Polska wersja artykułu
opublikowanego
Frontiers of Fundamental Physics
w języku angielskim
Edited by M. Barone and F. Selleri,
Plenum Press, New York and London, 1994, p. 335-337.
TENSYJNO  GRAWITACYJNY MODEL A
UKÓW WYSP
Jan Koziar, Leszek Jamrozik
Instytut Nauk Geologicznych
Uniwersytet Wrocławski, pl. M. Borna 9
50-204 Wrocław
Aktywne krawędzie kontynentów to strefy, gdzie według tektoniki płyt, kompensowany jest spreading
litosfery oceanicznej. Bazujący na tym założeniu pierwotny model (Isacks i in. 1968) był stopniowo mo-
dyfikowany w różny sposób. Ostatecznie jawi się on jako sztuczna konstrukcja o wiele mniej przekonująca
od modelu spreadingu i spotyka się z krytyką ze strony wielu autorów (Tanner 1976, Carey 1977, Pfeufer
1981, Czudinov 1985, Koziar, Jamrozik 1991).
W jawnej niezgodzie z modelem tektoniki płyt jest podwójna strefa Benioffa odkryta pod Wyspami Ja-
pońskimi (Hasegawa i in. 1978) i jej przeciwne zorientowane reżimy tektoniczne na dwóch powierzchniach
hipocentrów: prawie pozioma tensja na dolnej powierzchni i podobnie zorientowana kompresja na górnej
powierzchni (ryc. 1).
Ryc. 2. a) Model destrukcji litosfery poniżej luków
Ryc. 1. Podwójna strefa sejsmiczna i kierunki
wysp wynikający z ryc. 1.
naprężeń w górnej i dolnej powierzchni
b) Płytowo-tektoniczny model deformacji
hipocentrów.
litosfery poniżej łuków wysp.
Dolna powierzchnia przecina dolną część poziomej płyty oceanicznej. Dystans między obu powierzch-
niami wynosi 30  40 km. Przesunięcia ścinające odpowiadające stwierdzonej tensji i kompresji, odniesio-
ne do odpowiednich powierzchni hipocentrów, oznaczają osuwanie się materiału litosfery pomiędzy tymi
powierzchniami. Wynika z tego schemat destrukcji litosfery przedstawiony na ryc. 2a.
Schemat ten jest zgodny z tensją pod rowami oceanicznymi i ze stwierdzanym tu schodowym obniża-
niem się litosfery oceanicznej wzdłuż uskoków grawitacyjnych.
335
Z przedstawionego modelu wynika, że jego tektoniczny kontekst jest odwrotny do zakładanego przez
tektonikę płyt (ryc. 2b). Co więcej, model ten zgadza się z diapiryzmem górnego płaszcza pod aktywnymi
krawędziami kontynentów wyznaczającym reżim tensyjny, ze spreadingiem załukowym i z ekstensyjnym
rozwojem mórz zaułkowych. Te trzy procesy były zawsze w niezgodzie z płytowo  tektonicznym mode-
lem kolizji płyt.
Przedstawiona powyżej grawitacyjna destrukcja płyty oceanicznej wyjaśnia wygięty kształt łuków
wysp i upad strefy Benioffa skierowany zawsze do wnętrza łuku (ryc. 3).
Podobną grawitacyjną interpretację przedstawił Carey (1976).
Tensyjny rozwój strefy Benioffa jako całości przedstawia ryc. 4.
Tonięcie fragmentów litosfery oceanicznej spowodowane jest
Ryc. 3. Grawitacyjna destrukcja płyty oceanicznej Ryc. 4. Tensyjno-grawitacyjny model
determinuje relację między wygięciem łuku wyspowego całej strefy sejsmicznej.
a upadem strefy sejsmicznej.
dobrze udokumentowanym podgrzaniem i obniżeniem gęstości astenosfery pod aktywnymi krawędziami
kontynentów. Termalna aktywacja ma tu tę samą przyczynę, co grawitacyjna destrukcja  jest nią rozcią-
ganie.
Płytka część litosfery pomiędzy rowem oceanicznym a wierzchołkiem diapiru wyznaczonym przez linę
wulkanu musi być grawitacyjnie przesuwana w kierunku rowu (ryc. 5).
Ryc. 5. Grawitacyjny ślizg łuku wyspowego jako re- Ryc. 6. Horyzontalne przemieszczenia mas
zultat obniżania litosfery u jego czoła i diapirowego skalnych w przypadku:
wypiętrzania poniżej linii wulkanów. a) grawitacyjnego nasuwania łuku wyspowego
b) podsuwania litosfery oceanicznej (założenie
tektoniki płyt).
336
Proces ten poniżej udowodnimy.
Powierzchnia ścinania wyznaczona przez płytkie trzęsienia pod łukami wysp nie jest częścią strefy Be-
nioffa, jak zakłada model tektoniki płyt. Zapada ona łagodnie w kierunku linii wulkanów (Plafker 1965).
Zatem powierzchnia ta nie potwierdza schematu przedstawionego na ryc. 2b. Natomiast może być ona
interpretowana jako powierzchnia grawitacyjnego ślizgu. Ta ostatnia interpretacja potwierdzona jest przez
horyzontalne przemieszczenia mas skalnych towarzyszące trzęsieniom płytkim. Przy transporcie grawita-
cyjnym masy te powinny być transportowane w kierunku rowu (ryc. 6a).
Jeżeli jednak założymy podsuwanie się litosfery oceanicznej (tektonika płyt), to powinny być one ści-
skane (ryc. 6b). W rzeczywistości mamy do czynienia z pierwszym przypadkiem, co wykazują dane przed-
stawione przez Parkina (1969) Plafkera i Savage a (1970) oraz Fitcha i Scholtza (1971).
Grawitacyjny ślizg łuku wyspowego jest dokumentowany również przez pionowe przemieszczenia mas
skalnych. Charakterystyczną cechą takiego ślizgu jest wypiętrzanie frontalnej części i obniżanie tylnej czę-
ści przemieszczanych mas skalnych. Jest to reguła w aktywnych krawędziach kontynentów (Parkin 1969,
Plafker, Savage 1970 oraz Fitch, Scholtz 1971).
Na schemacie (ryc. 5) widoczne są dwa oddzielne, lecz przyczynowo powiązane mechanizmy. Pierw-
szy, głębiej posadowiony, polega na powolnym obniżaniu się obszaru w pobliżu rowu i powolnym podno-
szeniu się obszaru w pobliżu linii wulkanów. Drugim mechanizmem jest grawitacyjny ślizg wyrównujący
rosnące różnice wysokości. Swego czasu oba mechanizmy zostały rozpoznane przez Haarmanna (1926,
1930) i nazwane odpowiednio tektogenezą pierwotną i wtórną. Charakter pierwszej z nich był zawsze trud-
ny do określenia. W aktywnych krawędziach kontynentów może on być odtworzony na podstawie dobrze
udokumentowanych procesów wgłębnych. Przyczyną tektogenezy pierwotnej jest ewidentne rozrywanie
litosfery i rozciąganie niżejległego płaszcza.
Podobny model, choć nie sięgający tak głęboko w płaszcz Ziemi, uzyskali autorzy dla śródlądowych
pasm fałdowych (Koziar, Jamrozik 1985a,b).
Z obu modeli wynika, że zarówno aktywne krawędzie kontynentów jak i śródlądowe pasma fałdowe nie
kompensują spreadingu litosfery oceanicznej. Przeciwnie, litosfera jest rozsuwana również tutaj, chociaż
na mniejszą skalę niż na grzbietach oceanicznych.
LITERATURA
Carey S.W., 1976, The Expanding Earth, Elsevier, Amsterdam  Oxford  New York.
Czudinov J., 1985, Geologija Aktivnych Okeaniczeskich Okrain i Globalnaja Tektonika (Geology of Ac-
tive Continental Margins and Global Tectonics), Nedra, Moskva.
Fitch T. and Scholtz Ch., 1980, Mechanism of underthrusting in southwest Japan: A model of convergent
plate interactions. J. Geophys. Res. 76: 7260-7292.
Haarmann E., 1926, �ber die Kraftquelle der Tektogenese. Zeitschr. Deutsch. Geol. Geselschaft.
78: 71-83.
Haarmann E., 1930, Die Oszillationstheorie, Ferdinand Enke Verlag. Stuttgart.
Hasegawa A., Umino N., Takagi A., 1978, Double-planed structure of the deep seismic zone
in the Northwestern Japan Arc, Tectonophysics 47: 43-58.
Isacks B., Oliver J., Sykes L., 1968, Seismology and the New Global Tectonics, J. Geophys. Res. 73:
5855-5899.
337
Koziar J., Jamrozik L., 1985a, Tension - gravitation model of tectogenesis, in:  Proceeding reports of the
XIII-th Congres of KBGA , Polish Geological Institute. Cracov: 195-199.
Koziar J., Jamrozik L., 1985b, Application of the tension-gravitation model of tectogenesis to the Car-
pathian orogen reconstruction, in:  Proceeding reports of the XIII-th Congres of KBGA , Polish Geo-
logical Institute. Cracov: 200-2003.
Koziar J, Jamrozik L., 1991, Tensyjno - grawitacyjny model subdukcji (Tension  gravitational model of
subduction). Polskie Towarzystwo Geologiczne, Oddz. Poznański, Str. Referatów
(1990-1991): 34-39.
Parkin E.J., 1964, Horizontal crustal movements determined from surveys after the Alaskan earthquake of
1964, The Prince William Sound Alaska earthquake of 1964 and aftershocks. U. S. Dep.
of Commer. 3: 35-38.
Pfeufer J., 1981, Die Gebirgsbildungsprocesse als Folge der Expansion der Erde, Verlag Gl�ckauf, Essen.
Plafker G., 1965, Tectonic deformation associated with the 1964 Alascan earthquake, Science 148:
1675-1687.
Plafker G., Savage J., 1960, Mechanism of the Chilean earthquake of May 21 and 22, 1960. Geol. Soc. Am.
Bull. 81:1001-1030.
Tanner W., 1973, Deep-sea trenches and the compression assumption., AAPG Bull. 57: 2195-2206.
338