用也提出了 W C R 的其他基本关系式。比如Lienhard 和 Karimi (1981)发现 W C R 与 kTc ( T C 是临界温度)有关而不是与 kT 有关。这样与实验结果也更加吻合。 有关定义为单位容积、单位时间内成核数目的成核率 J 与 Gibbs 数 Gb 关系精确的数值表达式的 一般形式为 J = J 0 e -Gb (1.8) 式中 J 0 是某种比例因子。有多种 J 0 的表达式,经典形式是由 Blander 和 Katz (1975) 给出的 (1.9) 式中 N 为 液态的数密度 ( 分子数 / m 3 ) , m 是 一个分子的质量。尽管 J 0 可能是温度的函数,但它对 J 0 误差的影响比起等式 1.8 中 Gb 的 指数影响来说是很小的。 1.8 与 实验结果的比较 成核率 J 是由等式 1.8 、 1.7 、 1.6 以及像 等式 1.9 这样一些有关 J 0 的式子给出的。它随温度的变化在理解实验结果中是很重要的。考虑与给定成核率 J 相当的张力 ∆ p C 为 方程 (1.10) 此式 可以用来计算已知温度 T 的液体的抗张强度,了解表面张力随温度以及其它流动特性的变化,还给出了一个特定的临界成核速率 J 的标准定义。值得注意的是,第一,温度对张力最重要的影响是通过分子里的 S 3 实现的。由于在临界点 S 大致随 T 降为 0 ,则在临界点由于 S 3 项而使 ∆ p C 变成温度的强函数。相反, J 0 的温度影响差不多可以忽略不计,因为它只是对数项。在远离临界点的低温状态下,由于 S 3 变化很小, ∆ p C 对温度的依赖性很小,随温度的变化也很小。 随着讨论的深入,事情变得 清晰了。我们可以把实验结果分作压力大致为0的拐点线上下两个温度范围来讨论。这个温度划分也可以由适用的状态方程来实现,取 T / T C = 0.9 。当温度在 T C 和 0.9 T C 之间时,抗张强度可以用等式 1.10 来计算,因为此时的临界 集群半径 Rc = 2 S / ∆ p C , 相当地大。比如,张力为1巴时相应的核粒 R C = 1 • m。这表示亚微米级的杂质颗粒或者微气泡在这个温度范围内对实验结果的影响很小,因为此时热的薄弱点是很大的。图1.4, 据 Skripov 1974 ,给出了 单位体积过热乙醚以太的平均寿命 ( 1 / J ) 。图中数据是 依据饱和温度 Ts 绘制的。实验中取 4 个不同的正压力(因为是正压力,所有的数据都位于 T C T 0.9 T C 范围内)。 图1.4表明几个重要特征。第一,所有 1 / J 5 s 的数据都对应均匀成核的情况,与均匀成核理论十分吻合。当 1 / J 5 s 时实验数据大大偏离理论结果,是由于在过热状态很小的情况下导致成核的辐射造成的。图中也表明,过热界限与我们在等式 1.10 的讨论中所想象的“临界”成核率的取值关系不大。由于这些图线都差不多是垂直的,我们由实验结果可以得到一个可能的过热或者张力的最大值,而不必规定一个特定的临界成核率。 图 1.4 实验观察到的单位体积过热乙醚以太在四个不同的压力下的平均寿命 ( 1 / J ) 压力分别为 (1)1 巴, (2)5 巴、 (3)10 巴、 (4)15 巴,依据饱和温度 Ts 绘图。 曲线对应两种均匀成核理论 ( 据 Skripov1974) 图 1.5 取自 Eberhart 和 Schnyders(1973) , 提供了在这个过热极限内五种不同液体的数据。在这个 正压力的范围内,大多数液体可能过热的最大值都与均匀成核理论的预测相符。实际上, Lienhard 和 Karimi (1981) 曾经证明,这个极限值十分接近液体的拐点线,其数据可以用于液体在亚稳态时的模型状态方程。图 1.5 包含与几种常见规律的比较。图中的数据与 11.5 的临界 Gibbs 数相符,该值可用于式 1.6 和 1.7 以简化大多数液体在正压力下的过热极限。 图 1.5 五种不同液体的过热极限数据与液体旋节线的比较 数据来自五个不同的状态方程 , 包括 van der Waal(1) 和 Berthelot(5) ( 据 Eberhart 和 Schnyders 1973) 不幸的是 , 其中的一个例外是最常见的液体 , 水。甚至当 T 0.9 T C 时,实验数据仍低于最大过热的预测值。例如 , 估计最大过热温度在大气压下为 300 ℃ ,而实验取得的数据为到 280 ℃ 。这种差异的原因似乎并没有得到很好的解释( Eberhart 和 Schnyders 1973) 。 以上是关于温度大于 0.9Tc 的讨论,下面转到低温下的情形。大约在 0.9Tc 以下时,过热极限对应于负压情形。其实,图1.5包括低于 -0.4 p C ( T 大约为 0.85 T C ) 的数据,表明由均匀成核理论所得到的过热极限预期值可以达到这个温度。 Lienhard 和Karimi(1981)计算过水在更低温度下的理论极限值,结论是,比 Gb= 11.5 更准确的值是 W CR /kT c = 11.5 。 低温下误差和不确定性增大的原因之一是均匀成核理论隐含着很大很大的张力 ∆ pC ,因而 临界集群半径是很小很小的。这意味着几乎所有的其他核原变得很重要,并能在低于 均匀成核理论预期值很多的情况下造成破坏。对水来说,甚至在 T 0.9 T C 时出现不确定性,以至于均匀成核理论与正常温度下的水毫不相干。 1.9 抗张强度实验 水的抗张强度实验可追溯到 Berthelot(1850) 。他的基本方法为 许多后来的研究者所采纳。实验由真空条件下的新鲜毛细管内密闭的脱了气的纯净液体组成。加热毛细管使液体膨胀,当达到某一高温(和高压)时充满了管子。然后冷却,在某一特定的温度(和压力)下就能看到破裂。抗张强度可以由这些温度和液体压缩率的计算值求得。另一些有用的方法包括Vincent(1941)的力学波纹管(也见Vincent 和 Simmonds 1943),Reynolds (1882)的旋转U型管,以及Davies(1956)等人的活塞装置。所有这些实验困难重重 , 需要小心控制的不仅是液体的纯度,而且包括固体表面的性质。在许多情况下很难判定均匀形核是否发生,或者是在固体边界上发生了断裂。而且,这些实验中所取得的数据也是很散乱的。 在 新鲜毛细管内, Berthelot(1850) 在常温水中达到了 50 巴的张力。 Dixon(1909) 进一步改进,达到了 200 巴,但是依然与理论极限值相差甚远。有关水和别的液体的类似结果据报道还有 Meyer (1911) 、 Vincent(1941) 等人。业已搞清楚,容器的材料起很大的作用, Rees 和 Trevena (1966) 用钢制的 Berthelot 管未能达到玻璃管中所观测到的张力高值。显然,资料表明抗张强度是液体杂质和容器表面特性的函数,我们必须关注这些重要的因素。 1.10 异质成核 在均匀形核时我们考虑过微观的没有半径R的核,它生长而当液体内的压力 p 降低到临界值 p V -2S/R 以下时导致液体破裂,因此抗张强度为 2 S / R 。现在我们来考虑如图1.6所示固液界面上的一个类似的数。 图 1.6 异构成核的多种模式 液体 / 蒸气 / 固体交叉点的接触角用 θ 来表示。于是,疏水平面的抗张强度为 2Ssin θ / R , R 为 空缺的典型最大尺寸。理论上,当 θ 趋于π 时 抗张强度可为0。另一方面,亲水平面的抗张强度与均匀成核的抗张强度差不多,因为空缺的大小是差不多的。因此我们可以推断,疏水平面的存在会引起异质成核,并且会大大降低抗张强度。 当然,在我们所关心的微观尺度上,表面并不是平的,所以我们必须考虑局部表面几何形态的影响。锥腔的情况下 (c) 通常被认为是为了体现表面几何形状影响的例子。如果锥腔顶点的半角用 α 来表示,则抗张强度为0比较多的可能是发生在 θ = α + π /2 而不是 θ → π 。而且,如果 θ α + π /2,则蒸汽泡会生长,并且当压力大于蒸汽压时会充满锥腔。 因此,如果我们考虑到表面的微观几何形状,就一点也不会奇怪在一些特殊的表面空腔内当压力达到空腔附近的蒸汽压时会生长出蒸汽囊来,特别是当表面是疏水面时。但是还剩下几个问题。第一,如何会有一个蒸汽囊首先产生?大多数实验似乎表明有一些吸附在固体表面的微小的杂质气囊。 这也许 就好像在新鲜毛细管中的情形, 事实可能有助于解释 Berthelot管实验中测量到的更大张力。第二个问题是,这些蒸汽囊如何越过固体表面包层进入到液体内。我们依然可以认为,剧烈的破裂需要在液体内出现很大的空缺,因此平面配置对大尺度仍然是适用的。答案显然取决于表面的复杂拓扑结构。如果锥腔的开口有 10 -5 m 的大小,使得空泡膨胀以突破表面包层的张力只需要十分之一个大气压,实验可以证实。 显然,固体表面上一些特定点位具有促进气泡生长和宏观显现的最佳几何特征。这些位置称为 成核网点 。此外 , 很清楚的是 , 当压力降低 得 越来越多,网点将成为能够产生并向液体里释放蒸气泡。这种现象当你在炉子上烧一壶开水时很容易见到。沸腾之初,气泡只出现在几个特殊的位置,当水壶越来越热,网点活跃起来。因此,成核网点密度作为过热的函数是泡核沸腾定量分析的一个重要组成部分。 (陈立军、陈晓逢译,陈立军校 )
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相变、成核与空化(1)
热度 2 seisman 2011-8-6 19:30
相变、成核与空化(1)
地震地热说原理:知识库 5 相变、成核与空化(1) 本文节译自《 CAVITATION AND BUBBLE DYNAMICS 》 by Christopher Earls Brennen © Oxford University Press 1995 。 作者不懂节译是否涉及版权问题。此书是网上免费下载的,作者只是节译自己所需章节,而且是用作公益性科学研究的基础资料,非商业用途。如有不当,请专家们指正。谢谢本书的原作者,也谢谢张宇宁先生的推荐。 Seisman 2011.8.6 记 1 相变、成核与空化 1.1 前言 本章着重解释气液两相混合态的形成机制 , 尤其关注的是液体中气泡形成的过程。介绍中我们力求将研究活动中几个带有重合性的部分融合在一起。首先是从 Frenkel(1955) 和 Skripov(1974) 的书中归纳出来的成核的基本原理的研究成果。这些书中介绍了大量很纯的液体和干净的环境以确保属于纯净液体的特性。另一方面,很多工程系统在成核的过程中起了很重要的作用。本章后半部分将介绍在这样的工程环境中成核的物理机制。这一工程学科大致分为两个单独的研究领域,即空化和沸腾。这两种过程的一个简单而有效的区别方法,是将空化定义为当压力低于气态压力时在液体内的成核过程,而将沸腾定义为当温度超过饱和气液温度时所发生的成核过程。当然,从物理学的角度来看,这两个过程只有些许的差别,而我们则要尽力同时区分开这两种成核过程。产生这两种过程差异的原因是存在一些复杂的因素,即一方面是由于温度梯度的差异造成空化流,而另一方面则是由于壁效应造成了沸腾。本章最后一节将详细介绍这些复杂的因素。 1.2 液态 任何有关液态变气态或者气态变液态的讨论都离不开对液态的讨论。虽然用简单的运动学理论来理解气态就足以达到我们的目的,但还是要进一步考虑到液态的性质。因此我们还是要遵循 Frenkel(1955) ,尽管现代的研究通常是基于统计力学的(比如 Carey , 1992 )。 我们的讨论从经典的相位图开始,虽然它比较理想化,但也是符合基本事实的。图 1.1 表示压力 P 、温度 T 和相应体积 V 的典型图形,图中标明了物质的状态。三相点是固、液、气三态共存的,也就是说,在这里的物质有三种可供选择的状态。气液饱和线(或称双相线)从三相点开始一直延伸到临界点。从热力学上说它是根据这样的事实来确定的,即两个共存相的化学势必须相等。在这条线上的气态和液态表现为一种 “ 无相态 ” ,随着等温线体积的变化可以一会儿是气态一会儿是液态,即一种中间的不稳定状态。按照 Frenkel(1955) 的说法, “ 在不稳定态下,由液态到气态或者由气态到液态的实际转换不是按照理论的等温线(图 1.1 右图中的虚线)而是按照水平的等温线(实线)进行的。这与原有的同种物质分化为两种不同物质的共存相是一致的…… ” 临界点是理论等温线的最大值和最小值皆为 0 而间断点不存在的点。 在理论等温线线上与最大值相交的被称为蒸汽拐点线,与最小值相交的称为液体拐点线。显然这两条线汇聚在临界点。这两条拐点线与饱和线(或称双相线)之间的两个区域是很值得重视的,因为它表示这些区域的理论等温线在某些特殊条件下是可以实现的。例如 , 如果一种纯液体在状态 A( 见图 1.1) 是恒温条件下减压的,当压力降低到低于 B 点压力 ( 饱和蒸汽压 ) 时会出现好几种情况。如果有足够数量、足够大小的核粒存在(详后讨论),液体将变为蒸汽沿水平线的状态从 B 和 C 移动,在低于蒸汽压的压力下保持与 E 点相同的平衡状态,然而,如果没有核粒出现,减压可能导致继续沿理论等温状态向下,比如 D 点的位置,称为 “ 亚稳态 ” ,因为条件不具备不能稳定转变到 E 点状态。象 D 点这样的液体被称为张性液体, B 点到 D 点的压力差可作为张力的度量。当然,我们也可以在 D’ 点沿等温线靠升温来到达 D 点状态。因此,也可以把 D 点状态称为过热状态,也可以用 D 点和 D’ 点的温度差作为过热的度量。 类似地我们可以想象,比如 F 点的冷却或加压的蒸汽转变为象 F’ 点的亚稳态蒸汽, F 点和 F’ 点之间的温度差可作为过冷的度量。 图 1.1 典型相位图解 1.3 流动性和弹性 在进行详细的研究之前,有必要先定性地介绍一些液态的性质,并对这些性质与单晶的固态和气态作一番比较。 第一,也是饱和液态与饱和气态最明显的差别是,与固态类似,液态的密度总是保持相对的恒定,只在临界点除外。另一方面,蒸汽的密度差别随着温度的变化至少是从 2 到 5 甚至更多的级别。由于这一点在往后的讨论中也很重要,因此在图 1.2 中画出了多种流体的饱和液态密度与饱和蒸汽密度的比值。比值不是按照空间温度画的,图中 θ = T/T c , T 为实际温度而 T c 是临界温度。 第二,检验饱和液体比热容的测量表明,在不靠近临界点高温的情况下,液体比热容和固体比热容是同一个量级的。 上述液体的两个特征意味着液体分子的热运动与固体分子的热运动以及固体内处于准平衡位置的小振幅振动情况是相似的。分子的排列比起气体来说与固体具有更大的相似性。我们需要强调这种与固体的相似性,以抵消液态好像更像气体而不像固态的想法,因为在很多观测流程中是流动性占主导地位而不是弹性。进而,我们还要指出,固体除了弹性之外也具有流动性。在高温,特别是达到溶解温度的 0.6 到 0.7 时,大多数结晶固体都会发生流动,即我们熟称的蠕变。当应变率很高时,由于位移并非各向同性而发生蠕变(这种蠕变不像是牛顿液体,也不能用一个简单的粘度表征)。当应变率很低时,高温蠕变简单化,晶体点阵里的分子各向同性地移动。这种蠕变是一种扩散性的蠕变,类似于在大多数液态中所观察到的流动性,可以用一个简单的牛顿粘度来表征。 接下来我们会问,液态拥有弹性,那么在很多物理过程中当液体流动时是否还能保持弹性呢。在液态和固态两种情况下,我们可以想象某一个特定的时间 t m ,物质结构内的一个分子从某一位置移动到邻近的另一个位置,另一个方法是我们设想这个特定时间内在物质结构内移动出一个 “ 空洞 ” 或者是从一个位置到另一个位置的空缺,那么,如果施力的时间 t 比 t m 小,则物质在过程中不会出现永久变形而表现为弹性,并非是流动性,而如果 t t m ,就会出现流动性。因此,尽管结论相当简单,相对于某一特定的施力时间 t ,我们可以用一个很长的 t m 时间来表征固态而用一个很短的 t m 时间来表征液体。这种情况的一个例子是,地球的地幔在考虑地震波传播时把它当做固体而在很长很长的地质时期内它则像液体一样漂流着。 图 1.2 各种纯物质饱和液体密度与饱和蒸汽密度比值作为温度函数的曲线 在扩散蠕变中,当现象是靠空缺扩散的随机事件控制时,观察时间 t 就变得尤为重要。在许多情况下,成核的过程也是靠这种随机事件控制的,所以观测时间将在确定这一过程中发挥重要的作用。经过一段很长的时间,很有可能空缺会联合起来形成蒸汽雾团,以致成核。相反的,这种设想也可能存在,在蒸汽泡尚未形成之前一个相当长的时期内液体可能会变成一种拉张状态(负压)。这种场景很多年之前就见到过。 1850 年, Berthelot (1850) 使净化水在屈服之前的拉张达到 50 个大气压。液体的这种抗张性能与很多我们熟悉的固体抗张性能很相似,也是液体弹性的一种表现。 1.4 抗张强度的说明 Frenkel(1955) 通过一个简单但有意义的计算阐述了纯净液体潜在的抗张强度。假定两个分子彼此分开一定的距离 s ,它们相应的势能为 Φ ,其分子间的作用力如图 1.3 所示。分子平衡出现在分开距离 x 0 点,相应值为 10 -10 m 。分子间的引力等于 ∂ Φ/ ∂ x ,而在某点 x 1 为最大值,相应的 x 1 / x 0 值为 1.1 或 1.2 。在大部分液体或固体中这个值相当于体积的膨胀部分 ∆ V / V 0 ,约为 1/3 。因此,在施以恒定的拉张应力使其等于 x 1 点的势能,就会彻底破坏液体或固体,因为在 xx 1 点的引力难以抵挡张力。事实上,液体和固体的压缩模量为 κ ,其值一般在 10 10 ~ 10 11 kg/ms 2 范围内,由于压力 P = -κ ( ∆ V / Vo ) ,则相应的液体破坏压力 P T 为 -3 × 10 9 到 -3 × 10 10 kg /ms 2 。换句话说,我们的估算是基于液体或固体能够承受 3 × 10 4 到 3 × 10 5 大气压!实践中由于应力集中而固体达不到这个极限值(断裂的应力通常要少 100 倍),也就是说,在某些点实际应力可以达到上面所说的高值而整体的平均应力却依然还是小 100 倍。在液体里这样大的拉力强度理论值与所有的实践经验不符,这个矛盾必须处理。 图 1.3 分子间的势能 这里是继续上述计算很有用的又一步计算 (Frenkel , 1955) 。上述系统每个单位体积内所储的弹性能为 κ( ∆ V) 2 /2Vo ,或者是 | P | ∆ Vo / 2 。因此,我们必须给所有的分子提供足以分开的能量,汽化液体的估计值为 | P T | / 6 或者 5 × 10 8 ~ 5 × 10 9 kg /ms 2 。这个结果与对很多液体所做蒸汽测量的潜热值是同一个量级的。另外,我们可以正确估计临界点温度 T C 的量级,方法是假定临界点上每个分子热运动的动能为 kT C , k 是分子玻尔兹曼常数, 1.38 × 10 -23 kg/m 2 s 2 K ,等于物体内所有分离分子所需的能量。取每立方米的分子数为 10 30 ,这意味着 T C 是按每单位体积内热运动的动能求得,或是按 1.38 × 10 7 × TC 到 | P T | / 6 求得的。这样所得到的相应值的量级为 30 → 300 ° K ,与实际值的量级相符。因此,我们发现这个简单的模型面临两难,虽然它比较正确地预测了汽化热的量级和临界温度,但它不能预测液体所能承受的抗张强度。我们只能说,并不像蒸发潜热和临界温度那样, 抗张强度取决于液体内的薄弱点。这种薄弱点存在时间很短,而且很难量化,因为它们可能是由于微小的杂质所造成的。 这个困难,以及对张力作用时间的依赖性,大大增加了对抗张强度的任何理论估计的难度。 1.5 空化和沸腾 正如我们在 1.2 节讨论过的那样,液体的抗张强度至少有两种个方法可以实现: 1) 恒温下的液体可以调低压力 P 到饱和蒸汽压 P v 之下。( P v -P )值称为张力 ∆ P ,液体在产生破坏时的抗张强度为 ∆ P C 。在大致恒温条件下由于压力下降所造成的液体破坏过程通常称为空化。 2) 恒压下的液体可以调高温度 T 使其超过正常的饱和温度 T S 。 ∆ T = T-T S 值称为过热值,此时蒸汽形成。 ∆ T C 为临界过热值。在大致恒压条件下由于温度升高所造成的液体破坏过程通常称为沸腾。 虽然空化和沸腾的基本机制是十分类似的,但区分它们形成蒸汽的热动力学路径的差异也是很重要的。事实上存在两种不同的路径,因为,虽然在液体内很容易引起一致的压力变化,但很难构成一致的温度变化。所以,当变化量很小时抗张和过热的临界值可能是相关的。根据 Clausius-Clapeyron 关系式, ( 1.1 ) 式中 ρ L 、 ρ V 是饱和液体和蒸汽的密度, L 是蒸发时的潜热。除非接近临界点,我们有 ρ L ρ V , 而且 dp/dT 近似等于 ρ V L/T 。因此 (1.2) 例如,在 373 ° K 的水中,密度 ρ V = 1 kg/m 3 , 20 ° K 即相当于 1 个大气压张力时的过热值为 L = 2 × 10 6 m 2 /s 2 。强调一点的是,式 1.2 仅在张力和过热值很小的情况下提供了一种有用的关系。当 ∆ P C 和 ∆ T C 很大时必须用适当的物态方程来建立数值关系。 (陈立军、陈晓逢译,陈立军校 )
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[转载]phase transitions
jwl189 2011-4-22 14:51
Phase transition From Wikipedia, the free encyclopedia. In physics, a phase transition is the transformation of a thermodynamic system from one phase to another. The distinguishing characteristic of a phase transition is an abrupt sudden change in one or more physical properties, in particular the heat capacity, with a small change in a thermodynamic variable such as the temperature. Examples of phase transitions are: The transitions between the solid, liquid, and gaseous phases (evaporation, boiling, melting, freezing, sublimation, etc.; see also vapor pressure) The transition between the ferromagnetic and paramagnetic phases of magnetic materials at the Curie point. The emergence of superconductivity in certain metals when cooled below a critical temperature. Quantum condensation of bosonic fluids, such as Bose-Einstein condensation and the superfluid transition in liquid helium. The breaking of symmetries in the laws of physics during the early history of the universe as its temperature cooled. Phase transitions happen when the free energy of a system is non-analytic for some choice of thermodynamic variables - see phases. This non-analyticity generally stems from the interactions of an extremely large number of particles in a system, and does not appear in systems that are too small. It's sometimes possible to change the state of a system non-adiabatically in such a way that it can be brought past a phase transition without undergoing a phase transition. The resulting state is metastable i.e. not theoretically stable, but quasistable. See superheating and supercooling and supersaturation. Contents 1 Classification of phase transitions 1.1 Ehrenfest classification 1.2 Modern classification of phase transitions 2 Properties of phase transitions 2.1 Critical points 2.2 Symmetry 2.3 Critical exponents and universality classes 3 References 4 External links Classification of phase transitions Ehrenfest classification The first attempt at classifying phase transitions was the Ehrenfest classification scheme, which grouped phase transitions based on the degree of non-analyticity involved. Though useful, Ehrenfest's classification is flawed, as we will discuss in the next section. Under this scheme, phase transitions were labelled by the lowest derivative of the free energy that is discontinuous at the transition. First-order phase transitions exhibit a discontinuity in the first derivative of the free energy with a thermodynamic variable. The various solid/liquid/gas transitions are classified as first-order transitions because they involve a discontinuous change in density (which is the first derivative of the free energy with respect to chemical potential.) Second-order phase transitions have a discontinuity in a second derivative of the free energy. These include the ferromagnetic phase transition in materials such as iron, where the magnetization, which is the first derivative of the free energy with the applied magnetic field strength, increases continuously from zero as the temperature is lowered below the Curie temperature. The magnetic susceptibility, the second derivative of the free energy with the field, changes discontinuously. Under the Ehrenfest classication scheme, there could in principle be third, fourth, and higher-order phase transitions. Modern classification of phase transitions The Ehrenfest scheme is an inaccurate method of classifying phase transitions, for it is based on the mean field theory of phases (to be described in a later section.) Mean field theory is inaccurate in the vicinity of phase transitions, as it neglects the role of thermodynamic fluctuations. For instance, it predicts a finite discontinuity in the heat capacity at the ferromagnetic transition, which is implied by Ehrenfest's definition of "second-order" transitions. In real ferromagnets, the heat capacity diverges to infinity at the transition. In the modern classification scheme, phase transitions are divided into two broad categories, named similarly to the Ehrenfest classes: The first-order phase transitions are those that involve a latent heat. During such a transition, a system either absorbs or releases a fixed (and typically large) amount of energy. Because energy cannot be instantaneously transferred between the system and its environment, first-order transitions are associated with "mixed-phase regimes" in which some parts of the system have completed the transition and others have not. This phenomenon is familiar to anyone who has boiled a pot of water: the water does not instantly turn into gas, but forms a turbulent mixture of water and water vapor bubbles. Mixed-phase systems are difficult to study, because their dynamics are violent and hard to control. However, many important phase transitions fall in this category, including the solid/liquid/gas transitions. The second class of phase transitions are the continuous phase transitions, also called second-order phase transitions. These have no associated latent heat. Examples of second-order phase transitions are the ferromagnetic transition, the superfluid transition, and Bose-Einstein condensation. Several transitions are known as the infinite-order phase transitions. They are continuous but break no symmetries (see Symmetry below). The most famous example is the Berezinsky-Kosterlitz-Thouless transition in the two-dimensional XY model. Many quantum phase transitions in two-dimensional electron gases belong to this class. Properties of phase transitions Critical points In systems containing liquid and gaseous phases, there exist a special combination of pressure and temperature, known as the critical point, at which the transition between liquid and gas becomes a second-order transition. Near the critical point, the fluid is sufficiently hot and compressed that the distinction between the liquid and gaseous phases is almost non-existent. This is associated with the phenomenon of critical opalescence, a milky appearance of the liquid, due to density fluctuations at all possible wavelengths (including those of visible light). Symmetry Phase transitions often (but not always) take place between phases with different symmetry. Consider, for example, the transition between a fluid (i.e. liquid or gas) and a crystalline solid. A fluid, which is composed of atoms arranged in a disordered but homogenous manner, possesses continuous translational symmetry: each point inside the fluid has the same properties as any other point. A crystalline solid, on the other hand, is made up of atoms arranged in a regular lattice. Each point in the solid is not similar to other points, unless those points are displaced by an amount equal to some lattice spacing. Generally, we may speak of one phase in a phase transition as being more symmetrical than the other. The transition from the more symmetrical phase to the less symmetrical one is a symmetry-breaking process. In the fluid-solid transition, for example, we say that continuous translation symmetry is broken. The ferromagnetic transition is another example of a symmetry-breaking transition, in this case the symmetry under reversal of the direction of electric currents and magnetic field lines. This symmetry is referred to as "up-down symmetry" or "time-reversal symmetry". It is broken in the ferromagnetic phase due to the formation of magnetic domains containing aligned magnetic moments. Inside each domain, there is a magnetic field pointing in a fixed direction chosen spontaneously during the phase transition. The name "time-reversal symmetry" comes from the fact that electric currents reverse direction when the time coordinate is reversed. The presence of symmetry-breaking (or nonbreaking) is important to the behavior of phase transitions. It was pointed out by Landau that, given any state of a system, one may unequivocally say whether or not it possesses a given symmetry. Therefore, it cannot be possible to analytically deform a state in one phase into a phase possessing a different symmetry. This means, for example, that it is impossible for the solid-liquid phase boundary to end in a critical point like the liquid-gas boundary. However, symmetry-breaking transitions can still be either first or second order. Typically, the more symmetrical phase is on the high-temperature side of a phase transition, and the less symmetrical phase on the low-temperature side. This is certainly the case for the solid-fluid and ferromagnetic transitions. This happens because the Hamiltonian of a system usually exhibits all the possible symmetries of the system, whereas the low-energy states lack some of these symmetries (this phenomenon is known as spontaneous symmetry breaking.) At low temperatures, the system tends to be confined to the low-energy states. At higher temperatures, thermal fluctuations allow the system to access states in a broader range of energy, and thus more of the symmetries of the Hamiltonian. When symmetry is broken, one needs to introduce one or more extra variables to describe the state of the system. For example, in the ferromagnetic phase one must provide the net magnetization, whose direction was spontaneously chosen when the system cooled below the Curie point. Such variables are examples of order parameters, which will be described later. However, note that order parameters can also be defined for symmetry-nonbreaking transitions. There exist also dual descriptions of phase transitions in terms of disorder parameters. These indicate the presence of line-like excitations such as vortex- or defect lines. Symmetry-breaking phase transitions play an important role in cosmology. It has been speculated that, in the hot early universe, the vacuum (i.e. the various quantum fields that fill space) possessed a large number of symmetries. As the universe expanded and cooled, the vacuum underwent a series of symmetry-breaking phase transitions. For example, the electroweak transition broke the SU(2)×U(1) symmetry of the electroweak field into the U(1) symmetry of the present-day electromagnetic field. This transition is important to understanding the asymmetry between the amount of matter and antimatter in the present-day universe (see electroweak baryogenesis.) See order-disorder Critical exponents and universality classes Continuous phase transitions are easier to study than first-order transitions due to the absence of latent heat, and they have been discovered to have many interesting properties. The phenomena associated with continuous phase transitions are called critical phenomena, due to their association with critical points. It turns out that continuous phase transitions can be characterized by parameters known as critical exponents. For instance, let us examine the behavior of the heat capacity near such a transition. We vary the temperature T of the system while keeping all the other thermodynamic variables fixed, and find that the transition occurs at some critical temperature Tc. When T is near Tc, the heat capacity C typically has a power law behaviour: The constant α is the critical exponent associated with the heat capacity. It is not difficult to see that it must be less than 1 in order for the transition to have no latent heat. Its actual value depends on the type of phase transition we are considering. For -1 α 0, the heat capacity has a "kink" at the transition temperature. This is the behavior of liquid helium at the "lambda transition" from a normal state to the superfluid state, for which experiments have found α = -0.013±0.003. Experiment was performed in satellite to minimize pressure differences in sample (see here). Result agrees with theoretical prediction based on variational perturbation theory (see here). For 0 α 1, the heat capacity diverges at the transition temperature (though, since α 1, the divergence is not strong enough to produce a latent heat.) An example of such behavior is the 3-dimensional ferromagnetic phase transition. In the three-dimensional Ising model for uniaxial magnets, detailed theoretical studies have yielded the exponent α ~ 0.110. Some model systems do not obey this power law behavior. For example, mean field theory predicts a finite discontinuity of the heat capacity at the transition temperature, and the two-dimensional Ising model has a logarithmic divergence. However, these systems are an exception to the rule. Real phase transitions exhibit power law behavior. Several other critical exponents - β, γ, δ, ν, and η - are defined, examining the power law behavior of a measurable physical quantity near the phase transition. Exponents are related by scaling relations such as β = γ / (δ ? 1), ν = γ / (2 ? η). It is a remarkable fact that phase transitions arising in different systems often possess the same set of critical exponents. This phenomenon is known as universality. For example, the critical exponents at the liquid-gas critical point have been found to be independent of the chemical composition of the fluid. More amazingly, they are an exact match for the critical exponents of the ferromagnetic phase transition in uniaxial magnets. Such systems are said to be in the same universality class. Universality is a prediction of the renormalization group theory of phase transitions, which states that the thermodynamic properties of a system near a phase transition depend only on a small number of features, such as dimensionality and symmetry, and is insensitive to the underlying microscopic properties of the system. References Anderson, P.W., Basic Notions of Condensed Matter Physics, Perseus Publishing (1997). Goldenfeld, N., Lectures on Phase Transitions and the Renormalization Group, Perseus Publishing (1992). Landau, L.D. and Lifshitz, E.M., Statistical Physics Part 1, vol. 5 of Course of Theoretical Physics, Pergamon, 3rd Ed. (1994). Kleinert, H., Critical Properties of φ4-Theories, World Scientific (Singapore, 2001); Paperback ISBN 98102465876 (readable online here). Kleinert, H., Gauge Fields in Condensed Matter, Vol. I, "SUPERFLOW AND VORTEX LINES; Disorder Fields, Phase Transitions,", pp. 1--742, World Scientific (Singapur, 1989); Paperback ISBN 9971-50-210-0 (readable online here
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相变、历史与几何
热度 12 yonglie 2011-4-15 08:44
1909年, Henry Adams 写了一篇有趣的文章 :“ 用于历史的相律 ”—— 把热力学中的 Gibbs相律 用到人类历史。他认为,历史是向平衡演化的过程,而军国主义国家却要逆转它,它们就像 Maxwell小妖 。在给弟弟的信中,他也拿人比原子,而把总统比小妖。 Gibbs相律说, 任何平衡系统中,不同的相数(P,如液相、固相)、组元数(C,如化合物的数目)和自由度(F,能变化的参量数)满足简单的数字规律 : F = C – P + 2 例如,在水的三相点,F= 1 – 3 + 2 = 0,没有自由变量,参量(温度与压力)都是固定的。如果写成 P – C + F = 2 ,我们自然想起 Euler公式 (三个字母分别代表凸多面体的点、边和面的数目)。 类似的联想, Hawking 找到一个。 他的黑洞热力学,其实就是从几何关系里发现了第二定律的类比 。用热力学解释历史的好像还多,而其中最普通的就是用第二定律来描述历史演进的趋势。可是,当我们考虑 引力系统 以致 更一般的相互作用系统 时,有序也能从无序生出来,用这个热力学来研究历史,要有趣得多。 假如把相变看成 流形之间的映射 ,那么相律似乎意味着相变构成一个映射的 “同伦类”, 即映射的模2度( degree of modulo 2 )。令人疑惑的是,相变发生在临界点,而同伦类的构成在正则点。相变问题大概关联着相空间流形的拓扑性质。 辛稼轩 有句词 :“千古兴亡多少事”, 其实已经包含了三个学科:历史、代数、几何,也就是预言了历史与代数几何的渊源,只是文史家们不懂“多少”的意思 !
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洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(2)
热度 3 chunyinzhou 2011-3-16 12:43
洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(2)
洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(2) The Fate of Subducted Slabs:Perspectives from Studies of Phase Transitions in the Earth’s Mantle (续)接 《洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(1)》 http://bbs.sciencenet.cn/home.php?mod=spaceuid=92454do=blogid=422988 , 现为第3章和第4章。 3.大陆地壳(岩石圈)的深俯冲 大陆岩石圈(地壳)与大洋岩石圈具有较大的区别,其在年龄、物质、结构等方面均存在较大差异,地球化学组成上更加复杂。 目前对于大陆地壳的深俯冲研究资料比较有限,主要是针对代表性的大陆地壳物质成分进行高温高压实验,从矿物和岩石物性方面进行解释和分析。Irifune et al.(1994)]和Wu et al.(2009)分别对平均大陆上地壳成分(氧化物合成)和天然大陆上地壳岩石(副片麻岩)进行了高温高压相变实验。两者在物质成分上略有差异(参考Wu et al.,2009原文中的成分对比Table),区别是前者所使用的物质成分为化学合成样品,后者使用的是中国东部大别山双河地区的副片麻岩天然样品。 图14. Mineral proportion changes in the continental crust composition as a function of pressure. Point = the results of a mass-balance calculation using chemical composition data obtained in the present experiments; Cpx = clinopyroxene; Coe = coesite; Or = orthoclase; Ga = garnet; Ky = kyanite; Wd = K2Si4O9 wadeite; Hol = KAlSi3O8, hollandite; St = stishovite; CAS = unidentified Ca and Al-rich silicate; CaPv = CaSiO3 perovskite; CF = calcium ferrite-type phase. (Irifune et al.,1994) 图15. Mineral proportions of the subducted upper continental crust as a function of pressure. Ca–Pv, Ca pervoskite; Cs, coesite; Ep, epidote; C, graphite heater; Cpx, jadeite. Grt, garnet; Holl, KAlSi3O8-hollandite; Jd, jadeite; K-mica, K rich mica with unknown structure; Law, lawsonite; M, melt. Or, orthoclase; Phe, phengite; St, stishovite. (Wu et al.,2009) 随压力(深度)增加,所观测到的物相见图14和15,详细的相关系请参考原文叙述,在此不再赘述。Wu et al(2009)实验结果与 Irifune et al(1994)在氧化物体系的实验有如下两方面差异:(1)Wu et al(2009)的实验中未出现 CAS 相;(2)Wu et al(2009)研究中硬玉(Cpx)含量高于 Irifune et al(1994)的实验,且未观察到硬玉在约 24 GPa 分解为 NAL(NaAlSiO4)+斯石英。 图16. Zero-pressure density changes in the continental crust (CC) and pelagic sediment compositions (SIL = siliceous facies; ARG = argillaceous facies) as a function of pressure. Density changes in a pyrolite composition are also shown for comparison. (Irifune et al.,1994) 图17. Comparison of the calculated densities of the subducted continental crust and MORB (Aoki and Takahashi, 2004; Hirose et al., 1999) with respect to the density profile derived from PREM model (Dziewonski and Anderson, 1981). Density calculations were carried out along the three geotherms which are typical for cold and hot subduction and normal mantle. The thirdorder high-temperature Birch–Murnaghan equation of state was used in the density calculations.(from Wu et al.,2009) 结果发现,陆壳物质在8-9GPa以下其密度远远低于pyrolite的密度,但随后在斯石英和K-锰钡矿等高压矿物的形成以及连续的脱水作用下,陆壳物质的密度将超过pyrolite甚至MORB,在660km不连续面时pyrolite和俯冲陆壳物质的密度相近(图 16,17);但随着压力继续增加进入下地幔时,林伍德石相变分解形成更高密度的钙钛矿和镁方铁矿,下地幔顶部岩石密度将再次远远大于深俯冲陆壳物质的密度。由此可见,大陆上地壳在深俯冲作用过程中或许至少可以俯冲到400km以下的地幔转换带中,这对于我们认识大陆俯冲动力学具有重要的意义。至于大陆上地壳岩石在更高压力的下地幔条件下行为如何,目前尚缺乏直接的高温高压实验数据。Irifune et al.(1994)推测,大陆上地壳物质的密度将会一直低于下地幔岩石的密度,致使俯冲陆壳板片被阻挡在地幔转换带底部处。 以上是对两个代表性的高温高压实验研究对大陆地壳深俯冲命运探索的介绍,下面继续介绍Komabayashi等(2009)对大陆代表性岩石的密度计算结果及其对大陆物质深俯冲命运的启示。 图18. Zero-pressure density profile to 27 GPa for TTG (this study), anorthosite (this study), MORB (Irifune and Ringwood, 1987; Hirose et al., 1999), pyrolite (Irifune and Ringwood, 1987), and harzburgite (Irifune and Ringwood, 1987). (from Komabayashi et al.,2009) Komabayashi等(2009)根据相关数据资料对大陆TTG岩石和斜长岩与MORB、pyrolite及方辉橄榄岩的密度对比计算表明(图18),TTG岩石在9-10 GPa左右斯石英矿物组合形成以后直至下地幔,其密度始终都是大于pyrolite;而斜长岩在9-10 GPa左右斯石英矿物组合形成以后直至转换带底部(24 GPa左右),其密度一直都大于pyrolite,但在转换带底部由于pyrolite中后尖晶石相变生成了更高密度的钙钛矿和镁方铁矿矿物组合,密度关系倒转;在25GPa左右斜长岩中的石榴石相变其密度再次短暂超过pyrolite,而在此深度以下,斜长岩的密度一直都略小于pyrolite。可见,大陆TTG岩石在深俯冲过程中是可以穿越660 km不连续面而进入下地幔甚至核幔边界;而对于斜长岩,预计中的大面积斜长岩目前在地表并未找到,可以认为大量的斜长岩在地质历史时期都发生深俯冲而进入了地幔中,由于俯冲物质具有相对较低的温度,这一温度效应可能使斜长岩在深俯冲过程中具有比周围地幔更高的密度,从而也可以穿越660 km不连续面而进入下地幔。 4. 小结 与大陆和大洋岩石圈深俯冲相关的岩石零压密度随深度的变化关系总结在图19中,在660km不连续面以上由于大陆地壳岩石和MORB中可以形成高密度的斯石英或者石榴石(榴辉岩),其密度将大于pyrolite,单从密度考虑有理由相信大陆岩石和玄武质岩洋壳可以发生深俯冲直到转换带底部。即使pyrolite中后尖晶石相变产生了更高密度的钙钛矿和镁方铁矿组合,但是俯冲带内由于具有相对较低的温度而使岩石密度可能更高,另外在下地幔顶部(700-800km)石榴石也逐渐完全转变成高密度的钙钛矿而产生拖拽力,从而使深俯冲的板块可以俯冲至下地幔。 虽然密度是非常重要的因素,然而影响板块俯冲的因素还需要考虑上下地幔的粘性以及相关的热力学因素,另外地球演化和地质历史时期中地幔内部的状态特征与目前的地幔亦有差异,这些因素对于研究古板块和现在的板块的深俯冲作用都具有重要影响作用。 图19. 几种代表性岩石零压密度随压力/深度变化的比较(周春银等,2010).资料来源:Pyrolite(Irifune and Ringwood,1987), MORB(Irifune and Ringwood,1987; Hirose et al.,1999), 斜长岩(Komobayashi et al.,2009), 副片麻岩(Wu et al.,2009), TTG(Komobayashi et al.,2009), 方辉橄榄岩(Irifune and Ringwood,1987). 其中,副片麻岩在24GPa 以上压力条件下的密度变化目前尚缺乏相关的数据. (完) 参考文献: 费英伟, 2002. 地幔中的相变和地幔矿物学. In: 张有学 and 尹安 (Editors), 地球的结构、演化和动力学. 高等教育出版社, 北京, pp. 49-90. 周春银,金振民,章军锋,2010,地幔转换带:地球深部研究的重要方向,地学前缘, 17(3),90-113. Aoki, I. and Takahashi, E., 2004. Density of MORB eclogite in the upper mantle. Physics of the Earth and Planetary Interiors, 143-144: 129-143. Dziewonski, A.M. and Anderson, D.L., 1981. Preliminary reference Earth model. Physics of the Earth and Planetary Interiors, 25(4): 297-356. Kennett, B.L.N., Engdahl, E.R. and Buland, R., 1995. Constraints on seismic velocities in the Earth from traveltimes. Geophysical Journal International, 122(1): 108-124. Hirose, K., Fei, Y., Ma, Y. and Mao, H.-K., 1999. The fate of subducted basaltic crust in the Earth's lower mantle. Nature, 397(6714): 53-56. Irifune, T., Sekine, T., Ringwood, A.E. and Hibberson, W.O., 1986. The eclogite-garnetite transformation at high pressure and some geophysical implications. Earth and Planetary Science Letters, 77(2): 245-256. Irifune, T. and Ringwood, A.E., 1987. 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洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(1)
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洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(1)
洋壳和陆壳的深俯冲命运:来自地幔相变研究的观点(1) The Fate of Subducted Slabs:Perspectives from Studies of Phase Transitions in the Earth’s Mantle 说明:由于本文插图众多,篇幅较长,不得不将原文章拆分为两部分,总共4章,第1章为前言和背景介绍,第2章讨论洋壳物质的深俯冲命运,第3章讨论陆壳物质的深俯冲命运,第4章小结。 1.前言 关于岩石圈(包括大陆岩石圈/地壳和大洋岩石圈/地壳)的深俯冲命运,是板块构造和地球动力学研究的永恒的话题。岩石圈的深俯冲命运,不可能单一地由某一地学学科(地球化学、地球物理、实验岩石学等)得到完整解释,必须结合多方面的研究成果来认识。本人学识有限,不可能面面俱到,在这里仅从地幔相变研究出发,来稍微做一点介绍。 由于本文讨论是以地幔相变为基础的,因此需要对基本的地幔矿物学知识有所了解才便于理解,大家可以参考本博《 地球内部的基本基本结构和物质组成 》 http://bbs.sciencenet.cn/home.php?mod=spaceuid=92454do=blogid=408337 及文后参考文献,以及费英伟(2002)的文章(见参考文献);另外最重要的三类岩石的相变,即pyrolite(地幔岩)、方辉橄榄岩和玄武岩(MORB)体系的相变,本博上一篇文章《 地幔相变 Phase transitions in the Earth’s Mantle 》 http://bbs.sciencenet.cn/home.php?mod=spaceuid=92454do=blogid=419398 已经对此进行了介绍。需要强调地是,本文讨论是以《地幔转换带:地球深部研究的重要方向》一文中的3.5.2节“洋壳和陆壳的深俯冲命运”为主体而展开的,同时加入了更多的原始参考文献数据和图解,内容更加详实丰富。 本文将首先分别讨论洋壳和陆壳物质的深俯冲命运,然后结合Komabayashi等(2009)的文章对其他的代表性岩石的密度-深度剖面进行简单介绍。另外,由于实验条件有限,相关的岩石在下地幔条件下的高温高压相变实验报道很少,本文也将以作者所了解的文献为基础稍作说明。 2.大洋岩石圈的深俯冲 要认识大洋岩石圈的深俯冲命运,首先要对大洋岩石圈的基本结构有所了解。如图1所示,根据Ringwood的模型(e.g. Ringwood and Irifune,1988),大洋岩石圈顶部是一层几公里的相对较薄的玄武岩层(MORB),玄武岩层下面为20多公里厚的方辉橄榄岩层,更下部的为二辉橄榄岩以及“亏损”地幔岩成分物质。在大洋岩石圈深俯冲过程中,二辉橄榄岩以及“亏损”地幔岩层由于物质组成和性质与周围地幔相近,而将会被吸收进入周围地幔环境中,因此,玄武质洋壳(MORB)和方辉橄榄岩的性质变化决定着大洋板块深俯冲的最终命运。 图1. 大洋岩石圈结构图(from Ringwood and Irifune,1988) 2.1玄武质洋壳(MORB)深俯冲命运 The fate of subducted basaltic crust 图2. Phase relations in MORB composition up to 27GPa. Solid lines represent solidus and liquidus temperatures.(Hirose et al.,1999) 图3. Mineral proportions (wt%) in MORB as a function of depth (Perrillat et al.,2006). The solid circles represent the phase proportions estimated in this study from Rietveld refinement of the in situ XRD spectra at 2050 K. Previous estimates by Ono et al. (2001), Hirose et al. (1999) and Irifune and Ringwood (1993) are reported as squares, triangles and open circles, respectively. Mineral abundances at shallower depth region are taken from Irifune et al.(1986). 图4. Experimental conditions and schematic phase relation of NMORB (Ono et al.,2005). Phase assemblages are solid circles, Mg perovskite + Ca perovskite + stishovite + CaFe2O4- type aluminous phase; solid triangle, Mg perovskite + Ca perovskite + CaCl2-type silica + CaFe2O4-type aluminous phase; solid square, CaIrO3-type (Mg,Fe)SiO3 + Ca perovskite + a-PbO2-type silica + CaTi2O4-type aluminous phase. Solid diamonds present results from previous multianvil experiments . Abbreviations in the diagram of phase relation are GA, majoritic garnet; CF, CaFe2O4-type aluminous phase; MP, Mg perovskite; CP, Ca perovskite; ST, stishovite; CC, CaCl2-type silica; CT, CaTi2O4-type aluminous phase; CI, CaIrO3-type (Mg,Fe)SiO3; AP, a-PbO2-type silica. 玄武质洋壳(MORB)体系在地幔中的相变可以参考图2(上地幔),3(下地幔上部)和4(下地幔)。 随着俯冲深度的增加,其中的辉石会逐渐转变为石榴石,玄武岩相变为榴辉岩,而榴辉岩的密度超过了地幔橄榄岩(pyrolite)的密度,驱动着洋壳进一步俯冲到更深的地幔转换带底部(图5;Irifune and Ringwood,1993; Ringwood and Irifune,1988)。但是在转换带底部660处,地幔中的矿物林伍德石相变分解形成更高压高密度的矿物集合体(钙钛矿和镁方铁矿),而MORB由于Al含量比pyrolite更高,致使其中石榴石(majorite)的能够保持稳定至800km深度,石榴石密度比钙钛矿密度低~10%,那么俯冲洋壳的密度将小于周围地幔的密度,成为洋壳穿越转换带底部不连续面的阻碍(图5,6,7)。但是当MORB中的石榴石在27GPa左右完全相变为钙钛矿后,下地幔中MORB的密度将再次大于周围地幔密度(图6,7)。如果俯冲洋壳在转换带底部/上地幔顶部堆积能够突破浮力阻碍而进入下地幔,将可能继续俯冲至核幔边界(图8)。 图5. Density differences between MORB and pyrolite compositions and between harzburgite and pyrolite compositions as a function of depth. (Irifune and Ringwood,1993) 图6. Comparison of zero-pressure density changes in MORB (solid line) and pyrolite (dashed line) (Hirose et al.,1999). Solid circles represent the calculated densities at 24, 26 and 27GPa from X-ray diffraction and microprobe data. The density profle of pyrolite is from a previous study(Irifune and Ringwood,1987). Pyrolite becomes denser than MORB at 660km depth because of the transformation to perovskitite lithology, but once MORB transforms to perovskitite at 720km depth, it is no longer buoyant in the deep mantle. 图7. Comparison of calculated densities in MORB, with average mantle densities based on seismic observations (Ono et al.,2001). It was assumed that the proportions of major phases remained constant for different temperatures. Solid lines represent the isothermal density profiles. The average mantle densities are from Dziewonski and Anderson (1981): PREM and Kennett et al.(1995): AK. 图8. Net density profile of MORB composition.(Hirose et al.,2005) Pressure was calculated based on EOS of gold proposed by (a) Tsuchiya (2003) and by (b) Jamieson et al. (1982). Circles, MgPv+St+CaPv+CF; triangles, MgPv+CaCl2-type SiO2+CaPv+CF; squares, MgPP+a-PbO2-type SiO2+CaPv+CF. Closed and open symbols indicate 300 K and high temperature (1750–2290 K) data, respectively. Broken lines indicate the PREM density. The error of density is typically 0.02 g/cm3, derived from the uncertainties in volumes of coexisting phases and in mineral proportion. (a) Solid line shows a density profile at 300 K for perovskite-dominant assembly fitted to the Birch–Murnaghan equation of state. (b) Data by Ono et al. (2005) using Jamieson’s gold scale were shown for comparison (pluses). Slightly lower density reported by Ono et al. (2005) is primarily due to the lower density of CaFe2O4-type Al-phase with a different chemical composition. 2.2 大洋岩石圈方辉橄榄岩层的深俯冲命运 The fate of subducted harzburgite layer 方辉橄榄岩是俯冲大洋岩石圈中的另一种重要的岩石,它在俯冲过程中与MORB的相变行为不同。方辉橄榄岩的相变见图9. 图9. Mineral proportion changes in a harzburgite compositions as a function of pressure. (Irifune and Ringwood,1987)Opx = orthoenstatite; Cpx = clinoenstatite; St =stishovite; llm = ilrnenite. 根据前人的研究结果(Irifune and Ringwood,1987; Ringwood and Irifune,1988),在660以上,方辉橄榄岩密度始终都小于pyrolite(图 10),这是由于方辉橄榄岩比pyrolite中Fe和Al含量均相对较低,而Al是高密度的石榴石的主要成分之一。在下地幔顶部(24-26GPa),同样由于pyrolite中Al使石榴石稳定至更深部,方辉橄榄岩的密度才略大于周围地幔以及MORB的密度。但是随着pyrolite和MORB中石榴石在27GPa左右完全转变成钙钛矿,此后一直到核幔边界,方辉橄榄岩的密度将始终略微小于相同深度的下地幔岩石(图11)。但是这并不能简单地就此而认为方辉橄榄岩完全无俯冲至下地幔的可能,且看下面的分析。 图10. Density profiles in the harzburgite, MORB and pyrolite compositions along the geotherm as a function of depth. (Irifune and Ringwood,1987) 图11. Bulks density variations of pyrolite, hartzburgite, and MORB calculated, based on the PVT-EoS of constituent mineral phases and their proportions (refer to the paper for details). Broken lines at pressures lower than 30 GPa are results in Irifune (1993).(from Irifune and Tsuchiya,2007) 根据Ringwood的大洋岩石圈模型,Irifune和Ringwood(1987,1988)将玄武岩(MORB)和方辉橄榄岩以1:4的比例(图1,玄武岩和方辉橄榄岩层厚度比大约为1:4)混合来代表深俯冲洋壳的组分,研究俯冲洋壳与周围地幔的密度关系,结果发现在650km以上俯冲洋壳始终比pyrolite密度大,但在下地幔顶部密度关系又倒转过来,而在下地幔700km左右洋壳的密度将再次大于pyrolite,在此深度以下,二者的密度非常接近(图12)。以上结果表明,影响洋壳深俯冲最终命运的关键问题在于能否突破地幔转换带底部的浮力障碍。 图12. Density differences between subducted slab and surrounding mantle. (Ringwood and Irifune,1988) The slab is assumed to consist of 20% basalt and 80% harzburgite and to be cooler than surrounding mantle by 800°C at 400 km and by 400°C at 650 km, attaining thermal equilibrium with surrounding mantle at ~900 km. The surrounding mantle follows the geotherm of Brown and Shankland (1981) and consists of pyrolite above 600 and below 700 km. Between these depths the mantle consists of a pre-existing layer of basalt and harzburgite (图13). Ringwood和Irifune则提出在转换带底部,俯冲的洋壳物质(玄武岩和方辉橄榄岩)可能在660附近堆积而形成一个“巨石”(megalith)(图13;Ringwood and Irifune,1988),这些堆积或残留在转换带底部的洋壳物质及“巨石”可以在横向和纵向上伸展,很可能与所观测到的地震波异常有关;温度相对较低的“巨石”由于高密度而将沉入下地幔中。但是俯冲的洋壳与周围地幔的密度关系非常复杂,相边界的压力-温度斜率此时具有重要意义:转换带底部的主要矿物相是林伍德石和石榴石(majorite),后尖晶石相变和石榴石-钙钛矿相变分别具有负的和正的P-T斜率(Clapeyron Slope),而俯冲带内(或者“巨石”)温度相对周围地幔要低300-400℃,那么意味着在下地幔顶部pyrolite中林伍德石转变成高密度的钙钛矿和镁方铁矿矿物组合后,俯冲带内相对低密度的林伍德石(橄榄石组分)仍可能保持稳定而未发生分解,而石榴石成分则可能已经转变成更高密度的钙钛矿了,由此俯冲带内林伍德石和石榴石组分此时将分别产生正的和负的浮力,二者综合作用的效果尚需进一步的研究。 图13. Model showing subduction of a cool, thick plate of differentiated oceanic lithosphere. Previous subduction episodes involving thin, thermally equilibrated plates have produced a layer of former harzburgite and basalt ('ancient oceanic lithosphere') between 600 and 700 km. The tip of a cool, thick plate experiences buoyant resistance when it penetrates this layer and encounters the discontinuity at 650 km (the 670-km discontinuity in the above figure should read 650-km discontinuity). At that depth the fonner oceanic crust and harzburgite layers may plastically thicken and buckle to form a large melange (megalith) situated mainly below the seismic discontinuity. The megalith is a transient feature and ultimately becomes entrained in the convective regime of the lower mantle. The lower layer of ductile depleted pyrolite initially at the base of the descending plate of sub-oceanic lithosphere becomes resorbed into the upper mantle by convective circulation owing to its inability to penetrate the harzburgite-basalt layer at 600-700 km because of the buoyancy relationships. (from Ringwood and Irifune,1988) (未完,下文见《洋壳和陆壳的深俯冲命运 :来自地幔相变研究的观点(2)》 http://bbs.sciencenet.cn/home.php?mod=spaceuid=92454do=blogid=423022 ) 参考文献: 费英伟, 2002. 地幔中的相变和地幔矿物学. In: 张有学 and 尹安 (Editors), 地球的结构、演化和动力学. 高等教育出版社, 北京, pp. 49-90. 周春银,金振民,章军锋,2010,地幔转换带:地球深部研究的重要方向,地学前缘, 17(3),90-113. Aoki, I. and Takahashi, E., 2004. Density of MORB eclogite in the upper mantle. Physics of the Earth and Planetary Interiors, 143-144: 129-143. Dziewonski, A.M. and Anderson, D.L., 1981. Preliminary reference Earth model. Physics of the Earth and Planetary Interiors, 25(4): 297-356. Kennett, B.L.N., Engdahl, E.R. and Buland, R., 1995. Constraints on seismic velocities in the Earth from traveltimes. Geophysical Journal International, 122(1): 108-124. Hirose, K., Fei, Y., Ma, Y. and Mao, H.-K., 1999. The fate of subducted basaltic crust in the Earth's lower mantle. Nature, 397(6714): 53-56. Irifune, T., Sekine, T., Ringwood, A.E. and Hibberson, W.O., 1986. The eclogite-garnetite transformation at high pressure and some geophysical implications. Earth and Planetary Science Letters, 77(2): 245-256. Irifune, T. and Ringwood, A.E., 1987. Phase transformations in a harzburgite composition to 26 GPa: implications for dynamical behaviour of the subducting slab. Earth and Planetary Science Letters, 86(2-4): 365-376. Irifune, T., 1993. Phase transformations in the earth's mantle and subducting slabs: Implications for their compositions, seismic velocity and density structures and dynamics. The Island Arc, 2(2): 55-71. Irifune, T. and Ringwood, A.E., 1993. Phase transformations in subducted oceanic crust and buoyancy relationships at depths of 600-800 km in the mantle. Earth and Planetary Science Letters, 117(1-2): 101-110. Irifune, T., Ringwood, A.E. and Hibberson, W.O., 1994. Subduction of continental crust and terrigenous and pelagic sediments: an experimental study. Earth and Planetary Science Letters, 126(4): 351-368. Irifune T, Tsuchiya T, 2007. Mineralogy of the Earth – Phase Transitions and Mineralogy of the Lower Mantle, Treatise on Geophysics,vol2,Mineral Physics,33-62. Jamieson J.C., Fritz J.N., Manghnani M.H., Pressure measurement at high temperature in X-ray diffraction studies: gold as a primary standard, in: S. Akimoto, M.H. Manghnani (Eds.), High-Pressure Research in Geophysics, CAPJ, Tokyo, 1982, pp. 27– 48. Komabayashi, T., Maruyama, S. and Rino, S., 2009. A speculation on the structure of the D'' layer: The growth of anti-crust at the core-mantle boundary through the subduction history of the Earth. Gondwana Research, 15(3-4): 342-353. Ono, S., Ito, E. and Katsura, T., 2001. Mineralogy of subducted basaltic crust (MORB) from 25 to 37 GPa, and chemical heterogeneity of the lower mantle. Earth and Planetary Science Letters, 190(1-2): 57-63. Ono, S., Ohishi, Y., Isshiki, M. and Watanuki, T., 2005. In situ X-ray observations of phase assemblages in peridotite and basalt compositions at lower mantle conditions: Implications for density of subducted oceanic plate. J. Geophys. Res., 110: B02208,doi:10.1029/2004JB003196. Ringwood, A.E. and Irifune, T., 1988. Nature of the 650-km seismic discontinuity: implications for mantle dynamics and differentiation. Nature, 331(6152): 131-136. Tsuchiya T, First-principles prediction of the P–V–T equation of state of gold and the 660-km discontinuity in Earth’s mantle, J. Geophys. Res. 108 (2003) , doi:10.1029/2003JB002446. Wu, Y., Fei, Y., Jin, Z. and Liu, X., 2009. The fate of subducted Upper Continental Crust: An experimental study. Earth and Planetary Science Letters, 282(1-4): 275-284.
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岩石圈中水的相变可能触发地震
Michaelhu 2010-12-31 22:58
地震的触发机制是地震精确预报、或临震预报的关键。 如果把地震总过程分解为孕育和触发等过程:孕育过程应可理解为一个渐变过程,而触发则可理解成为一个突发过程。通过构造分析及相关监测等,可对地震孕育这个渐变过程进行研究,从而可对地震中长期预测和定性预测。而对触发机制等突变过程的研究,可使地震精准预测成为可能。 岩石圈中水在临界点处的二级相变可能触发(强)地震:水在临界点( 374 ℃和 22.1MPa )附近二级相变时,物理化学性质出现临界奇异性突变。此时,水对矿物岩石的溶解度快速增加(荣代潞, 1992 ;龚庆杰等, 2006 ;张荣华等, 2009;等 ),从而明显弱化岩石矿物的力学性质;同时,因临界奇异性 C V 等趋于无穷大、而产生瞬时热高压。 水在临界点处二级相变引起岩石力学性质突然弱化和瞬时热高压,这两方面共同作用可能触发地震 (胡宝群等,2003, 2009 )。 岩石圈中水的一级相变也会引起这两方面的变化,但不出现“临界奇异性”而致部分理化学性质趋于无穷。一级相变时理化性质随温压的变化曲线,相当于数学中的“第二类间断点”的“跳跃间断点”,可出现极大值。岩石圈水的一级相变也可能引起地震,但地震的强度要小得多。 因地温线总是明显偏离水的相变线(胡宝群等,2001),要使岩石圈某处的温压同时达到相变线(点),就非要有断裂不可。故这种水相变触发地震机制的条件是在岩石圈中先有断裂降压至水的临界压力或相变线上(胡宝群等,2009a,b)。 相关证据: 岩石圈中 374 ℃的深度大致与多震层深度相当(因地温线各异相应深度有所变化);地震过程与临界点处相变过程相似;地震前后的特殊气候(耿庆国,2005)可能与地下高温压水(可能还含有一些CO 2 、H 2 S、有机气体等其他气体)的释放相关 * ;地震产生的断裂有的就是含矿断裂(胡宝群等, 2009a ,b ) 。 (* 最近又有论及地震前后气候变化的新闻:科院上海天文台研究员金双根研究员称大气探测手段或可用于地震预测 http://news.sciencenet.cn/htmlnews/2012/5/264915.shtm 。本博主认为机理是与本博文中所论及水的行为有关。2012年5月31日)
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热液矿床水相变控矿的理论
热度 3 Michaelhu 2010-11-15 17:10
热液矿床水相变控矿的理论及相关问题的思考 --- 本理论压缩成一句话:在 100~450 ℃ (最大不超过 550 ℃ )之间水的相变线(含临界点)和拟相变线,控制着热液成矿作用。 (20101212 补充) New热液金属矿床水相变控矿机理.ppt 之所以称热液矿床,就是在其形成过程中曾有热液的参加,而这些热液主要组分是水,水是影响热液成矿作用最主要因素。对水的研究,除了要重视水的来源、不同介质之间的化学反应、地质背景及演化等因素外,水的相变及由此引起的物理化学性质突变也是透视热液成矿作用过程的窗口。 1 热液矿床水相变控矿理论及意义 水是成矿热液的主体,水的热容值通常是岩石的 4~5 倍,渗透性和流动性强,是成矿物质和能量的携带者和传递者。当水发生相变时可引起热容、水中矿质溶解度、压缩系数和膨胀系数等物理化学参数突变,特别是在临界点处二级相变时还出现“临界奇异性”,热容、压缩系数和膨胀系数等部分参数趋于无穷大,与水在非相变区理化性质的小幅度渐变区别明显,必将影响成矿物质的活化、迁移和沉淀。而水是否相变及相变种类取决于构造、岩浆活动及地温梯度等;按岩石圈正常地温线,则直接取决于断裂、皱褶和韧性剪切等降压条件是否存在。水的相变是连接微观和宏观控矿因素的纽带。水相变研究从物理化学角度揭示出成矿作用与断裂及岩浆活动等之间的内在联系,可在热液成矿作用中建立起流体系统与构造系统之间的关联,由此还可以通过热液成矿作用研究来探讨区域大地构造演化。 2 热液矿床水相变控矿理论的 3 个关键 ( 1 )水在相变区和非相变区物理化学性质的明显差异,使含水系统中成矿物质带入、带出成为可能。在气 - 液相变线(含临界点)及超临界区拟相变线上,水的热容、成矿物质在水中的溶解度、压缩系数、膨胀系数等物理化学性质明显增大、甚至临界奇异性突变,明显区别于非相变区的小幅度的渐变。在相变线(含临界点)上热容、溶解度等物理化学性质的突然增加或出现临界奇异性,这正是以水为主体的热液溶解成矿物质的时刻,而非直接成矿。因此,含水体系临近相变即“将相变而未相变”状态保持的时间越长,越利于成大矿、富矿。( 2 )出现与相变线(及临界点)温压一致的地质环境,促使成矿物质大量活化进入热液。在岩石圈中,水出现物理化学性质突变的关键是:含水体系的温度和压力同时达到相变线(含临界点)上的温度和压力。正常地温梯度、封闭的岩石圈中不出现水的物理化学性质突变。在岩石圈中降压是促成水发生相变、物理化学性质明显变化的必要条件。在脆性环境中断裂破碎带无疑是降压相对应的地质条件,在塑性环境中韧性剪切、皱褶等也可能造成局部降压。( 3 )后期局部降压使水相变而释放出成矿物质。在相变线和拟临界相变线上溶解度有极大值、随着温压对相变线的偏离、极大值快速消失。沉淀速度最大的温压点对应的就是物理化学变化的拐点。矿质及相关的脉石矿物沉淀过程将发生在溶解度等明显降低的温压区,即体系性质变成开放时矿质沉淀才发生。 3 与热液矿床水相变控矿理论相关的一些思考 仅从热液矿床水相变控矿理论角度,重新审视一些地质现象,会产生一些新思路。 ( 1 )大量热液矿床包裹体均一法测温结果显示为 100~450 ℃之间,这正对应水气 - 液相变线及超临界区拟相变线物理化学性质明显变化的温度段。热液成矿作用时间上的期次性,温度上的期次性,断裂活动的期次性,可通过水相变分析建立它们之间的联系。不少论文论及沸腾对金、铜、铀成矿的意义,应是以水为主体的流体发生一级相变而成矿。( 2 )深源成矿论的矿质来源深度大致为水的临界温度相对应的深度。岩石圈深部高温压的超临界流体不一定具有强的溶解能力,只有温压接近于临界点处的超临界水才具有很强的浸取能力。这可能是岩石圈中超临界水常有而热液矿床(特别是大而富的热液矿床)不常有、仅出现一些特殊区域(如减压环境)的根本原因。( 3 )成矿作用过程中水的来源推测相当一部分水是因地温状态和地压状态的改变,原赋存在各类岩石裂隙中及矿物中的水,被活化迁移出来。如华东南构造伸展阶段、形成断陷盆地的时期深部热物质上拱,地温梯度提高,形成一些深大断裂,热压存在的封闭条件消失,地压梯度降低,相应地各种岩石的熔点降低,矿物脱各类水的温度也将下降。这些因素使原赋存于矿物中和岩石裂隙中的水份部分脱出,有利于火山岩和侵入岩的形成,也为板内热液成矿提供水源。沿上述思路,华东南伸展期次与铀成矿期次的对应关系及成矿的脉动性可以得到较好地解释。( 4 )本理论认为油气的运移是和水在一起、或溶于水中进行迁移的。降压使水发生相变,而使油水、油气分离。与降压条件相对应的有断裂降压和褶皱降压等。油气孕育或源头可能更深、很有可能达 374 ℃左右。这或许有助于油气无机成因的认识。( 5 )斑岩型矿床成矿作用的思考:由于斑岩所处的地区地温梯度高,斑岩岩枝可以高侵位至近地表 1.1~0.7 km 的深处,使含水热体系具有临界温压值,在理论上这时的水可以溶解大量的成矿物质。且这时的水是表面张力近于零的超临界水,可在岩体的空隙中近于无阻力运动,类似于罗照华等提出 的 “ 透岩浆流体 ” 。若这种 “ 临界相变而未相变 ” 状态保持的时间越久对成大矿越有利。深部大岩基是提供大量水及成矿物源的保障,而上侵至地表的小岩株就成为一个成矿物质的 “ 聚集器 ” ,水的温度和压力临界值就是控制成矿的关键 “ 阀值 ” 。( 6 )中生代地壳减薄与热液成矿的关系:断裂产生、岩石圈破裂,即岩石圈局部的体系性质由封闭变为开放体系,热压存在的条件消失、地压梯度下降,必将影响同一压力值厚度计算的结果,进而影响矿床形成深度及岩石圈厚度演化的认识。岩石圈破坏,热压消失,矿物岩石的熔点降低,可造成岩石圈减薄的等同效应。断裂产生起到降压的效果,引发相变而与成矿作用相关。( 7 )矿种区域性分布的原因,一方面是深部基底及围岩不同所致,另外一方面还与各组分在热液发生相变时物理化学行为的差异有关。相变区和非相变区各组分溶解差异性对热液成矿作用有着重要影响,将带给人们很多成矿作用过程的信息,是下一步研究的重点。 ( 相对应的正式论文将发表于明年的 地质通报 2011年) 最新链接:科学家称地震可使黄金地壳中立即沉淀形成 http://www.jixue.cn/jyzx/dl/dlxkdt/20133/19328.html (终于有人也研究水相变成矿理论)2013补充
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周四讨论班(即将有讲稿):相变与临界现象(概述)(李文都)
GrandFT 2010-10-10 00:29
题目: 相变与临界现象(概述) 时间:2010.10.14 地点:16楼308 主讲人:李文都 一. 从物质的三态变化说起 二. 相变的分类,序参量,临界点 三. 相变的定性描述(从序参量和对称性的自发破缺的角度) 四. 相变的热力学 五. 平均场近似 六. 序参量涨落的空间关联 如果时间充足: 七. 统计模型(伊辛模型) 八. 标度律 九. 浅说一下其他相变 参考文献:Shang-keng Ma:Modern Theory of Critical Phenomena第一章Introduction 郝柏林:边缘奇迹相变与临界现象
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周四讨论班:相变(刘彤)
GrandFT 2010-4-16 16:53
周四讨论班:相变 时间:待定 下午4:30 地点:16-308 主讲:刘彤 马上庚(Shang-keng Ma):Modern Theory of Critical Phenomena ,Benjamin, Reading, 1976. 第一章:Introduction 这肯定是你能找到的最好的相变的书之一。
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谁来讲:相变
GrandFT 2010-4-14 09:24
谁来讲(周四讨论班):相变 马上庚(Shang-keng Ma):Modern Theory of Critical Phenomena ,Benjamin, Reading, 1976. 第一章:Introduction 这肯定是你能找到的最好的相变的书之一。
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关于相图与结构的猜想(2)
jizw0704 2010-1-10 11:00
在做进一步考虑和猜想之前,先来看看这种科学研究的方法类比的方法。在量子力学方面,爱因斯坦曾创立光的波粒二象性理论,在之后不久的1923年,德布罗意通过类比的方法,大胆地提出了物质波的概念,即物质也具有波粒二象性,最终证明是正确的,并获得诺贝尔物理学奖,在这里,我们也可以大胆的提出这样的猜想 相图与结构有特定的关系。 对于一种材料,假设除温度外其它条件恒定的话,我们可以通过实验和计算机模拟的手段找到这样的一个对照表,即不同温度下发生的转变类型相图结构的对照表,我们以SiO 2 为例,如下图: (转变类型) (相图) (结构) 就是说,以目前的技术手段,我们可以完成对某一种物质不同温度下的相图结构对照表,这样以来对我们的研究带来了极大的方便,也就是可以这样来看,当我们把元素周期表中的每一族中的每一种元素及其组成的主要化合物的对照表研究清楚,我们知道根据元素周期律,同族的元素会具有相似的对照形式,相邻的元素会具有相近的对照形式。把这某一种元素的对照表进一步完善每一阶段的性质,性能分析透彻,组装成册,冠之《标准对照表》,当我们需要某种性质的材料时,不需要大海捞针一样漫天找寻,只需要现在我们的对照表中找到相应的部分,便一目了然了,或者是想了解某材料具有什么样的性质或是不是具有这样的性质,也可以这样。 甚至是,我们可以编写计算机程序帮助我们完成对比,从而极大的提高了工作效率和研究的精确度(完)。 希望大家多多指教,谢谢! 吉宗威
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关于相图与结构的猜想(1)
jizw0704 2010-1-5 20:06
相变是材料科学与技术中的一个重要的组成部分,材料是多种多样的,如金属,陶瓷,电子和磁性材料,高分子材料(聚合物)和复合材料。它们在制备和使用过程中的许多感念,现象和转变都惊人地相似,诸如相变机理,缺陷行为,平衡热力学,扩散,流变和断裂机理,界面精细结构与行为等等,作为共同点之一的相变是材料中的一个重要现象,相变常常赋予材料以有用的形态和微观结构。因此相变对于通过改变组织结构以获得所需性能的加工处理以及新材料,新工艺的研究开发具有重要的实际意义。 可见相变与材料的结构是有关系的。 那么什么是相和相变呢? 相(phase)在物理化学领域内定义为系统中的任一均匀部分。所谓均匀部分是指化学成分,结构和性能相同的部分,材料中有各种各样的相,如纯组元,固溶体,化合物等,绝大多数材料是多相的,相与相之间以界面分隔,称为相界面,相的种类,形状,大小与分布的总和构成组织。 而相变是指相与相之间的转变,或者说是母相到新相的变化过程。一般的相变过程包括三方面的变化:(1)晶体结构的变化(包括原子、离子或电子位置和位向改变);(2)化学成分的变化;(3)某种物理性质的跃变(或有序程序的变化,包括原子的配位,电子结构的变化),在这三个变化中,只要发生了一种变化,就可以认为发生了相变。 另外,还有一种广义上的相变,它和一般相变的区别在于把组织形体的变化归为相变。 我们再看看相变的分类,其种类很多,常见的分类方法是根据热力学把相变分为一级、二级及高级相变,当我们注意到对于陶瓷学家来说,他们通常还按照结构的变化分为重构型相变和位移型相变,相变是在不伴随有离子长程扩散的情况下发生的,见下图: 这样,我们又可以看见相变与材料的结构变化是有关系的。 那么好了,现在大家已经承认了两个事实,第一个,相变与材料的结构有关系;第二个,相变与材料的结构变化有关系。这两个事实和我们讨论的问题有什么关系呢?再让我们一起看看相图吧,相图,也称相态图、相平衡状态图,是用来表示相平衡系统的组成与一些参数(如温度、压力)之间关系的一种图。它在物理化学、矿物学和材料科学中具有很重要的地位。 原来相图是和相变密切联系在一起的,是不是说明相图和结构也有上述的联系呢?(待续) 吉宗威
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相变增韧
likesun 2009-1-4 21:53
ZrO 2 从高温液相冷却到室温的过程中将发生如下相变:液相( L )立方相( c )正方相( t )单斜相( m )。其中 t m (属于马氏体相变)转变时将产生约 5% 的体积膨胀。将 ZrO 2 t m 相变 Ms 点稳定到比室温稍低,而 Md 点比室温高,使其在承载时由应力诱发产生 t m 相变,由于相变产生的体积效应和形状效应而吸收大量的能量,从而表现出异常高的韧性,这就是二氧化锆 ZrO 2 相变增韧。
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