褶皺沖斷帶構造砂箱物理模型研究進展

鄧　賓, 趙高平, 萬元博, 黃　瑞, 王興建, 劉樹根

(1.成都理工大學 油氣藏地質及開發工程國家重點實驗室, 四川 成都 610059; 2.成都理工大學 國土資源部構造成礦成藏重點實驗室, 四川 成都 610059)

褶皺沖斷帶構造砂箱物理模型研究進展

鄧賓1, 2, 趙高平1, 萬元博1, 黃瑞1, 王興建1, 劉樹根1

(1.成都理工大學 油氣藏地質及開發工程國家重點實驗室, 四川 成都 610059; 2.成都理工大學 國土資源部構造成礦成藏重點實驗室, 四川 成都 610059)

地殼淺層次褶皺沖斷帶普遍受控于具耦合互饋特性的多種機制或邊界條件, 從而具有長期的構造演化過程和復雜的構造特征。自19世紀初以來, 基于地質構造過程自相似性和“無理有效性”的砂箱物理模型, 為解譯褶皺沖斷帶的演化過程及其動力學機制等提供了獨立有效的手段。本文主要基于國內外地殼淺表褶皺沖斷帶構造變形過程為研究對象的構造砂箱物理模型研究結果與進展進行綜述性報道, 以期為同行提供參考與借鑒。基于與地殼淺表地層具相似流變學特性的砂箱物理模擬研究, 揭示出地殼淺層次構造變形過程普遍自相似性生長過程, 符合庫倫臨界楔理論。褶皺沖斷帶擠壓變形過程中, 基底特性(基底幾何學、有效摩擦角、基底耦合性和流體超壓)、變形物質特性(空間幾何學、能干層、流變學和非均一性)、動力學機制(砂箱幾何邊界、匯聚速率和匯聚方向)、淺表作用(剝蝕和沉降)等對于地殼淺表構造變形過程具有明顯的控制作用。構造砂箱物理模型在解譯不同構造變形過程與機制的研究中發揮著越來越突出的作用。

砂箱模型; 臨界構造楔; 褶皺沖斷帶

0 引 言

自然界構造變形具有長時間的演化周期和復雜的結構構造特征, 普遍受多種因素影響, 如: 地層非均質性、幾何學和運動學邊界條件和淺部地表過程等, 從而難以有效量化、解譯其在地史中的形成演化過程。地質構造過程的自相似性(標度不變性)和實驗驗證等說明物理模型模擬與自然界盆–山系統演化等具有一致性(無理的有效性“Unreasonable effectiveness”, Wigner, 1960), 即尺度大小上的相似性與一致性), 它是砂箱物理模型研究的理論基礎。值得指出的是, 雖然砂箱構造物理模型有與生俱來的缺點, 如: 簡化地層模型、流體壓力–溫度等缺失問題, 但它能夠幫助我們在時間–空間上詳細觀察、解譯構造變形的形成與生長四維過程, 因此受到越來越廣泛的應用。

項目資助: 國家自然科學基金(41572111, 41402119, 2014JQ0057, 41472107, 41230313)和國家基礎研究發展計劃“973”項目(2012CB214805)聯合資助。

自Hall (1815)初次使用構造物理模型解釋蘇格蘭東海岸構造帶褶皺變形以來, 砂箱模型相對于早期實驗裝置及其理論體系已經發生了極大的革新與變化。由于不同的目的性和手段性等差異, 砂箱模型目前主要存在三種典型類別: 構造砂箱模型(Tectonic sandbox modelling)以褶皺沖斷帶等生長變形機制為主要研究對象(Cadell, 1988), 地貌幾何砂箱模型(Geomorphic sandbox modelling)以可控降水(量)條件下人工地貌為主要研究對象(Flint, 1973),地層砂箱模型(Stratigraphic sandbox modelling)以構造和/或氣候條件下地層沉積記錄為主要研究對象(Paola et al., 2009)。19世紀以來, 以砂箱模型為主的物理(和/或結合數字)模型手段廣泛地運用于與增生楔和沖斷帶等相關的研究中, 結合庫侖沖斷楔(即臨界楔理論“Critical taper theory”)共同揭示出四維時空尺度上砂箱模型的基底特性、變形物質特性、活動擋板(或阻擋物)特性、變形物質通量(輸出和輸入)、匯聚(擠壓)運動學和地表過程等對盆–山結構–構造演化過程的重要作用(Bonini, 2003; Bonnet et al., 2007; Buiter, 2012; Graveleau et al., 2012; Koyi and Vendeville, 2003; Konstantinovskaia and Malavieille 2005; McClay et al., 2004, 2011)。本文主要基于國內外以褶皺沖斷帶構造變形為研究對象的構造砂箱物理模型研究結果與進展進行綜述性報道,簡要闡述不同構造變形過程中砂箱構造物理模型所揭示的變形過程和機制及其主要控制因素等, 以期為同行研究提供參考與借鑒。

1 臨界楔理論與其自相似性生長過程

以褶皺沖斷帶為典型構造的造山帶結構演化普遍遵循簡單的變形機制即臨界楔理論(圖 1), Davis et al. (1983)和Dahlen (1990)描述為“移動推土機前方的楔形砂體”。推土機前方物質沿其底部滑脫面滑動擠壓變形直到底部滑脫面傾角(β)和砂體頂面傾角(楔頂角, a)之間夾角恒定(即β+α恒定, 稱為臨界角),它主要受控于楔形體強度和基底特性。如果擠壓形成的楔形體前方沒有進一步的物質加積, 楔形砂體則沿底部滑脫面僅發生滑動位移; 如果楔形砂體前方發生進一步的物質加積, 楔形砂體則發生保持其幾何特征(即臨界角 β+a恒定)的自相似性生長過程。臨界楔理論具有一定的假設前提(Dahlen, 1984): (1) 較低或可忽略的內聚力強度和符合Coulomb破裂準則; (2) 均值且各向同性的砂體特性; (3) 均值摩擦底界特性; (4) 砂箱物質和溫度等屬性不隨時間變化。一般而言, 楔形體遵循如下公式:

(a), (b) 張性和壓性造山增生楔變形模型(Dahlen, 1990; Xiao et al., 1991); (c) 張性和壓性增生楔形體臨界楔理論值變化協和圖(Mourgues et al., 2013), 其中①擠壓楔形體中基底面剪切力朝向楔形體外部的臨界穩態平衡狀態(Davies et al., 1983); ②重力擴展或重力滑動臨界穩態平衡狀態(Mourgues et al., 2013); ③張性楔形體中基底面剪切力朝向楔形體內部的臨界穩態平衡狀態(Xiao et al., 1991)。圖1　張性和壓性體制臨界楔理論綜合示意圖Fig.1 Synthetic diagram showing critical taper solutions for extensional and compressive sand wedges

式中, μb為基底摩擦系數, φ為砂箱物質內摩擦角。

臨界楔理論揭示褶皺沖斷帶自相似性生長過程和其最終趨于穩態平衡演化的特征, 即造山楔形體物質輸入、楔形體幾何形態(楔頂角和基底傾角)、楔形體內部(包括流體壓力)和基底摩擦力相關的應力機制等因素最終達到穩態平衡(Davis et al., 1983; Dahlen, 1984)。現今構造砂箱物理和數字模型不僅廣泛驗證了臨界楔理論強調的基本推論, 如: 基底傾角(增大)和楔頂角(減小)相關性、前展式(傾角變陡)和反沖斷層(傾角變小)以及楔形體(變寬)同基底強度(減小)之間的相關性、楔形體(變窄)與地表剝蝕作用(增強)相關性等, 而且對臨界楔形體理論大大地進行了拓寬, 如: 非臨界楔狀態的褶皺沖斷帶、非均質性物質和應變弱化帶等(McClay, et al., 2004; Willett et al., 2006; Suppe, 2007; Bigi et al., 2010; Buiter, 2012; Wenk and Huhn, 2013)。臨界楔理論強調褶皺沖斷帶自相似生長過程主要受控于多個基本因素: 楔形體內部動力學、楔形體物質特性(如: 內聚力、密度、內摩擦系數和流體壓力等)、基底特性(如: 幾何學、摩擦角等)和地表作用過程。

一般而言, 褶皺沖斷帶擠壓楔形體動態演化常具有三種端元: (1) 穩態平衡狀態(階段), 楔形體僅發生整體位于基底面上的穩定滑動、楔形體內部不發生構造變形(圖1中空白區為穩態域), 其楔形體底部滑脫面傾角與楔頂角之和恒定; (2) 有限或臨界穩態平衡狀態(階段), 楔形體內部和基底摩擦力相關的應力狀態、楔形體后緣加載和內聚力等初步達到穩態平衡狀態(圖中實線或虛線), 楔形體以自相似性特征生長變形、維持臨界角及其幾何形態; (3)非穩態平衡狀態(階段), 楔形體通過構造變形調整其幾何形態逐步達到臨界穩態平衡狀態, 如: 亞穩態狀態縮短變形、超穩態狀態張性變形(圖1中陰影區)。亞穩定狀態即楔形砂體頂面傾角相對于底部滑脫面過小, 砂體通過擠壓變形相關的前緣加積、沖斷等作用增加其頂面角(楔頂角), 達到臨界穩態平衡狀態,即褶皺沖斷帶建造過程。超穩定狀態即楔形砂體頂面傾角相對于底部滑脫面過大, 砂體會發生張性正斷層或滑動變形降低砂體頂面角, 最終達到臨界穩態平衡狀態, 即褶皺沖斷帶破壞過程。

臨界楔理論靜態地詮釋造山楔恒定應力條件下的特征, 它已經成功地運用于解釋褶皺沖斷帶幾何學發展演化過程。基底摩擦角增大將會導致穩態平衡狀態縮小(圖中穩態域縮小), 即基底傾角范圍增大和楔頂角范圍減小, 也意味著早期非穩態狀態域內的楔形砂體通過調整楔頂角大小獲得穩態平衡狀態。楔形砂體內摩擦強度增大和基底強度減弱相似,都會導致穩態平衡狀態增大(圖中穩態域增大), 即增大楔頂角范圍。如果楔形砂體物質受剝蝕減少和增生加積平衡作用, 則會發生褶皺沖斷帶穩態造山作用(Willett and Brandon, 2002; Willett et al., 2006),但高剝蝕速率會導致楔形砂體或造山帶規模減小(如: 臺灣和新西蘭地區), 而低剝蝕速率則導致其規模增大(如: 安第斯中央高原)。Willett and Brandon (2002)進一步強調褶皺沖斷帶穩態造山作用的四個典型類型, 即: 物質通量恒定、地貌穩態、熱穩態和地表剝蝕作用穩態。在構造擠壓變形過程中, 楔形體通過內部和外部構造變形調整其幾何形態, 最終達到并保持穩態平衡狀態, 即自相似性生長過程,其主要表現為通過楔形體內部沖斷破裂變形的楔形體增厚過程與楔形體前緣擴展變形的楔形體增長過程二者周期性循環發生, 從而保持構造楔形體幾何學的相似性(McClay and Whitehouse, 2004; Del Castello et al., 2004; Konstantinovskaia and Malavieille, 2005; Bigi et al., 2010)。

基于張性和擠壓構造背景下楔形體具有相似褶皺沖斷帶、增生楔特征和相反的滑動基底和楔形體內變形特性, Xiao et al. (1991)初次對張性構造背景下楔形體變形進行了物理模擬, 認為張性楔形體變形過程是“移動推土機沿滑動面下傾方向運動的相關變形”, 也遵循臨界楔理論(Morgan and McGovern, 2005)。當楔形砂體處于亞穩定狀態, 將會通過沿基底傾向的滑動變形達到穩態平衡狀態; 當楔形砂體處于超穩定狀態, 將會形成正斷層變形減小楔頂角達到穩態平衡狀態。但是, 當張性楔形體中楔頂角小于臨界值時, 它也可能處于穩態平衡狀態, 不發生楔形砂體內部變形, 而與擠壓構造背景下楔形砂體形成明顯區別(Xiao et al., 1991)。最近, Mourgues et al. (2013)通過數值和砂箱模型實驗, 揭示了張性構造背景下構造變形并不完全符合臨界楔理論, 認為基底滑脫面流體壓力比控制著張性構造楔形體形成演化(Mourgues and Cobbold, 2006), 導致其形成典型的淺部滑塌和深部(構造楔主滑脫面)重力擴展變形。當楔形砂體處于超穩定狀態, 受控于楔形體內壓力小于臨界壓力比砂體僅發生淺部滑塌變形,楔形體內壓力大于臨界壓力比導致以主滑脫面變形相關的重力擴展作用, 且伴隨流體壓力比增大、楔頂角變小。

褶皺沖斷帶臨界構造楔理論廣泛地應用于不同造山帶的研究(Davis et al., 1983; Braathen et al., 1999; Bilotti and Shaw, 2005; Willett et al., 2006; Miyakawa et al., 2010), 揭示出構造楔形體強度與基底滑脫等因素共同控制著褶皺沖斷帶自相似性生長過程, 決定著楔形體楔頂角與基底傾角共同(線性相關)的變化過程(Davis et al., 1983; Dahlen, 1984)。因此, 根據楔頂角與基底傾角特征(二者之和: 即 β+a)可以將褶皺沖斷帶大致分為兩類: 中–高角度類型(β+a>10°)和低角度類型(β+a<5°), 前者普遍發育較小傾角的前展式斷層和較大傾角的反沖斷層, 而后者發育傾角大致相似的前展和反沖斷層、尤其是反沖斷層明顯發育(Davis et al., 1983; Bilotti and Shaw, 2005; Buiter, 2012)。同時, 伴隨周期性自相似性生長過程, 楔形體常常形成明顯的楔頂角度破裂點或突變點“Slope break”, 該突變點常位于以前展式擴展變形特征為主的楔形體前緣(或外帶), 和以無序沖斷加積變形特征為主的楔形體內帶之間的過渡帶(Dominguez et al., 2000; Del Castello et al., 2004; Wenk and Huhn, 2013), 與基底屬性可能具有一定成因關系(Del Castello et al., 2004; Miyakawa et al., 2010)。值得指出的是, 基于褶皺沖斷帶實例研究也揭示出, 如: 臺灣沖斷帶、尼日爾三角洲褶皺沖斷帶等, 地殼淺部(<15～20 km)普遍具有相對均一的物理特性, 控制著楔形體自相似性生長過程; 但是>15～20 km深度的地殼物質具脆–塑性過渡帶變形特征, 導致楔形體強度減弱, 楔頂角與基底傾角相關性不明顯(Carena et al., 2002; Suppe, 2007)。

2 褶皺沖斷帶砂箱物理模型主控因素

自然界擠壓增生楔基于其變形傳播方向通常可以分為兩類: 單向匯聚楔形體類(圖 2a, Hubbert, 1951)和雙向匯聚楔形體類(圖 2b, Koons, 1990; Willett et al., 1993), 前者速度不連續點位于活動擋板前緣導致物質難以發生反向位移, 后者速度不連續點位于砂箱模型中部導致砂箱物質能夠同時發生向前或向后的位移與變形, 即發生向俯沖盤方向的前展式褶皺沖斷變形(“forethrust”)和向活動擋板方向的反向沖斷變形(“backthrust”)。

擠壓砂箱模型中由于基底變形傳播的階段性和周期性導致其單向匯聚楔形體生長呈階段性(圖 2c, d), 即楔形體前展式擴展變形形成新的前緣沖斷層導致楔形體加積增生, 新的楔形體進一步發生縮短(積累應變可能為 10％左右)與增厚變形直到新的前緣斷層形成(Mulugeta and Koyi, 1992; Gutscher et al., 1996)。伴隨楔形體持續變形增生, 早期逆沖斷層傾角逐漸減小(圖 2a)。砂箱物理模型和數字模型實驗中楔形體加積生長過程服從臨界楔理論(圖 2d, Mulugeta and Koyi, 1992; Naylor and Sinclair, 2007),且楔形體面積普遍服從線性增長趨勢(Koyi, 1995),楔形體可大致分為平頂部分和三角前緣部分, 前者面積具穩定增長特征、后者面積長時間內具有穩定不變的特征(圖 2e), 主要歸功于楔形體后緣物質的恒定加積作用和前緣物質沿楔形體表面發生擴散。但是, 無論是黏土砂箱模型還是石英砂砂箱模型(圖2f), 楔形體內部物質主要發生向上的位移(Cowan and Silling, 1978; Mulugeta and Koyi, 1992)。一般而言, 單向匯聚楔形體可以劃分為三個典型的結構和運動學亞帶(圖2g): 前緣變形帶(FDZ)、前緣疊瓦沖斷帶(FIZ)和內部加積變形帶(IAZ)。前緣變形帶由新形成的逆沖斷層組成, 常形成成對的前展式和反沖斷層, 具有較大的水平位移和較小的抬升變形, 因而具垂直拉伸應變橢球變形特征; 前緣疊瓦沖斷帶常由數條逆沖斷層組成, 水平位移較前者小、抬升變形量適中, 因此拉伸應變橢球體較前者小; 內部加積變形帶由無序沖斷層與前緣疊瓦沖斷帶分開,水平位移和抬升變形量都極小, 因此通常具有各向同性的變形特征。

俯沖砂箱模型中雙向匯聚楔形體也具有數個生長變形周期(Willet et al., 1993; Hoth et al., 2007)。早期快速擴展變形階段(前楔低位移量沖斷、反向楔快速沖斷變形), 以形成典型受成對膝折帶控制的沖起構造為主(Willet et al., 1993; Hoth et al., 2007), 物質主要發生反向楔內的反向擴展和抬升變形, 隨后前楔和反向楔持續發生物質加積變形形成楔形體軸帶(圖2h)。晚期為低速擴展變形階段(前楔高位移沖斷變形、反向楔低速沖斷變形), 以形成持續的沖斷巖片或推覆體疊置構造為主(McClay and Whitehouse, 2004; Bigi et al., 2010)。一般而言, 當楔形體高度達到最大時(臨界楔形體高度)(圖2j), 反向楔載荷過高而難以持續其高滑動變形速率, 此時楔形體軸帶相當于活動擋板加速前楔擴展變形(McClay and Whitehouse, 2004; Storti et al., 2000)。前楔與反向楔具有不同的加積增生機制, 前者以前展式和基底加積為主, 反向楔則以前楔物質的向上和反向剪切生長形成為主; 且前楔地貌坡度符合最小臨界楔形體理論(圖2i), 后者地貌坡度則具有較大爭議(Davis et al., 1983; McClay and Whitehouse, 2004)。

2.1 砂箱基底特性因素

砂箱基底特性對砂箱模型模擬過程中楔形體具有不同作用, 其主要因素包括: 基底幾何學性質(如:坡度和地貌形態)、有效摩擦角、孔隙流體壓力和垂直應力(之比)等。Davis et al. (1983)基于砂箱模型臨界楔理論指出砂箱基底坡角變化(增大或減小)會伴隨楔頂角變化(減小或增大), 相對于基底砂箱模型中斷層仍然具有相似特征, 但相對于水平參考系前展式斷層傾角更陡、反向擴展斷層更緩。當基底摩擦角和縮短量一定的情況下, 基底傾向后陸的砂箱模型相對于基底傾向前陸(擴展變形方向)的砂箱模型中楔形體較短、較厚(圖3a), 主要歸因于前者具有較高的平行層縮短和較高的非面積守恒應變特征(Koyi and Vendeville, 2003)。尤其是當基底摩擦系數(或摩擦力)相對較高時, 如: μb=0.55, 基底傾角對砂箱楔形體的影響更加明顯, 反之亦然。值得指出的是, 增加基底傾角與增加基底摩擦系數對于楔形體(如: 楔頂高和臨界楔頂角)具有相似的作用。Smit et al. (2003)揭示當基底傾角為 0.75°～3.0°之間時,伴隨其角度變化石英砂箱模型構造樣式具有明顯不同特性。低角度砂箱基底傾角形成較寬的、前展式沖斷構造變形特征, 傾角較大則具有較窄的、同時具有前展式和反向沖斷構造變形特征。當砂箱基底具有不同的正凸起和負地貌形態時(如: 火山口、地塹等), 擠壓變形過程會導致砂箱物質發生典型的構造剝蝕(Tectonic erosion)(von Huene and Culotta, 1989; Lallemand et al., 1994)。由于不同的變形機制導致形成復雜的地貌特征(圖 3b), 基底正凸起上覆砂箱物質發生反向沖斷變形, 楔形體后緣物質常常發生高角度走滑變形和正斷層變形(Dominguez et al., 2000)。

(a) 單向匯聚楔形體類型砂箱模型生長過程及其斷層演化特征(Marshak and Wilkerson, 1992), 伴隨楔形體增高斷層傾角逐漸減小; (b) 雙向匯聚楔形體類型砂箱模型(McClay and Whitehouse, 2004), 主要由前楔、反向楔和軸帶部分組成; (c) 楔形體階段性擴展變形與生長過程(Mulugeta and Koyi, 1992), 楔形體前緣伴隨新生成的逆沖斷層前展式生長; (d) 砂箱模型楔形體生長服從臨界楔理論 (Mulugeta and Koyi, 1992); (e) 楔形體橫截面近似恒定的生長規律 (Koyi, 1995), 楔形體可大致分為面積穩定增長部分和面積快速穩定部分; (f) 黏土和石英砂楔形體內部物質運動軌跡 (Cowan and Silling, 1978; Mulugeta and Koyi, 1992), 揭示砂箱物質普遍具有向上的運動軌跡; (g) 單向匯聚楔形體結構分帶性 (Lohrmann et al., 2003), 可大致分為前緣變形帶(FDZ)、前緣疊瓦沖斷帶(FIZ)和內部加積變形帶(IAZ); (h) 雙向匯聚楔形體類砂箱模型生長變形周期性(Storti et al., 2000), 即早期快速擴展變形階段(前楔低位移量沖斷、反向楔快速沖斷變形)和后期低速擴展變形階段(前楔高位移沖斷變形、反向楔低速沖斷變形); (i) 前楔和反向楔地表坡度變化特征(Wang and Davis, 1996), 伴隨楔形體生長前楔頂角達到最小臨界楔角度; (j) 雙向匯聚楔形體類砂箱模型生長楔形體高度變化特征(Storti and McClay, 1995), 楔形體高度普遍具有與縮短量之比呈恒定速率的生長過程, 最后達到最大值。圖2　砂箱構造物理模型楔形體生長特征圖Fig.2 Growth processes of an accretionary wedge in sandbox modeling

(a) 基底坡度對砂箱模型楔形體特征影響 (Koyi and Vendeville, 2003), 基底傾向后陸的砂箱物理模型相對于基底傾向前陸(擴展變形方向)的砂箱模型中楔形體較短、較厚(尤其是高基底摩擦特性); (b) 基底地貌凸起(如火山口)對楔形體特征影響的三維形態(Dominguez, 2000); (c) 基底差異性摩擦特性對逆沖楔形體形態的影響(Liu et al., 1992), 伴隨摩擦系數或強度增大楔頂角明顯增大, 且構造運動學也具有明顯變化; (d) 水平基底的摩擦系數與楔形體楔頂角或坡度關系符合臨界楔理論(Buiter, 2012), 其中小圖為大圖數字模型結果; (e) 砂箱模型變形樣式與基底和砂箱物質內剪切力關系(Bonini, 2007), 揭示基底和砂箱物質內剪切力關系之比控制著楔形體前展式擴展沖斷變形或被動頂沖等構造變形過程; (f) 砂箱物質底部流體超壓對楔形體的影響(Mourgues and Cobbold, 2006), 流體超壓導致楔形體更寬和楔頂角更低。圖3　不同基底特性對砂箱構造物理模型楔形體特征的影響作用Fig.3 Influence of basal on the growth and deformation of an accretionary wedge

砂箱模型中基底與砂箱物質的耦合特性(即沿楔形體底部滑脫面)是控制構造楔形體幾何和構造特征最重要的參數, 自然界中其主要取決于沉積蓋層和流體超壓特性。砂箱模型中通過砂箱底部加入不同摩擦系數的物質(如: 玻璃珠μb=0.36、塑料/聚酯薄膜μb=0.21等)決定了砂箱模型中的基底特性。低摩擦系數(或強度)砂箱模型中楔形體變形生長以(可能為對稱性)箱狀褶皺和沖起結構為主, 具有較大的寬度和較小的楔頂角(圖 3c, d), 且前展式沖斷和反向沖斷都較普遍(Mulugeta, 1988; Liu et al., 1992; 周建勛等, 2002); 而高摩擦系數砂箱模型中楔形體變形生長以疊瓦狀沖斷構造變形為主, 沖斷變形以前展式無序沖斷(常具多期活動)為主(Cotton and Koyi, 2000; Koyi et al., 2000; Smit et al., 2003), 且具有較高的平行層縮短變形(Koyi et al., 2004)。高摩擦砂箱基底其主應力軸(σ1)傾向前陸方向, 導致前展式沖斷層相對于其反向沖斷層具有較低的傾角和更大的縮短變形特征(Davis and Engelder, 1985), 因此Bonini (2003, 2007)認為基底和上覆砂箱物質內剪切力控制著楔形體變形結構特征(圖 3e), 尤其是砂箱物質內部滑脫層導致上下變形脫耦、形成典型被動頂沖雙重變形結構。砂箱模型中流體超壓嚴重影響楔形體幾何形態(圖 3f), 擠壓增生楔形體具有明顯較寬、較薄和較低楔頂角的幾何學特征, 伴隨擠壓過程砂箱底部形成水平滑脫層, 并發生盆地向擴展移動(Cobbold et al., 2001; Mourgues and Cobbold, 2006)。尤其是對于非均質性砂箱物質(即變化的滲透率和內聚力系數特征), 滑脫層沿低滲透層形成、快速盆地向(沿擠壓方向)擴展傳播, 楔形體常具有較低楔頂角和近似對稱的沖起結構特征。

砂箱基底面積(布砂面積, SB)與相關剪切應力大小, 尤其是與側向固定擋板面積(布砂厚度接觸面積, SL)之比值(Souloumiac et al., 2012), 導致楔形體擠壓變形過程中, 臨近側向固定擋板處砂箱表面斷層發生不同程度弧形彎曲, 從而嚴重影響砂箱變形 2D剖面重建(Koyi and Cotton, 2004; Schreurs et al., 2006)。當SL/SB<0.1時, 砂箱基底面剪切應力較大、側向固定擋板與擠壓縮短方向相反的剪切應力可以忽略; 當 0.10.35時, 砂箱表面斷層側向彎曲會產生重要的實驗室誤差(Souloumiac et al., 2012)。因此, 我們初始設置砂箱物理模型過程中, 如果砂箱物質具有較高的摩擦系數, 會導致相應減小側向固定擋板上剪切應力和SL/SB比值; 相反, 如果僅在砂箱基底布置滑脫層等低摩擦系數物質, 則會導致側向固定擋板上剪切應力和SL/SB比值增加。

2.2 砂箱物質特性因素

砂箱物質特性對于砂箱楔形體變形與演化具有明顯的控制作用(魏春光等, 2004; Konstantinovskaya and Malavieille, 2011; Graveleau et al., 2012), 如: 內聚力、摩擦力(或強度)、厚度、孔隙度和滲透率等, 尤其是其垂向屬性的變化。一般而言, 砂箱物質強度增加導致其臨界楔形體穩定區域面積增大, 既最小臨界(楔頂)角變小和最大臨(楔頂)界角變大(圖 1)。砂箱物質內部軟弱層導致楔形體由能干性楔形體的沖斷褶皺變形為主構造樣式轉變為褶皺變形樣式為主的特征(圖4a)(Yamato et al., 2011)。物質壓實作用使其內聚力增強, 從而導致臨界(楔頂)角變小形成凸起的地表形體, 但由于內聚力與砂箱物質摩擦強度和流體孔隙壓力密切相關, 因此內聚力對整個褶皺沖斷帶變形影響作用有限(Simpson, 2011)。由于砂箱物質普遍具有瞬時應變增強和應變弱化特性, 使砂箱楔形體具有典型的依賴于物質壓實作用的分帶性(圖4b)。Lohrmann et al. (2003)認為砂箱物質的體積強度受控于其最薄弱層的摩擦強度(如: 斷層等),因此早期存在的非均一結構可能使砂箱楔形體局部集中應變從而控制其構造變形過程與樣式, 如: 活動斷層摩擦特性決定著楔形體不同分段的楔頂角和強度(圖 4b)。同時砂箱楔形體向后緣由于斷層旋轉和彈性物質強度增加導致其體積能干性逐漸增大,不同砂箱物質縱向屬性差異導致楔形體后緣集中應變帶具有明顯的運動學特征差異。尤其是, 砂箱物質側向非連續性是側向或斜向斷坡、撕裂斷裂和轉換帶等構造形成的重要控制因素(Corrado et al., 1998; Cotton and Koyi, 2000; Marques and Cobbold,2002; Ravaglia et al., 2004), 常常在砂箱物質表面表現為不同逆沖前緣連接帶或逆沖巖片側向終止構造樣式, 砂箱物質內部不同巖層厚度空間明顯變化。砂箱物質側向不連續帶具有較高的平行層縮短變形和較低逆沖分量(圖4f), 逆沖巖片(席)長度與逆沖滑動量可能存在一定的線性關系(Ravaglia et al., 2004)。同時, 流體壓力普遍存在降低砂箱物質有效應力的作用, 導致破裂變形作用發生, 因此含水砂箱楔形體具有較低的強度和較高的臨界(楔頂)角(Strayer et al., 2001; Cobbold et al., 2001; Mourgues and Cobbold, 2006), 流體壓力系數比和楔頂角共同控制著楔形體中滑脫層前展式變形傳播和應變集中特征(Pons and Mourgues, 2012)。

(a) 多層滑脫層對楔形體變形影響(Yamato et al., 2011), 單一基底滑脫層導致低速褶皺變形速率和沖斷變形構造樣式為主, 多層滑脫層導致楔形體變形速率增大和褶皺變形構造樣式為主; (b) 不同砂箱物質楔形體特征(Lohrmann et al., 2003), 不同物質楔形體內部加積應變帶(IAZ)具有運動學特征差異性, 而其他部分則大致相似; (c) 能干層位置對于砂箱楔形體影響(Teixell and Koyi, 2003), 能干層位于砂箱底部具有相對頂部較高的楔頂角從而控制著楔形體特征; (d) 純石英砂、石英-重晶石混合砂和石英-云母混合砂三種砂箱物質構造變形過程, 伴隨砂箱物質中彈性顆粒物質含量增加, 擠壓沖斷變形和楔形體幾何學變化明顯更具均一化特征(Gomes, 2013); (e) 相同擠壓條件下水飽和條件下微玻璃珠“GM”、硅粉“SilPwd”、塑料粉末“PVC”、石墨粉“Graph”和前四者混合材料“MatⅣ” 砂箱物質擠壓構造變形特征(Graveleau et al., 2011), 硅粉相對于其余幾種物質由于具有較高內聚力, 其斷層空間距離明顯較其他物質窄和密, 前展式和反沖式斷層普遍發育; (f) 砂箱物質側向非連續性轉換帶在砂箱物質表面表現為不同逆沖前緣連接帶或逆沖巖片側向終止構造樣式, 具較高的平行層縮短變形和較低逆沖分量, 逆沖巖片(席)長度與逆沖滑動量可能存在一定的線性關系(Ravaglia et al., 2004)。圖4　不同砂箱物質特性對構造楔形體變形的影響作用Fig.4 Influence of material properties on the growth and deformation of an accretionary wedge

除砂箱物質自然屬性的差異之外, 不同砂體成型方法(如: 自動化篩砂和傾倒方式等)、上覆地層壓力等也可能導致砂箱物質屬性體現出一定差異性,從而影響其構造物理模擬結果。自動化篩砂造型形成的砂箱楔形體物質具有較高的砂體密度、分選性、均一性、高壓實性和相對較高的應變破裂強度等(Lohrmann et al., 2003; Panien et al., 2006; Gomes, 2013)。磨圓度低、非均質性強、顆粒越粗的砂箱物質, 在擠壓變形過程中由于較高的應力分散性常常產生較大的彌散式或分散式變形、較高的應變弱化特征。因此, (新型)砂箱物質材料研究受到越來越多的重視。基于具相似峰值破裂強度等力學特性的石英砂、石英–重晶石混合砂和石英–云母混合砂三種砂箱物質構造模擬揭示, 砂箱物質中塑性顆粒物質(如重晶石、云母等礦物)含量增加將形成更加均一的擠壓沖斷變形和楔形體幾何學(圖 4d), 同時也導致混合石英砂類砂箱物質需要較高的剪切應變量才能達到與純石英砂相似的擠壓破裂變形(Gomes, 2013)。水飽和條件下微玻璃珠、硅粉、塑料粉末、石墨粉和前四者混合材料砂箱實驗表明(Graveleau et al., 2011), 相同擠壓條件下微玻璃珠和塑料粉末砂箱物質產生相對較少的前展式斷層和較低的楔頂角, 擠壓縮短變形過程中微玻璃珠楔形體前緣產生明顯的褶皺縮短變形, 而后者前緣則以脆性破裂變形為主; 硅粉則具有更多的脆性破裂變形行為特征,前展式和反沖式斷層普遍發育, 且具較大的楔頂角,同時由于硅粉具有較高內聚力, 其斷層空間距離明顯較其他物質窄和密(圖4e)。

基于物質能干性和非能干性巖層實驗表明, 能干性巖層(如: 石英砂)縮短變形以沖斷構造變形為主, 非能干性巖層(如: 玻璃珠)以褶皺變形為主, 但不同的基底摩擦屬性會導致典型的集中應變發生(尤其是低摩擦特性的砂箱基底)。能干性巖層會導致砂箱楔形體楔頂角明顯增大, 且能干性巖層位于砂箱底部相對于頂部對楔頂角增大作用更加明顯(圖4c)。砂箱內部軟弱層或滑脫層除要相對于砂箱基底和其周圍砂箱物質具有更低的能干性外(Kukowski et al., 2002), 其厚度和幾何學展布對于楔形體變形也具有重要的影響作用, 主要歸功于其低應力–應變條件有助于變形的擴展傳播。滑脫層深度控制著楔形體褶皺變形空間格架及其構造樣式, 較淺的滑脫層導致楔形體具有更普遍的、更寬向背斜和深部沖斷變形特征, 而較深的滑脫層導致楔形體具有更快的傳播變形特征和褶皺沖斷變形樣式(Rossi and Storti, 2003; Yamato et al., 2011), 尤其是疊瓦沖斷構造樣式。滑脫層側向非均質性導致形成不同波長的沖斷層系、弧形構造等, 而其垂向非均質性決定著砂箱模型中不同級別的構造樣式, 即底部滑脫層系為一級結構、中部滑脫層系為二級結構。值得指出的是, 區別于擠壓砂箱物理模型和數字模型中滑脫層對構造變形過程的強烈控制作用(Kukowski et al., 2002; Stockmal et al., 2007; Konstantinovskaya and Malavieille, 2011; 沈禮等, 2012), 其在俯沖擠壓砂箱模型中滑脫層對于砂箱楔形體變形作用明顯較弱(Hoth et al., 2007)。

2.3 砂箱動力學特性因素

砂箱動力學特性對砂箱模型模擬過程中楔形體差異性作用主要體現在: 砂箱不同幾何邊界(如: 活動或固定擋板)、不同擠壓匯聚方向(即縮短方向與擋板邊界, McCaffrey, 1992)和差異擠壓匯聚速率導致砂箱物質變形過程存在典型的非均一性屬性。斜向匯聚碰撞導致砂箱楔形體存在較大楔頂角和典型分帶性(Biagi, 1988; Martinez et al., 2002; McClay et al., 2004), 楔形體外帶逆沖斷層傾向砂箱擋板、地表破裂普遍平行逆斷層具有一定的斜度; 內帶與外帶之間由向外帶增厚的、由少量逆斷層形成的新月形構造帶分割, 內帶具有典型扭壓走滑特征、且切割早期逆斷層及其分支(圖5a)。值得指出的是, 斜向匯聚砂箱變形中楔形體變形過程普遍具有分散式應變階段、斜向應變階段和應變集中三個不同階段(圖5b)(Leever et al., 2011)。當楔形體后緣阻擋體較薄時,變形帶相對較寬且內部扭壓走滑帶普遍位于砂箱模型速度不連續點; 當活動擋板較厚時, 內部扭壓走滑帶具有前陸向遷移特征。伴隨斜向碰撞夾角逐漸增大(φ>45°～55°, 砂箱物質位移矢量與砂箱邊界活動擋板或速度不聯系點的夾角), 內帶逆沖斷層傾角明顯變陡、數量減少, 且斷層逐漸垂直、匯聚形成主斷層; 尤其是少量走滑斷層會體現出正斷層特征(圖5c)。在基底內摩擦角較大的砂箱模型中, 走滑斷層主要出現在具有較高斜向夾角的碰撞擠壓模型中(90°>φ>40°～45°), 而在較低斜向夾角的碰撞擠壓模型中位移的走滑分量主要被逆斷層所吸收, 因此應變集中主要發生于較高斜向夾角碰撞過程中(圖5d);如果砂箱模型基底具有更低的摩擦特征, 其臨界斜向夾角變大(μb=0.2時, φ=～60°)(Martinez et al., 2002);尤其是, 較高的斜向夾角碰撞擠壓可能會形成幾何學近似對稱的、具有較高凸起軸帶(被走滑斷層切割)的雙向匯聚楔形體(McClay et al., 2004; Leever et al., 2011)。

(a) 三維斜向碰撞擠壓砂箱模型分帶性(Biagi, 1988); (b) 斜向匯聚擠壓(φ=30°)砂箱模型楔形體演化三階段性(Leever et al., 2011), 即分散式應變階段、斜向應變階段和應變集中階段; (c) 高斜向擠壓碰撞夾角砂箱模型走滑斷層特征(Malavieille et al., 1992), 其中少量走滑斷層體現出正斷層特征; (d) 斜向匯聚擠壓夾角屬性對楔形體變形影響(McClay et al., 2004), 低斜向夾角變形缺少走滑斷層, 走滑斷層構造變形發生臨界夾角為40°～45°; (e) 砂箱模型走向擠壓速率變化與不同弧形楔形體關系(Reiter et al., 2011), 楔形體前緣沖斷變形具有典型弧形幾何學特征且其弧度伴隨速率走向對比性增大而增大; (f) 雙層和多層摩擦-粘性層耦合特性對楔形體的影響(Smit et al., 2003; Couzens-Schultz et al., 2003; Graveleau et al., 2012), 低擠壓縮短速率楔形體中滑脫層有效變形使楔形體前展式和反向式沖斷多期次活動。圖5　不同砂箱動力學特性對構造楔形體的作用Fig.5 Influence of dynamics on the growth and deformation of an accretionary wedge

砂箱模型不同幾何邊界導致砂箱物質具有明顯不同的切線運動速率, 從而形成不同幾何學和運動學特征(Bonini et al., 1999; Macedo and Marshak , 1999; Marques and Cobbold, 2002), 如: 弧形構造可能受控于初始地貌的幾何學差異和/或活動擋板的幾何學差異。尤其是活動擋板前緣傾角面不同于砂箱物質內摩擦角時(～30°)時, 砂箱物質通過活動擋板與活動的反向剪切帶之間物質加積和壓縮機制(沿前緣傾角面傳播)形成砂箱模型的“有效擠壓體”(Effective indenter), 從而控制砂箱模型楔形體形成演化(Bonini et al., 1999; Persson, 2001)。因此, 活動擋板前緣傾角面存在兩種不同端元模型, 傾角面<45°時形成楔形體剪切傳播點和活動擋板前緣點一致; 傾角面>60°時楔形體剪切傳播點和活動擋板前緣點不一致。

Reiter et al. (2011)基于砂箱模型中走向縮短速率的變化揭示出斜向物質傳播、沖斷變形和物質旋轉相關的系列弧形構造。走向縮短速率變化較小時,楔形體走向具有連續性、且具20°～60°弧形結構; 走向速率變化較大時, 由于較高角度弧形結構(大于60°)使楔形體走向不具有連續性(圖5e)。具有較快擠壓縮短速率楔形體前緣沖斷變形結構發生側向傳播(向低速楔形體前緣), 從而影響后者前緣沖斷變形和楔形體幾何學特征。由于不同于砂箱物質中石英砂低(或非)應變敏銳性, 粘性材料或粘彈性材料具有一定的應變相關性(Weijermars and Schmeling, 1986; Davis et al., 1983), 因此擠壓砂箱模型中不同走向縮短速率對楔形體變形至關重要, 如: 擠壓縮短速率控制著單向和雙向擠壓楔形體地表形態和楔體大小(Rossetti et al., 2000)。較快縮短速率使楔形體具有更窄、更厚的幾何特征, 更易于發生應變集中化和前展式沖斷變形、較陡的前緣楔頂角, 楔形體體現出較高摩擦屬性; 低縮短速率使楔形體較寬、厚度較薄, 具有分散式變形與應變特征, 以雙向匯聚的褶皺變形為主(Smit et al., 2003; Pichot and Nalpas, 2009)。受控于機制層厚度和縮短速率(Nalpas and Brun, 1993), 低擠壓速率下滑脫層有效變形使楔形體前展式和反向式沖斷多期次活動; 而高擠壓速率下滑脫層重要性相對較弱、楔形體常具前展式擴展變形序列(圖5f)(Smit et al., 2003; Couzens-Schultz et al., 2003; Yamato et al., 2011)。

2.4 砂箱淺表作用過程因素

淺表作用過程(如: 剝蝕與沉積)直接影響砂箱物質模型地貌, 同時與楔形體內部變形具有典型互饋過程(Koons, 1990; Beaumont et al., 1992; Willett, 1999; Hilley and Strecker, 2004)。淺表作用過程首先影響淺部物質負載, 從而增加或減小砂箱基底摩擦應力, 同時也導致楔形體體積強度增加或減小; 其次剝蝕和沉積作用都可能導致楔頂角減小、楔形體處于不穩定狀態(即亞穩定狀態), 從而導致楔形體通過變形調整達到臨界穩態平衡狀態。不同于沉降過程的連續性, 自然界中剝蝕過程常常具有非連續性和階段性, 因此砂箱模型實驗中的淺表作用過程普遍被簡化, 如: 傾斜的或水平的剝蝕界面(Persson and Sokoutis, 2002; Konstantinovskaia and Malavieille, 2005), 與海拔線性相關的剝蝕速率(Hoth et al., 2006)或非線性河流剝蝕規律(Cruz et al., 2010)等。

淺表剝蝕作用過程普遍導致楔形體擴展變形速率減小、寬度減小、斷層傾角變陡、活動時間增長(多期活動與無序沖斷)和應變集中化(剝蝕區域)等(圖6a), 尤其是走向剝蝕速率的變化可能導致形成弧形褶皺沖斷帶(Marques and Cobbold, 2002); 淺表沉積作用具有與之相反的特性(Storti and McClay, 1995; Willett, 1999; Hoth et al., 2006; Konstantinovskaia and Malavieille, 2005, 2011; Bigi et al., 2010; Cruz et al., 2010)。砂箱楔形體演化不僅對剝蝕和沉積等淺表作用具有敏銳的響應性, 且對剝蝕和沉積等淺表作用所發生的區域也具有響應性。當剝蝕發生在雙向楔形體前楔時能夠導致沖斷層數量減少、傾角增大, 斷層活動卻并不具有無序沖斷活動特征; 當剝蝕發生在反向楔(或同時發生在前楔與反向楔)時對沖斷層數量并沒有明顯影響, 但斷層活動卻具有無序沖斷活動特征(Hoth et al., 2006, 2007)。非均一性淺表剝蝕作用導致砂箱逆沖斷層多期活動使楔形體變形與應變集中化, 最終導致楔形體發生反向位移(圖6b)(Persson et al., 2004; Cruz et al., 2008); 楔形體軸帶(地貌界限)受局部剝蝕作用也發生明顯的遷移, 前楔剝蝕導致軸帶后楔向遷移、后楔剝蝕導致軸帶前楔向遷移(圖 6c)(Willett, 1999; Cruz et al., 2008)。

(a) 淺表剝蝕和沉積作用對楔形體的影響(Storti and McClay, 1995; Cruz et al., 2010); (b) 淺表剝蝕作用對楔形體斷層特征影響 (Persson et al., 2004); (c) 局部剝蝕作用導致楔形體地貌遷移(Cruz et al., 2008), 楔形體地貌分隔帶(地貌界限)向局部剝蝕反向位移; (d) 不同砂箱基底摩擦屬性、剝蝕強度對砂箱剝蝕特征的影響(Malavieille, 2010), 低摩擦強度基底砂箱模型剝蝕作用發生在楔形體中部高陡沖斷帶; (e) 淺表剝蝕作用對多套滑脫層系砂箱模型楔形體構造變形的影響(Konstantinovskaia and Malavieille, 2011); (f)同構造沉積與剝蝕淺表作用對楔形體構造變形特征的作用(McClay and Whitehouse, 2004); (g) 受控于同沉積作用的楔形體前緣構造變形三端元模式(Duerto and McClay, 2009), 出露型褶皺沖斷帶樣式、距離隱伏沖斷結構樣式和短距離隱伏沖斷結構樣式。圖6　淺表作用過程對砂箱構造楔形體的作用Fig.6 Influence of surface processes on the growth and deformation of an accretionary wedge

砂箱物質剝蝕路徑主要依賴于其初始結構位置和淺表作用強度, 較高的剝蝕作用顯著增加砂箱物質剝蝕路徑傾角, 從而使楔形體深部物質剝蝕出露;傾角較緩的活動擋板更有利于其前緣物質具有更陡的剝蝕路徑(Cruz et al., 2008; Konstantinovskaia and Malavieille, 2005, 2011)。受控于砂箱基底摩擦特性及其相關的斷層傳播變形過程, 低摩擦強度基底(即具基底滑脫屬性)砂箱模型剝蝕作用相對于高摩擦強度基底的砂箱模型較弱, 主要發生在楔形體中部產狀高陡的沖斷帶(即前緣疊瓦沖斷帶后緣和內部加積變形帶前緣); 高摩擦強度基底的砂箱模型剝蝕作用主要發生于中等傾角的沖斷帶(即前緣疊瓦沖斷帶)(圖 6d), 尤其是剝蝕強度的增大會導致楔形體最大剝蝕帶向楔形體內部遷移(Malavieille, 2010; Konstantinovskaia and Malavieille, 2005, 2011)。砂箱模型具多層滑脫層層系時, 上述剝蝕作用和現象會得到不同程度放大, 導致砂箱物質基底層俯沖沖斷變形形成典型的伴隨剝蝕速率變化而變化的多重構造、飛來峰構造等, 但卻不利于反向沖斷層發育(圖6e)。不同于較小剝蝕斜坡角條件下(4°～6°)楔形體形成的復背斜雙重構造, 當剝蝕斜坡角為8°時(臨界斜坡角), 滑脫層上部楔形體形成斷坡背斜、下部形成具正滑特征雙重構造和底板俯沖構造。

與淺表剝蝕作用相似, 淺表沉積作用也會改變楔形體其前緣(即前陸盆地)物質強度、重力及應力狀態, 導致楔形體楔頂角降低、沖斷層數量減少(圖6a)和逆沖斷層活動序列改變。單向擠壓楔形體因此普遍發生沖斷層的多期無序構造活動以及后緣方向沖斷, 從而更加有利于砂箱楔形體趨于臨界穩態平衡狀態(Storti and McClay, 1995; Persson and Sokoutis, 2002)。雙向擠壓楔形體中當沉積作用發生于楔形體一側時(前楔或者反向楔)導致楔形體變形分異, 前楔發生沉積作用導致前展式沖斷層數量減少且構造變形無序化和反向楔變形活動及其楔頂角強烈減小(McClay and Whitehouse, 2004; Bigi et al., 2010)。尤其是當同構造沉積和剝蝕淺表作用共同發生時, 楔形體反向沖斷構造變形加劇(圖6f)。

前陸盆地沉積物質特性(均一性或變化的同構造沉積)對沖斷楔形體構造特征具有重要的控制作用, 普遍阻止楔形體前緣新逆沖斷層發育、增加楔形體下部基底俯沖沖斷活動等(Duerto and McClay, 2009; Bigi et al., 2010), 因此存在三種端元模型(圖6g): 缺失同構造沉積的出露型褶皺沖斷帶樣式、中等同構造沉積(速率)的長位移距離隱伏沖斷結構樣式(即欠充填盆地)和高同構造沉積(速率)的短距離隱伏沖斷結構樣式。不同構造端元主要受控于同構造沉積厚度與構造變形前地層厚度之比, 由擠壓楔形體前緣垂直和水平應力平衡狀態決定著其臨界比率為1/3(Duerto and McClay, 2009)。此外, 沖斷楔形體前緣褶皺變形幾何學生長過程主要受控于其沉積速率和抬升速率的相互關系, 伴隨沉積速率的增大褶皺變形難度增大(Nalpas et al., 2003; Pichot and Nalpas, 2009), 尤其是斷層相關褶皺兩側具有非均一性沉積速率時導致非對稱性變形特征, 即變形向低沉積速率側聚集。

3 討論與結論

地殼淺部褶皺沖斷帶普遍受控于具耦合互饋特性的多種機制或邊界條件, 從而具有長期的構造演化過程和復雜的構造特征, 其不同控制因素, 如:結構幾何特性、基底特性、物質(非均一性)特性、動力學特性和淺表作用過程等, 由于復雜的耦合互饋性難以有效量化評估, 同時也限制著我們對于褶皺沖斷帶構造體系的四維時空結構演化的理解。砂箱物理模型方法學的興起與發展, 為我們解譯褶皺沖斷帶的演化過程及其動力學機制提供了獨立有效的手段。構造砂箱物理模型已揭示褶皺沖斷帶體系構造變形普遍具符合庫倫臨界楔理論的自相似性生長過程, 其多種機制或邊界條件對于褶皺沖斷帶構造體系具重要控制作用, 這些典型機制包括: 基底特性(基底幾何學、有效摩擦角、基底耦合性和流體超壓)、變形物質特性(空間幾何學、能干層、流變學和非均一性)、動力學機制(砂箱幾何邊界、匯聚速率和匯聚方向)、淺表作用(剝蝕和沉降)等。

構造砂箱模型對于淺表褶皺沖斷帶構造體系解譯具有獨特優勢的同時, 它也具有與生俱來的缺點。砂箱物質和地殼淺部地層物質具有相似的流變學特征, 但其變形邊界條件僅代表自然變形系統中的簡化條件。因此, 砂箱模型的可重復性雖然總體規律可能一致, 但完全一致的可重復性實驗模擬是難以控制的。但這并不意味著構造砂箱物理模型的不可靠性和科學性, 我們仍必須了解構造模擬過程中人為因素的影響也可能導致實驗模擬結果的重要變化。

基于本文有限長度很難系統全面地綜述褶皺沖斷帶構造砂箱物理模型的研究結果和進展, 尤其是構造砂箱物理模型的研究已長達兩個多世紀。伴隨砂箱物理模型在構造變形過程及其動力學機制研究中的廣泛使用, 其挑戰性在于如何把創新性砂箱裝置、新型砂箱物質、全時三維監測和三維應變量化手段等融入不同的砂箱模型中, 有效解譯地殼淺部褶皺沖斷帶變形的實際問題。盡管大量砂箱模型研究已經揭示出對于構造變形過程廣泛的不同因素具有明顯不同的控制和影響作用, 但是目前也仍有許多變形細節及其相關因素未做深入的模型研究, 如:溫度相關的屬性、重力均衡機制、流體壓力、應力與應變集中等; 此外, 典型互饋機制的淺表構造、剝蝕和沉降等在砂箱構造物理模型中的研究越來越受到重視、但也有待更深入研究, 如: 剝蝕與沉降的時間和方式模型、物質運輸等。在砂箱模型設備裝置上, 雖然基于 X射線成像技術的全時三維監測手段和基于光應變監測元件的三維應變量化手段等, 對于揭示砂箱模型連續內部變形過程具有獨特性, 但它不僅依賴于砂箱厚度和寬度, 還依賴于砂箱物質, 如: 石英砂相對于黏土物質具有明顯較好的可視性。值得指出的是, 構造砂箱物理模型 200年以來的持續進步和發展, 不僅不斷擴展了構造地質學研究領域, 同時也不斷增進了我們對于構造地質學的新發現。

致謝： 感謝審稿專家對文章提出寶貴的修改意見。

沈禮, 賈東, 尹宏偉, 孫闖, 張勇, 范小根. 2012. 基于粒子成像測速(PIV)技術的褶皺沖斷構造物理模擬. 地質論評, 58(3): 471–480.

魏春光, 周建勛, 何雨丹. 2004. 巖石強度對沖斷層形成特征影響的砂箱實驗研究. 地學前緣, 11(4): 559–565.

周建勛, 魏春光, 朱戰軍. 2002. 基底收縮對擠壓構造變形特征影響——來自砂箱實驗的啟示. 地學前緣, 9(4): 377–382.

Beaumont C, Fullsack P and Hamilton J. 1992. Erosional control of active compressional orogens // McClay K R. Thrust Tectonics. London: Chapman & Hall: 1–18.

Biagi R. 1988. Géométrie et cinématique des prismes d'accrétion sédimentaire: modélisation analogique. Montpellier: Université de Montpellier II: 1–76.

Bigi S, Di Paolo L, Vadacca L and Gambardella G. 2010. Load and unload as interference factors on cyclical behavior and kinematics of Coulomb wedges: Insights from sandbox experiments. Journal of Structural Geology, 32(2): 28–44.

Bilotti F and Show J H. 2005. Deep-water Niger Delta fold and thrust belt modeled as a critical-taper wedge: The influence of elevated basal fluid pressure on structural styles. AAPG Bulletin, 89: 1475–1491.

Bonini M. 2003. Detachment folding, fold amplification, and diapirism in thrust wedge experiments. Tectonics, 22(6): 1065.

Bonini M, Sokoutis D, Talbot C J, Boccaletti M and Milnes A G. 1999. Indenter growth in analogue models of Alpine-type deformation. Tectonics, 18(1): 119–128.

Bonini M. 2007. Deformation patterns and structural vergence in brittle-ductile thrust wedges: An additional analogue modelling perspective. Journal of Structural Geology, 29: 141–158.

Bonnet C, Malavieille J and Mosar J. 2007. Interactions between tectonics, erosion, and sedimentation during the recent evolution of the Alpine orogen: Analogue modeling insights. Tectonics, 26, doi: 10.1029/ 2006TC002048.

Braathen A, Bergh S G Jr and Maher H D. 1999. Application of a critical wedge taper model to the Tertiary transpressional fold-thrust belt on Spitsbergen, Svalbard. GSA Bulletin, 111(8): 1–19.

Buiter S H. 2012. A review of brittle compressional wedge models. Tectonophysics, 530-531: 1–17.

Cadell H M. 1888. Experimental researches in mountain building. Transactions of the Royal Society of Edinburgh, 35: 337–357.

Carena S, Suppe J and Kao H. 2002. Active detachment of Taiwan illuminated by small earthquakes and its control of first-order topography. Geology, 30(10): 935–938.

Cobbold P R, Durand S and Mourgues R. 2001. Sandbox modelling of thrust wedges with fluid-assisted detachments. Tectonophysics, 334(3–4): 245–258.

Corrado S, Di Bucci D, Naso G and Faccenna C. 1998. Influence of palaeogeography on thrust system geometries: An analogue modeling approach for the Abruzzi-Molise (Italy) case history. Tectonophysics,296: 437–453.

Cotton J and Koyi H. 2000. Modeling of thrust fronts above ductile and frictional detachments: Application to structures in the Salt Range and Potwar Plateau, Pakistan. Geological Society of America Bulletin, 112 (3): 351–363.

Couzens-Schultz B A, Vendeville B C and Wiltschko D V. 2003. Duplex style and triangle zone formation: Insights from physical modeling. Journal of Structural Geology, 25(10): 1623–1644.

Cowan D S and Silling R M. 1978. A dynamic scaled model of accretion at trenches and its implications for the tectonic evolution of subduction complexes. Journal of Geophysical Research, 83: 5389–5396.

Cruz L, Teyssier C, Perg L, Take A and Fayon A. 2008. Deformation, exhumation, and topography of experimental doubly-vergent orogenic wedges subjected to asymmetric erosion. Journal of Structural Geology, 30(1): 98–115.

Cruz L, Malinski J, Wilson A, Take W A and Hilley G. 2010. Erosional control of the kinematics and geometry of fold-and-thrust belts imaged in a physical and numerical sandbox. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 115, B09404, doi: 10.1029/2010JB007472. Dahlen F A. 1984. Non cohesive critical coulomb wedges: An exact solution. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 89(B12): 10125–10133. DOI: 10.1029/ JB089iB12p10125.

Dahlen F A. 1990. Critical taper model of fold-and-thrust belts and accretionary wedges. Annual Review of Earth and Planetary Sciences, 18: 55–99.

Davis D, Suppe J and Dahlen F A. 1983. Mechanics of fold-and-thrust belts and accretionary wedges. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 88(B12): 1153–1172. DOI: 10.1029/JB088iB02p01153

Davis D M and Engelder T. 1985. The role of salt in fold-and-thrust belts. Tectonophysics, 119(1-4): 67–88.

Del Castello M, Pini G A and McClay K R. 2004. Effect of unbalanced topography and overloading on Coulomb wedge kinematics: Insights from sandbox modeling. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 109(B5): B05405.

Dominguez S, Malavieille J and Lallemand S E. 2000. Deformation of accretionary wedges in response to seamount subduction: Insights from sandbox experiments. Tectonics, 19(1): 182–196.

Duerto L and McClay K R. 2009. The role of syntectonic sedimentation in the evolution of doubly vergent thrust wedges and foreland folds. Marine and Petroleum Geology, 26(7): 1051–1069.

Flint J J. 1973. Experimental development of headward growth of channel networks. Geological Society of America Bulletin, 84(3): 1087–1094.

Gomes C J S. 2013. Investigating new materials in the context of analog-physical models. Journal of Structural Geology, 46: 158–166.

Graveleau F, Hurtrez J E, Dominguez S and Malavieille J. 2011. A new experimental material for modeling relief dynamics and interactions between tectonics and surface processes. Tectonophysics, 513: 68–87.

Graveleau F, Malavieille J and Dominguez S. 2012. Experimental modelling of orogenic wedges: A review. Tectonophysics, 538-540: 1–66.

Gutscher M A, Kukowski N, Malavieille J and Lallemand S. 1996. Cyclical behavior of thrust wedges: Insights from high basal friction sandbox experiments. Geology, 24(2): 135–138.

Hall J. 1815. On the vertical position and convolutions of certain strata and their relation with granite. Transactions of the Royal Society of Edinburgh, 7: 79–108.

Hilley G E, Strecker M R and Ramos V A. 2004. Growth and erosion of fold-and-thrust belts, with an application to the Aconcagua fold-and-thrust Belt, Argentina. Journal of Geophysical Research, 109: B01410. doi: 10.1029/ 2002JB002282.

Hoth S, Adam J, Kukowski N and Oncken O. 2006. Influence of erosion on the kinematics of bivergent orgens: Results from scaled sandbox simulations // Willett S D, Hovius N, Brandon M T and Fisher D M. Tectonics, Climate, and Landscape Evolution. The Geological Society of America, Special Paper, 398: 201–225.

Hoth S, Hoffmann-Rothe A and Kukowski N. 2007. Frontal accretion: an internal clock for bivergent wedge deformation and surface uplift. Journal of Geophysical Research, 112, doi: 10.1029/2006JB004357.

Hubbert M K. 1951. Mechanical basis for certain familiar geologic structures. Bulletin of the Geological Society of America, 62: 355–372.

Konstantinovskaia E and Malavieille J. 2005. Erosion and exhumation in accretionary orogens: Experimental and geological approaches. Geochemistry, Geophysics,Geosystems, 6: Q02006.

Konstantinovskaya E and Malavieille J. 2011. Thrust wedges with décollement levels and syntectonic erosion: A view from analog models. Tectonophysics, 502: 336–350.

Koons P O. 1990. Two sided orogen: Collision and erosion from the sandbox to the Southern Alps, New Zealand. Geology, 18(8): 679–682.

Koyi H. 1995. Mode of internal deformation in sand wedges. Journal of Structural Geology, 17(2): 293–300.

Koyi H A, Hessami K and Teixell A. 2000. Epicenter distribution and magnitude of earth quakes in foldthrust belts: Insights from sandbox models. Geophysical Research Letters, 27(2): 273–276.

Koyi H A and Vendeville B C. 2003. The effect of décollement dip on geometry and kinematics of model accretionay wedges. Journal of Structural Geology, 25(9): 1445–1450.

Koyi H A, Sans M, Teixell A , Cotton J and Zeyen H. 2004. The significance of penetrative strain in the restoration of shortened layers-insights from sand models and the Spanish Pyrenees // McClay K R. Thrust Tectonics and Hydrocarbon Systems. American Association of Petroleum Geologists Memoir, 82: 207–222.

Koyi H A and Cotton J. 2004. Experimental insights on the geometry and kinematics of fold-and-thrust belts above weak, viscous evaporitic décollement: A discussion. Journal of Structural Geology, 26: 2139-2143.

Kukowski N, Lallemand S E, Malavieille J, Gutscher M A and Reston T J. 2002. Mechanical decoupling and basal duplex formation observed in sandbox experiments with application to the western Mediterranean Ridge accretionary complex. Marine Geology, 186(1-2): 29–42.

Lallemand S E, Schnurle P and Malavieille J. 1994. Coulomb theory applied to accretionary and nonaccretionary wedges-possible causes for tectonic erosion and/or frontal accretion. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 99(B6): 12033–12055.

Leever K A, Gabrielsen R H, Sokoutis D and Willingshofer E. 2011. The effect of convergence angle on the kinematic evolution of strain partitioning in transpressional brittle wedges: Insight from analog modeling and high-resolution digital image analysis. Tectonics, 30, doi: 10.1029/2010TC002823.

Liu H, McClay K R and Powell D. 1992. Physicalmodels of thrust wedges // McClay K R. Thrust Tectonics. London: Chapman and Hall: 71–81.

Lohrmann J, Kukowski N, Adam J and Oncken O. 2003. The impact of analogue material properties on the geometry, kinematics, and dynamics of convergent sand wedges. Journal of Structural Geology, 25(10): 1691–1711.

Martinez A, Malavieille J, Lallemand S and Collot J Y. 2002. Partition de la deformation dans un prisme d'accrétion sédimentaire en convergence oblique: Approche expérimentale. Bulletin de la Societe Geologique de France, 173(1): 17–24.

Macedo J and Marshak S. 1999. Controls on the geometry of fold-thrust belt salients. Geological Society of America Bulletin, 111(12): 1808–1822.

Malavieille J. 2010. Impact of erosion, sedimentation, and structural heritage on the structure and kinematics of orogenic wedges: Analog models and case studies. GSA Today, 20(1): 4–10.

Malavieille J, Calassou S, Lallemand S and Larroque C. 1992. Modélisation analogique des prismes d'accrétion océanique. France: Produit et réalisé par SNEA(P): 1–28.

Marques F O and Cobbold P R. 2002. Topography as a major factor in the development of arcuate thrust belts insights from sandbox experiments. Tectonophysics, 348(4): 247–268.

Marshak S and Wilkerson M S. 1992. Effect of overburden thickness on thrust-belt geometry and development. Tectonics, 11(3): 560–566.

McCaffrey R. 1992. Oblique plate convergence, slip vectors, and forearc deformation. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 97(B6): 8905–8915.

McClay K R and Whitehouse P S. 2004. Analog modeling of doubly vergent thrust wedges // McClay C R. Thrust tectonics and hydrocarbon systems. AAPG Memoir, 82: 184–206.

McClay K R, Whitehouse P S, Dooley T and Richards M. 2004. 3D evolution of fold and thrust belts formed by oblique convergence. Marine and Petroleum Geology, 21(7): 857–877.

McClay K R, Shaw J and Suppe J. 2011. Thrust fault-related folding. AAPG Memoir, 94: 1–392.

Miyakawa A, Yamada Y and Matsuoka T. 2010. Effect of increased shear stress along a plate boundary fault on the formation of an out-of-sequence thrust and a break in surface slope within an accretionary wedge, based onnumerical simulations. Tectonophysics, 484: 127–138.

Morgan J K and McGovern P J. 2005. Discrete element simulations of gravitational volcanic deformation: 2. Mechanical analysis. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 110, doi: 10.1029/2004JB003253.

Mourgues R and Cobbold P R. 2006. Thrust wedges and fluid overpressures: Sandbox models involving pore fluids. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 111, B05404, doi: 10.1029/2004JB003441

Mourgues R, Lacoste A and Garibaldi C. 2013. The Coulomb critical taper theory applied to gravitational instabilities. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 119, doi: 10.1002/2013JB010359.

Mulugeta G. 1988. Squeeze-box in a centrifuge. Tectonophysics, 148(3–4): 323–335.

Mulugeta G and Koyi H. 1992. Episodic accretion and strain partitioning in a model sand wedge. Tectonophysics, 202(2–4): 319–333.

Nalpas T and Brun J P. 1993. Salt flow and diapirism related to extension at crustal scale. Tectonophysics, 228(3-4): 349–362.

Nalpas T, Gapais D, Vergès J, Barrier L, Gestain V, Leroux G, Rouby R and Kermarrec J J. 2003. Effects of rate and nature of synkinematic sedimentation on the growth of compressive structures constrained by analogue models and field examples // McCann T and Saintot A. Tracing Tectonic Deformation Using the Sedimentary Record. Geological Society, London, Special Publications, 208: 307–319.

Naylor M and Sinclair H D. 2007. Punctuated thrust deformation in the context of doubly-vergent thrust wedges: Implications for the localization of uplift and exhumation. Geology, 35(6): 559–562.

Panien N, Schreurs G and Pfiffner A. 2006. Mechanical behaviour of granular materials used in analogue modelling: Insights from grain characterisation, ringshear tests and analogue experiments. Journal of Structural Geology, 28: 1710–1724.

Paola C, Staub K, Mohrig D and Reinhardt L. 2009. The “unreasonable effectiveness” of stratigraphic and geomorphic experiments. Earth-Science Reviews, 7: 1–43.

Persson K S. 2001. Effective indenters and the development of double-vergent orogens: Insights from analogue sand models // Koyi H A and Mancktelow N S. Tectonic Modeling: A Volume in Honor of Hans Ramberg. Geological Society of America Memoirs, 193: 191–206.

Persson K S and Sokoutis D. 2002. Analogue models of orogenic wedges controlled by erosion. Tectonophysics, 356(4): 323–336.

Persson K S, Garcia-Castellanos D and Sokoutis D. 2004. River transport effects on compressional belts: First results from an integrated analogue-numerical model. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 109: B01409. doi: 10.1029/2002JB002274.

Pichot T and Nalpas T. 2009. Influence of synkinematic sedimentation in a thrust system with two decollement levels: Analogue modelling. Tectonophysics, 473(3–4): 466–475.

Pons A and Mourgues R. 2012. Deformation and stability of over-pressured wedges: Insight from sandbox models. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 117: B09404. doi: 10.1029/2012JB009379.

Ravaglia A, Turrini C and Seno S. 2004. Mechanical stratigraphy as a factor controlling the development of a sandbox transfer zone: A three-dimensional analysis. Journal of Structural Geology, 26: 2269–2283.

Reiter K, Kukowski N and Ratschbacher L. 2011. The interaction of two indenters in analogue experiments and implications for curved fold-and-thrust belts. Earth and Planetary Science Letters, 302: 132–146.

Rossetti F, Faccenna C, Ranalli G and Storti F. 2000. Convergence rate-dependent growth of experimental viscous orogenic wedges. Earth and Planetary Science Letters, 178(3–4): 367–372.

Rossi D and Storti F. 2003. New artificial granular materials for analogue laboratory experiments: Aluminium and siliceous microspheres. Journal of Structural Geology, 25: 1893–1899.

Schreurs G, Buiter S H, Boutelier D, Corti G, Costa E, Cruden A, Daniel J M, Hoth S, Koyi H, Kukowski N, Lohrmann J, Ravaglia A, Schlische R W , Withjack M O, Yamada Y, Cavozzi C , DelVentisette C, Elder Brady J, Hoffmann-Rothe A, Mengus J M, Montanari D and Nilforoushan F. 2006. Analogue benchmarks of shortening and extension experiments // Buiter S H and Schreurs G. Analogue and Numerical Modelling of Crustal-Scale Processes. Geological Society, London, Special Publications, 253: 1–27.

Simpson G. 2011. Mechanics of non-critical fold-thrust belts based on finite element models. Tectonophysics, 499: 142–155.

Smit J W, Brun J P and Soukoutis D. 2003. Deformation of brittle-ductile thrust wedges in experiments and nature. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 108 (B10). Doi: 10.1029/2002JB002190.

Stockmal G S, Beaumont C, Nguyen M and Lee B. 2007. Mechanics of thin-skinned fold-and-thrust belts: Insights from numerical models // Sears J W, Harms T A and Evenchick C A. Whence the Mountains? Inquiries into the Evolution of Orogenic Systems: A Volume in Honor of Raymond A Price. GSA Special Publications, 433: 63–98.

Storti F and McClay K. 1995. Influence of syntectonic sedimentation on thrust wedges in analogue models. Geology, 23(11): 999–1002.

Storti F, Salvini F and McClay K. 2000. Synchronous and velocity-partitioned thrusting and thrust polarity reversal in experimentally produced, doubly-vergent thrust wedges: Implications for natural orogens. Tectonics, 19(2): 378–396.

Strayer L M, Hudleston P J and Lorig L J. 2001. A numerical model of deformation and fluid-flow in an evolving thrust wedge. Tectonophysics, 335: 121–145.

Souloumiac P, Maillot B and Leroy Y M. 2012. Bias due to side wall friction in sand box experiments. Journal of Structural Geology, 35: 90–101.

Suppe J. 2007. Absolute fault and crustal strength from wedge tapers. Geology, 35: 1127–1130.

Teixell A and Koyi H A. 2003. Experimental and field study of the effects of lithological contrasts on thrust-related deformation. Tectonics, 22(5): 1054. doi: 10.1029/ 2002TC001407.

von Huene R and Culotta R. 1989. Tectonic erosion at the front of the Japan Trench convergent margin. Tectonophysics, 160(1-4): 75–90.

Wang W H and Davis D M. 1996. Sandbox model simulation of forearc evolution and noncritical wedges. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 101(B5): 11329–11340.

Weijermars R and Schmeling H. 1986. Scaling of Newtonian and non-Newtonian fluid dynamics without inertia for quantitative modelling of rock flow due to gravity (including the concept of rheological similarity). Physics of the Earth and Planetary Interiors, 43: 316–330.

Wenk L and Huhn K. 2013. The influence of an embedded viscoelastic–plastic layer on kinematics and mass transport pattern within accretionary wedges. Tectonophysics, 608: 653–666.

Wigner E P. 1960. The unreasonable effectiveness of mathematics in the natural sciences. Communications in Pure and Applied Mathematics, 13(I): 1–14.

Willett S D. 1999. Orogeny and orography: The effects of erosion on the structure of mountain belts. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 104(B12): 28957–28982.

Willett S D, Beaumont C and Fullsack P. 1993. Mechanical model for the tectonics of doubly vergent compressional orogens. Geology, 21(4): 371–374.

Willett S D and Brandon M T. 2002. On steady states in mountain belts. Geology, 30(2): 175–178.

Willett S D, Schlunegger F and Picotti V. 2006. Messinian climate change and erosional destruction of the central European Alps. Geology, 34: 613–616.

Xiao H B, Dahlen F A and Suppe J. 1991. Mechanics of extensional wedge. Journal of Geophysical Research: Solid Earth, 96(B6): 10301–10318.

Yamato P, Kaus B P, Mouthereau F and Castelltort S. 2011. Dynamic constraints on the crustal-scale rheology of the Zagros fold belt, Iran. Geology, 39: 815–818.

A Review of Tectonic Sandbox Modeling of Fold-and-thrust Belt

DENG Bin1, 2, ZHAO Gaoping1, WAN Yuanbo1, HUANG Rui1, WANG Xinjian1and LIU Shugen1
(1. State Key Laboratory of Oil and Gas Reservoir Geology and Exploitation / Chengdu University of Technology, Chengdu 610059, Sichuan, China; 2. MLR Key Laboratory of Tectonic Controlled Mineralization and Oil Reservoir, Chengdu University of Technology, Chengdu 610059, Sichuan, China)

Brittle deformation in fold-and-thrust belt of shallow crust is generally characterized by a long tectonic history and complex geological features which results from interdependent parameters. Since the 1810s, tectonic sandbox modeling has been a powerful and indispensable tool to help in providing a unified picture of the evolution of deformation in shallow crust with considerable spatial and temporal detail based on self-organization and unreasonable effectiveness of tectonics. Here we review current understandings from tectonic sandbox models of fold-and thrust belt, to help present and future modelers and researchers in understanding of basin-mountain evolution and their dynamics. The classic sandbox models suggest that extensional and shortening deformation in shallow crust follow the critical Coulomb wedge theory, with self-similar growth processes. Furthermore, past practices of sandbox modeling have explored the role of main parameters governing deformation, and these parameters are the properties of basement (geometry, friction, basal coupling, fluid overpressure), the properties of deforming material (geometry, rheology, mechanical layering, inhomogeneity), kinematics (boundary geometry, velocity, obliquity) and surface processes (erosion and sedimentation). It should be noted that the sandbox models have grown increasingly bold in understanding mechanical and structural evolution of fold-and-thrust belt in shallow crust, and inconsistence between models and natural systems are common in parameters such as spatial scale, time scale, material properties, and number of active processes.

sandbox modeling; critical taper; fold-and-thrust belt

P542

A

1001-1552(2016)03-0446-019

2015-01-16; 改回日期: 2015-05-18

鄧賓(1980–), 男, 副教授, 博士, 研究方向為含油氣盆地分析。Email: dengbin13@mail.cdut.edu.cn