1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика Земли
  4. № 6, 2022

Физика Земли, 2022, № 6, стр. 72-89

Свойства термохимической остаточной намагниченности, полученной на базальтовых образцах, содержащих титаномагнетиты с повышенной термостабильностью

С. К. Грибов 1, *, В. П. Щербаков 1, В. А. Цельмович 1, Н. А. Афиногенова 1

1 ГО “Борок” ИФЗ им. О.Ю. Шмидта РАН
п. Борок, Ярославская область, Россия

* E-mail: gribov@borok.yar.ru

Поступила в редакцию 01.03.2022
После доработки 14.03.2022
Принята к публикации 15.03.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Выполнены эксперименты по созданию термохимической остаточной намагниченности (TCRM) на современном камчатском базальте, содержащем зерна первично магматогенных титаномагнетитов с повышенной термостабильностью. TCRM формировалась на исходных образцах в ходе быстрого их нагрева на воздухе до максимальных температур, равных 500, 570 и 600°C с последующим охлаждением со скоростью 1°C/ч в магнитном поле 50 мкТл. Термостабильность однофазно окисленной титаномагнетитовой фракции проявилась в возникновении широкого спектра блокирующих температур от 200 до 540–570°C, сосредоточенных в двух–трех интервалах разнонаклонных прямолинейных сегментов на диаграммах Араи–Нагаты. Комплексный анализ результатов данной и предыдущих наших работ по формированию TCRM в титаномагнетитах показал, что, в случае когда процесс образования TCRM происходит за счет роста температуры Кюри ячеек структуры оксираспада титаномагнетита по мере приближения их состава к магнетитовому при условии застабилизированного их объема, TCRM оказывается близкой к термоостаточной намагниченности. Это дает основания доверять определению напряженности палеополя, полученному на таких образцах. В остальных случаях определения палеонапряженности приводят к завышенным (для низкотемпературного (от 200 до 375–450°C) сегмента диаграммы Араи–Нагаты) либо к заниженным оценкам напряженности намагничивающего поля. Сделан также вывод о том, что наличие широкого спектра блокирующих температур может говорить о термохимической природе остаточной намагниченности.

Ключевые слова: титаномагнетиты, однофазное окисление, окислительный распад, термохимическая остаточная намагниченность, метод Телье, палеонапряженность.

1. ВВЕДЕНИЕ

Полное описание поведения магнитного поля Земли в геологическом прошлом по изверженным горным породам возможно только на основе совместного анализа его палеонаправлений и абсолютной палеонапряженности (Banc). Теория и эксперимент подтверждают обоснованность определений палеонапряженности в случае, когда естественная остаточная намагниченность (NRM) породы есть термоостаточная намагниченность (TRM), а ее носители – однодоменные (ОД) зерна магнитных (ферримагнитных) минералов [Neel, 1955], в то время как в случае многодоменных (МД) зерен ситуация не столь очевидна [Levi, 1977; Shcherbakova et al., 2000; Shcherbakov, Shcherbakova, 2001]. Однако значительная часть NRM может быть создана и в результате химических и структурных изменений первично магматогенных магнитных минералов при высокой температуре [Dunlop, Özdemir, 1997; Shcherbakov et al., 2019]. Это можно объяснить тем фактом, что титаномагнетиты (TM) – минералы серии твердых растворов ряда магнетит (Fe3O4) – ульвошпинель (Fe2TiO4), являющиеся основными магнитными продуктами кристаллизации магмы, – в условиях земной поверхности термодинамически метастабильны и подвержены различным процессам преобразования, с помощью которых первоначально высокотемпературная структура может снизить свою свободную внутреннюю энергию. По этой причине TRM в чистом виде реализуется только в том случае, если химические и структурные процессы в магнитных минералах закончились выше точки Кюри (Tc) образующихся фаз. Если же магнитоминералогические преобразования первичного ферримагнетика произошли ниже Tc, то можно выделить два основных типа химически индуцированных остаточных намагниченностей в магматических и метаморфических породах [Draeger et al., 2006]. С одной стороны, это остаточная намагниченность, возникающая в результате длительного нахождения горной породы при постоянной повышенной температуре T в присутствии постоянного магнитного поля, которая называется химической остаточной намагниченностью (CRM). С другой стороны, это остаточная намагниченность, образующаяся во время первоначального остывания породы при воздействии постоянного магнитного поля, которая называется термохимической остаточной намагниченностью (TCRM). Согласно этой терминологии, разница между CRM и TCRM заключается в природе возникающей естественной остаточной намагниченности: в случае TCRM это первичный, а в случае CRM – вторичный (метахронный) компонент NRM, образующийся, например, при повторных разогревах породы в результате новых вспышек магматической деятельности. В этой связи с точки зрения их создания можно заключить, что CRM является частным случаем TCRM, полученной при фиксированной температуре.

Ввиду важности вопроса о соотношении между CRM (TCRM) и TRM, различными исследователями был выполнен ряд теоретических и экспериментальных работ, показавших существенное расхождение в результатах по определению палеонапряженности в зависимости как от способа создания CRM (TCRM), так и минералогических особенностей магнитной фракции вулканитов. Прежде всего, отметим, что в литературе фигурируют два различных физических механизма возникновения CRM (TCRM) в титаномагнетитовых частицах. Первый механизм принимает во внимание только рост размера ферримагнитных суперпарамагнитных (СП) зерен, когда в присутствии внешнего магнитного поля их объем v вырастает до блокирующего объема vb, в этом случае предсказывается соотношение CRM (TCRM) < < TRM [Stacey, Banerjee, 1974; Shcherbakov et al., 2021]. Во втором случае TCRM возникает в результате роста температуры Кюри ОД титаномагнетитовых зерен (или изолированных областей более крупных ТМ частиц фиксированного объема) вследствие их однофазного (ОФ) окисления [Белоконь и др., 1991]. Особо отметим, что при этом механизме должно наблюдаться обратное соотношение, когда CRM (TCRM) несколько превышает TRM [Shcherbakov et al., 2019; 2021]. Однако в реальности существует и третий возможный путь приобретения CRM (TCRM) за счет интенсивного ОФ окисления псевдооднодоменных (ПОД) и МД частиц, происходящего ниже Tc [Dunlop, Özdemir, 1997]. Для этого механизма никаких теоретических построений до сих пор в литературе опубликовано не было, хотя можно полагать, что в этом случае будет наблюдаться смесь первых двух механизмов, дополненная процессами смещения доменных границ или перестройкой доменной структуры (ДС).

C экспериментальной стороны, ряд лабораторных исследований по созданию CRM путем роста объемов частиц до ОД размера подтвердили предсказанное соотношение CRM < TRM [Dunlop, Özdemir, 1997]. С другой стороны, недавно выполненные эксперименты по созданию TCRM путем быстрого нагрева на воздухе петрографически свежих образцов подводных базальтов до 570°С с последующим их медленным охлаждением со скоростью 1°C/ч до 200°C в слабом лабораторном магнитном поле показали, что в этом случае TCRM и TRM практически неотличимы с близким к единице отношением TCRM/TRM [Shcherbakov et al., 2019], что также совпадает с теоретическими предсказаниями. Как показали магнитоминералогические исследования, в этих экспериментах, действительно, TCRM приобреталась по второму механизму за счет лабораторного окислительного распада исходных ТМ частиц и роста Tc возникающих при этом магнетитовых ОД ячеек выше текущей температуры Т. Близкий результат был ранее доложен в работе [Draeger et al., 2006].

В работах [Draeger et al., 2006; Грибов, 2016; 2017; Грибов и др., 2017; 2018; Щербаков и др., 2017; Gribov et al., 2018] были проведены эксперименты по созданию CRM путем изотермического отжига на воздухе (в диапазоне 350–500°C) базальтовых образцов, содержащих зерна гомогенных титаномагнетитов различного генезиса. Эти исследования показали, что на всех образцах наблюдается соотношение CRM/TRM < 1, что приводит к значительному занижению величины “палеонапряженности” (на 20–80%), определенной на протяженных прямолинейных участках соответствующих диаграмм Араи–Нагаты [Nagata et al., 1963], построенных по результатам применения процедуры Телье [Thellier, Thellier, 1959]. Схожий результат был получен и в экспериментах на том же природном материале, но выполненных в ходе медленного охлаждения в поле со скоростью 1°C/ч до 200°C от максимальных температур 450, 500 и 530°C [Грибов и др., 2021]. Отметим, что соотношение CRM/TRM < 1 характерно для CRM (TCRM), полученных при росте объемов ферримагнетика, но, исходя из конкретной экспериментальной ситуации (ОФ окисление относительно крупных ТМ частиц), на самом деле такая интерпретация преждевременна, поскольку совершенно неясно, какой именно механизм ответственен за создание CRM (TCRM) в данном процессе.

В настоящей работе нами приводятся и обсуждаются результаты экспериментов по лабораторному моделированию формирования TCRM на образцах современного камчатского базальта, содержащего в исходном состоянии зерна первично магматогенных титаномагнетитов с повышенным содержанием в их структуре Al и Mg. Как известно, присутствие этих примесей увеличивает термодинамическую устойчивость твердого раствора ТМ к окислению при воздействии высоких температур. Это обстоятельство дает возможность на данном природном материале в условиях продолжительного лабораторного охлаждения от относительно высоких температур образовать многокомпонентную TCRM, связанную с неоднородностью окисления титаномагнетитовой фракции базальта (первоначальным однофазным окислением (титаномаггемитизацией) и отчасти последующим окислительным распадом в его ранней стадии). Анализ особенностей образования полученной TCRM позволит оценить роль этих процессов в формировании свойств данной намагниченности и влияния на результаты определения палеонапряженности по методике Телье.

2. ОБРАЗЦЫ, АППАРАТУРА И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ

Исходным материалом для постановки новых экспериментов были взяты образцы титаномагнетитсодержащего базальта, отнесенные нами [Грибов и др., 2017] по первичным магнитным характеристикам к первой и второй группам образцов (пояснения даны ниже), выпиленных из штуфа LK64/1, отбитого из бортового вала лавового потока вулкана Ключевской (побочное извержение Предвиденное 25.02.1987г.).

Общая схема экспериментов аналогична описанной в работе [Грибов и др., 2021], с тем отличием, что за верхние температуры (Т*) диапазона создания TCRM были выбраны 500, 570 и 600°C. TCRM создавалась в термомагнитометре с чувствительностью 3·10-9 Ам2. Сначала исходный кубический (с размером ребра 1 см) образец нагревался на воздухе с постоянной скоростью 1°С/с до каждой заданной температуры Т* в скомпенсированном магнитном поле Земли. После достижения Т* включалось внешнее постоянное магнитное поле BTCRM = 50 мкТл, и образец медленно охлаждался со скоростью 1°С/ч в диапазоне от Т* до 200°C с последующим быстрым охлаждением до комнатной температуры Т0 = 20°C – при выключенном нагреве. В ходе медленного охлаждения через определенные промежутки времени (начиная с t = 5 мин) намагничивающее поле отключалось на 30 с, и непосредственно при текущей температуре образца фиксировалась величина приобретаемой TCRM. По завершении каждого полного цикла непрерывного охлаждения от Т* до 20°C на образцах с лабораторно-индуцированными TCRM были выполнены эксперименты Телье [Thellier, Thellier, 1959] с включением процедуры check-points [Coe, 1978; Prévot et al., 1983] для контроля фазовых изменений при циклических нагревах Телье–Коэ.

Для установления взаимосвязи свойств TCRM с изменениями фазовых, структурных и магнитных параметров лабораторно преобразованной исходной TM фракции базальта LK64/1 параллельно собственно моделированию формирования TCRM были выполнены дополнительные аналогичные охлаждения на воздухе исходных образцов-дублей. При этом на разных временны́х этапах этой термообработки данные образцы быстро охлаждались до Т0, и по отдельным их кусочкам проводился комплекс минералогических и магнитных исследований.

Исследование элементного состава минералов отдельных магнитных зерен и получение их изображений в отраженных (обратно рассеянных) электронах осуществлялось на сканирующем (растровом) электронном микроскопе “Tescan Vega ІІ LMU” (TESCAN, Чехия), оснащенном приставкой для энергодисперсионного рентгеноспектрального микроанализа “INCA Energy-450” (Inca Oxford Instruments, Англия) с полупроводниковым Si(Li) детектором INCA Dry Cool с разрешением по энергии в 125 эв.

Изучение фазового состава и кристаллической структуры осуществляли методом порошковой рентгеновской дифракции на многофункциональном дифрактометре STADI–MP (STOE, Германия) с первичным изогнутым германиевым (с отражением 111) кристаллом–монохроматором, обеспечивающим строго монохроматизированное CоK${{\alpha }_{1}}$-излучение (длина волны 1.78896 Å). Рентгеносъемка велась при комнатной температуре в дискретном режиме записи дифракционной картины в широком угловом диапазоне 10° ≤ ≤ 2Θ ≤ 120° с шагом сканирования 0.02° и временем набора информации в точке 120 с, а также дополнительно в интервале 2Θ от 36° до 41° с шагом 0.005° и экспозицией 90 с на точке. Следует отметить, что до проведения рентгенофазового анализа каждый образец предварительно вручную растирался в порошок в яшмовой ступке, затем диспергировался ультразвуком в водном, содержащим поверхностно-активное вещество, растворе, из которого по стенке пробирки вручную с помощью неодимового магнита вытягивалась ферримагнитная фракция. Для лучшей сепарации такая процедура проводилась несколько раз. В результате для всех исследуемых образцов удалось значительно понизить интенсивность рентгеновских дифракционных рефлексов от силикатной матрицы.

Идентификация магнитных минералов в исходных и термообработанных образцах также проводилась при помощи термомагнитного анализа (ТМА). При этом съемка термокривой индуктивной намагниченности Mi(T) выполнялась на воздухе в режиме непрерывного нагрева образца (с массой < 2 мг) от комнатной температуры до 700°C со скоростью 4°C/с в постоянном магнитном поле 0.45 Тл на магнитных весах (установка ТАФ-1 конструкции Виноградова (ОРИОН, Россия)), минимальный порог чувствительности которых составил 3 × 10–9 Ам2. Точки Кюри анализируемого вещества определялись по минимумам дифференциальной кривой $\frac{{d{{M}_{{\text{i}}}}}}{{dT}}(T)$.

Гистерезисные характеристики образцов измерялись с использованием термомагнитометра VFTB (Petersen Instruments, Германия) с чувствительностью по магнитному моменту 10–8 Ам2. При комнатной температуре в магнитном поле до 0.9 Тл снимались петли магнитного гистерезиса и по ним после введения поправки на намагниченность парамагнитной матрицы базальта определялись намагниченность насыщения (Ms), остаточная намагниченность насыщения (Mrs), коэрцитивная сила (Bc) и остаточная коэрцитивная сила (Bcr) образцов и рассчитывались характеристические параметры Мrs/Мs и Bcr/Bc, по которым с использованием критерия Дэя [Day et al., 1977] проводилась оценка доменной структуры зерен-носителей остаточной намагниченности.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

3.1. Данные электронной микроскопии и рентгеноспектрального анализа

По данным микроскопии, в свежих исходных образцах титаномагнетит наблюдается в виде двух генераций, характеризующихся разным размером обособленных однородных, гомогенных зерен: хорошо ограненные, идиоморфные кристаллы преимущественно октаэдрического облика размерами 3–6 мкм, реже 20–25 мкм в поперечнике, а также мелкие (0.4–1 мкм) изометричные зерна. Следует отметить, что в изученных образцах второй группы наблюдается наибольшая концентрация среднезернистой ТМ фракции по сравнению с первой группой, отличающейся повышенным содержанием более крупных частиц титаномагнетита [Грибов и др., 2017]. Укажем также, что по случайным причинам образцы из второй группы были использованы во всех экспериментах на охлаждение от Т* = 570°C.

Микрозондовый анализ исходных титаномагнетитовых зерен в обеих группах образцов показал в точках зондирования следующие колебания в концентрации химических элементов (в мас. %): (4.40–6.98) Ti, (28.33– 40.98) Fe, (0.95–3.70) Al, (0.83–3.25) Mg, (0–0.97) Mn, (0–1.21) Cr. При этом содержание молекулы ульвошпинели, рассчитанное по результатам отдельных анализов на основании суммы катионов изученных титаномагнетитовых зерен, варьирует в пределах 0.53 ≥ x ≥ 0.31 при среднем xср ≈ 0.4, отвечающем с учетом примесного содержания расчетной средней точке Кюри Тс,расч ≈ 220°С, весьма близкой к измеренным Тс ≈ 250–260°C (по результатам ТМА). Выполненный расчет также показал [Грибов и др., 2017], что степень однофазного окисления (z) по отдельным зернам титаномагнетита в обеих группах образцов не превышает 0.25; в основном же исходный ТМ в исследованных базальтах близок к первично магматическому, что в общем характерно для титаномагнетитов современных извержений вулкана Ключевской [Алыпова, 1969; Сковородкин, 1966; Глевасская, 1983].

После лабораторного охлаждения на воздухе исходных образцов от 500 до 20°C все титаномагнетитовые зерна остались гомогенными (на уровне разрешающей способности электронного микроскопа), хотя на некоторых зернах наблюдаются микротрещины (рис. 1а), что характерно для процесса ОФ окисления ТМ [Petersen, Vali, 1987]. В то же время при охлаждении от более высоких температур Т* = 570°C и Т* = 600°C часть ТМ зерен обнаруживает структурно-фазовую неоднородность, отчетливо выявляющуюся при больших увеличениях и отражающую процесс последующего окислительного распада (оксираспада) возникших метастабильных катион-дефицитных титаномагнетитов (титаномаггемитов – ТМГ) с образованием непротравленных тонкопластинчатых выделений (ламелей) ильменита в обедненном титаном титаномагнетите при лабораторных нагревах. Причем рисунок этой микроструктуры различен в разноразмерных зернах, как это видно на рис. 1б–1ж. Так, наиболее мелкие ТМ частицы (размером до 2 мкм) содержат единичные пластинки ильменита, расположенные исключительно по периметру зерна (рис. 1б). В среднезернистой фракции (рис. 1в–1г) размером от 2 до 10 мкм встречаются зерна (или отдельные их участки) с неравномерно распределенными сериями параллельных пластинок и/или с пересекающимися пластинками ильменита, составляющими четкое решеточное строение, типичное для закономерных срастаний ильменита с магнетитом (протравленные ячейки на микрофотографиях) в качестве продукта высокотемпературного преобразования ТМ в окислительной среде. В наиболее крупных (размером выше 10 мкм) титаномагнетитовых зернах выделения ильменита наблюдаются исключительно в их краевой зоне (рис. 1е и 1ж). Существенно подчеркнуть, что участки ТМ частиц без признаков структуры гетерогенного преобразования, согласно выполненным на них микрозондовым определениям, отличаются повышенным содержанием изоморфных примесей Al и Mg, что согласуется с представлениями (см., например, [Bowles et al., 2012]) о стабилизирующем влиянии этих примесей на структуру титаномагнетита. Для полноты изложения результатов микроскопических наблюдений укажем также, что на протравленной поверхности аншлифов ильменитовые ламели были обнаружены уже после 1- и 10-часового охлаждения исходных образцов от Т* = 600°C и Т* = 570°C соответственно (см. рис. 1б и 1в).

Рис. 1.

Изображения в обратно отраженных электронах полированных участков базальта LK64/1 после термообработки на воздухе в режиме охлаждения от Т* со скоростью 1°C/ч: (а) – Т* = 500°C, t = 300 ч; (б) – Т* = 600°C, t = 1 ч; (в) – Т* = 570°C, t = 10 ч; (г) – Т* = 570°C, t = 50 ч; (д) – Т* = 570°C, t = 370 ч; (е) – Т* = 600°C, t = 50 ч; (ж) – Т* = 600°C, t = 400 ч; (б)–(ж) – с травлением поверхности аншлифа соляной кислотой.

3.2. Результаты рентгеновских дифракционных исследований

В качестве примера на рис. 2 приведены фрагменты дифрактограмм проб предварительно отсепарированных магнитных фракций свежих и гретых на воздухе образцов в диапазонах двойного брэгговского угла 2Θ = 73°–75° (область отдельно стоящего дифракционного отражения (рефлекса) 440 шпинельной фазы) и 2Θ = 37°–40° (область сильнейшего рефлекса (так называемые реперные дифракционные линии) 104 гексагональной фазы).

Рис. 2.

Фрагменты дифрактограмм отсепарированной магнитной фракции в области рефлексов (440) шпинельной фазы (а)–(в) и (104) гексагональной фазы (г), полученные после резкого охлаждения до 20°C кусочков исходного образца базальта LK64/1 спустя различные интервалы времени охлаждения на воздухе со скоростью 1°C/ч от Т*: (а) – Т* = = 500°C; (б) – Т* = 570°C; (в) – Т* = 600°C. Цифры над кривыми указывают текущее время процесса медленного лабораторного охлаждения. Стрелками обозначены рефлексы от ильменита (Илм) и гематита (Гем).

Основные изменения в “шпинельных” рефлексах при последовательных нагревах сводятся к следующему. Уже на начальном этапе охлаждений исходных образцов возникает асимметрия линий со стороны бóльших углов дифракции 2Θ с четко выраженным перераспределением интегральной интенсивности в эту же сторону по мере дальнейшего охлаждения образцов, как это видно из рис. 2а–2в. Все это в совокупности указывает на уменьшение межплоскостных расстояний, а значит и на уменьшение размера кубической элементарной ячейки (а), что характерно для процесса однофазного окисления, приводящего к возникновению катион-дефицитных титаномагнетитовых фаз. Результаты обработки дифрактограмм (с уточнением по методу Ритвельда [Rietveld, 1969]) после охлаждения исходных образцов от Т* до 20°C показали присутствие в каждой отсепарированной порошковой пробе двух шпинельных фаз со следующими значениями параметра а: 0.84272 и 0.83933 нм (при Т* = 500°C), 0.84253 и 0.83922 нм (при Т* = 570°C), 0.84245 и 0.839198 нм (при Т* = 600°C). Заметим, что в каждой паре этих значений а первый параметр может быть отнесен к катион-дефицитному титаномагнетиту, а второй близок к характерному для природного изоморфнозамещенного магнетита. В то же время присутствие в гретых базальтовых образцах ильменита на дифрактограммах проб выделенной магнитной фракции регистрируется исключительно по единичному слабому рефлексу (104) (рис. 2г), являющегося максимально интенсивным для данного минерала. Причем первые признаки отражения от ильменитовой фазы проявились на спектре после 10- и 5-часового охлаждения образцов от Т* = 570°C и Т* = 600°C соответственно. Как следует из рис. 2г, в ходе охлаждения исходных образцов от Т* = 600°C по реперной линии (104) также дополнительно отмечено появление слабых следов гематита, образование которого можно объяснить началом окисления новообразованного магнетита и/или ильменитового компонента.

3.3. Магнитометрические измерения

Результаты термомагнитных исследований представлены на рис. 3а, 3в и 3д серией кривых температурного изменения относительных значений намагниченностей насыщения Ms(Т)/Ms(Т0) для образцов в исходном состоянии и спустя различные интервалы времени последовательного лабораторного охлаждения их отдельных кусочков на воздухе со скоростью 1°C/ч от каждой заданной максимальной температуры Т*. Характер трансформации данных кривых указывает на образование новых магнитных фаз, выражающееся в закономерном смещении основной и конечной точек Кюри в сторону более высоких температур, и изменение их вклада в намагниченность образца. Так, например, по завершению полного цикла охлаждения от Т* = 500°C по форме кривой dМs/dT (рис. 3б) в образце прослеживаются три фазы. Глубокий четкий минимум кривой dМs/dT соответствует промежуточной Тс ≈ 510°C и отражает, судя по данным микроскопии, высокоокисленное гомогенное состояние преимущественно среднезернистой ТМГ фракции базальта. Помимо минимума на графике dМs/dT прослеживаются две “полочки”, отвечающие магнитным фазам с Тс ≈ 350 и 550°C с относительно небольшой концентрацией. С учетом опять-таки микроскопических наблюдений аншлифов гретых образцов, минимальную Тс ≈ 350°C естественно связать с частичным ОФ окислением крупных зерен исходного титаномагнетита, как наименее подверженных процессу маггемитизации, тогда как максимальная Тс ≈ 550°C указывает на появление в ходе оксираспада части частиц небольшой доли собственно магнетитовой фазы. Аналогично форма кривых dМs/dT образцов, охлажденных от Т* = 570 и 600°C, указывает на присутствие в образце остатка мало измененной исходной ТМ фазы с Тс ≈ 350°C и доминирующей фазы с Тс около 550°C (рис. 3г и 3е), характерной для природного изоморфнозамещенного магнетита как продукта гетерофазного окисления титаномагнетитов, что вполне согласуется с изложенными выше данными рентгеновской дифрактометрии.

Рис. 3.

Интегральные (а), (в), (д) и дифференциальные (б), (г), (е) зависимости намагниченности насыщения (в поле 0.45 Тл) мелких кусочков образцов базальта LK64/1: кривые 1 – из исходного состояния; кривые 2-11 – после термообработки в течение разного времени в режиме охлаждения от заданной температуры Т* со скоростью 1°C/ч: 2 – 1 ч; 3 – 5 ч; 4 –10 ч; 5 – 25 ч; 6 – 50 ч; 7 – 100 ч; 8 – 200 ч; 9 – 300 ч; 10 – 370 ч; 11 – 400 ч; (а)–(б) – Т* = 500°C; (в)–(г) – Т* = 570°C; (д)–(е) – Т* = 600°C; (ж) – температурный ход зависимости js(T) = Ms(Т)/Ms(Т0) при охлаждении образцов от Т*, полученной на основе соответствующих данных рис. 3а, 3в и 3д; здесь кривая 1 соответствует Т* = 500°C; кривая 2 – Т* = 570°C; кривая 3 – Т* = 600°C.

На рис. 3ж показан температурный ход относительной спонтанной намагниченности js(T), полученной путем комбинации представленных на рис. 3а, 3в и 3д кривых Ms(Т)/Ms(Т0) для последовательности времен ti соответствующего лабораторного охлаждения. Собственно величина js при данной температуре находилась следующим образом. Возьмем для определенности Т* = = 500°С. Кривая 2 на рис. 3а снята на образце, подвергнутом термообработке в течение одного часа, т.е. прошедшем охлаждение от Т* = 500°С до 499°С. Стало быть величина js(Т) при Т = 499°С на этой кривой отвечает величине js(Т) данного образца в процессе его охлаждения до Т = 499°С. Аналогично кривая 3 на этом рисунке снята на образце, подвергнутом термообработке в течение пяти часов. Следовательно величина js(Т) при Т = 495°С на этой кривой отвечает величине js(Т) данного образца в процессе его охлаждения до Т = 495°С. Таким же способом можно каждой кривой на рис. 3а сопоставить точку на рис. 3ж и таким образом получить искомую зависимость js(Т). Как видно из рис. 3ж, для образцов, охлаждаемых от 570 и 600°C, ненулевая намагниченность насыщения четко фиксируется уже при T ≈ 560°C, что согласуется с результатами прямых микроскопических наблюдений и рентгенографической фиксации начала проявления оксираспада части зерен исходного ТМ.

Величины отношений гистерезисных параметров Mrs/Ms и Bcr/Bc исходных и гретых образцов нанесены на диаграмму Дэя [Day et al., 1977], отражающую доменную структуру ферримагнетиков (рис. 4). Как можно видеть из вставки к рисунку, в естественном магнитном состоянии входящие в состав базальта LK64/1 титаномагнетитовые зерна характеризуются ПОД структурой. Медленное охлаждение образцов от относительно высоких температур вызывает на диаграмме Дэя хотя и незначительные, но все же вполне закономерные смещения фигуративных точек по сравнению с исходным положением. Так, при охлаждении от Т* = 500°C наблюдаемый начальный небольшой “отскок” фигуративной точки в сторону ОД области, очевидно, зафиксировал уменьшение (за счет ускорившейся диффузии при воздействии температуры) остаточных внутренних напряжений в зернах исходного ТМ, частично затронутых процессом ОФ окисления in situ. Напомним, что начало этого процесса характеризуется образованием в зерне тонкого поверхностного слоя с большим градиентом концентрации катионных вакансий, что, как показано в работе [Fabian, Shcherbakov, 2020], приводит к генерации высоких растягивающих напряжений в приповерхностном слое и сжимающих напряжений со стороны ядра частиц. Вместе с тем более выраженное движение фигуративных точек к границе ОД-ПОД состояния с продлением охлаждения образца, безусловно, указывает, прежде всего, на интенсификацию процесса ОФ окисления и связанным с ним утолщением окисленного слоя (увеличением объема напряженных областей ТМ зерен). Другой возможной причиной может быть одновременный с ОФ окислением распад в ранней (т.е. с выделениями мелкодисперсных фаз) стадии в некоторой части мелкой титаномагнетитовой фракции базальта, зерна которой уже достигли порога устойчивости к переходу из катион-дефицитного состояния в гетерогенное. Обратный ход фигуративных точек логично увязывается с более поздней стадией ОФ окисления ТМ, связанной с выравниванием концентрации вакансий по всему зерну, ведущим к ослаблению внутренних напряжений и соответствующему спаду магнитной жесткости образца. В случае же охлаждения от Т* = 570°C и Т* = 600°C незначительный первоначальный сдвиг в сторону МД области, вероятно, указывает на появление в образце СП компоненты из-за малого размера новообразующихся магнетитовых выделений непосредственно с самого начала процесса оксираспада ТМГ при воздействии столь высоких температур. Последующее перемещение фигуративных точек к границе ОД-ПОД состояния можно отнести за счет роста когерентных магнетит-ильменитовых выделений (а также растрескивания крупных зерен на начальной стадии их маггемитизации) и соответствующего уменьшения эффективного размера и увеличения коэрцитивности ТМ частиц. Возврат к тренду смещения в сторону МД области при дальнейшем охлаждении образцов может быть обусловлен как продолжающимся огрублением структур распада, вызывающим срыв когерентного сопряжения фаз и частичную релаксацию упругих напряжений при образовании дислокаций несоответствия, в сочетании с падением напряжений в связи с увеличением степени однородности титаномагнетитовых зерен по параметру z, так и за счет возможной наложенной гематитизации.

Рис. 4.

Распределение на диаграмме Дэя (Мrs/Мs по отношению к Bcr/Bc) фигуративных точек образца базальта LK64/1 в исходном состоянии (1) и после термообработки на воздухе в течение разного времени (2–24) в режиме охлаждения со скоростью 1°C/ч от максимальной температуры Т*: 2 – 1 мин; 3 – 5 мин; 4 – 15 мин; 5 – 30 мин; 6 – 1 ч; 7 – 2 ч; 8 – 7 ч; 9 – 15 ч; 10 – 20 ч; 11 – 50 ч;12 – 70 ч; 13 – 75 ч; 14 – 90 ч; 15 – 100 ч; 16 – 150 ч; 17 – 175 ч; 18 – 195 ч; 19 – 200 ч; 20 – 225 ч; 21 – 245 ч; 22 – 300 ч; 23 – 370 ч; 24 – 400 ч; заполненные треугольники – Т* = 500°C; заполненные кружки – Т* = 570°C; полые кружки – Т* = 600°C. На вставке – диаграмма Дэя, показывающая распределение областей однодоменных ОД, псевдооднодоменных ПОД и многодоменных МД магнитных зерен; здесь положение фигур соответствует значениям гистерезисных отношений образцов в исходном состоянии.

3.4. Мониторинг приобретения TCRM и эксперименты Телье

Результаты мониторинга термохимической остаточной намагниченности, т.е. динамика ее приобретения c падением температуры, показаны на рис. 5. Из представленных кривых следует, что ненулевая величина TCRM фиксируется с самого начала измерений в процессе охлаждения образца от Т* = 500°C (минимальное t = 5 мин), тогда как в ходе охлаждений от Т*, равных 570 и 600°C, заметный рост TCRM начинается с температуры около 520°C (см. вставку к рис. 5), т.е. соответственно после 50- и 80-часового охлаждения. Это согласуется с результатами микрозондового и термомагнитного анализов (рис. 1 и 3г), свидетельствующими о том, что в данных образцах к моменту начала приобретения TCRM уже присутствует ферримагнитный минерал с точками Кюри несколько выше текущей температуры образца, а именно обедненные титаном ячейки микроструктуры распада с Тс ≈ 550°C (в случае Т* = 600°C и Т* = 570°C) и интенсивно окисленный катион-дефицитный мелкозернистый ТМ с Тс около 510°C (при Т* = 500°C).

Рис. 5.

Образование TCRM в магнитном поле 50 мкТл в ходе непрерывного охлаждения кубиков-дублей свежего образца базальта LK64/1 на воздухе со скоростью 1°C/ч в диапазоне от Т* до 200°C: кривая 1 – Т* = 500°C; кривая 2 – Т* = 570°C; кривая 3 – Т* = 600°C. Пунктирные линии показывают кривые TCRM(T), нормированные на относительную спонтанную намагниченность js(T) = Мs(T)/Ms(T0), полученную на основе аппроксимации соответствующих данных рис. 3г. На вставке – данные мониторинга ТCRM(T) этих же образцов на начальном этапе их охлаждения. Нумерация кривых на вставке соответствует нумерации на рисунке.

Отметим, что кривые TCRM(T) образцов первой группы коллекции (охлаждение от Т* = 500 и 600°C), нормированные на  js(T) = Мs(T)/Ms(T0), показывают быстрый рост величины TCRM(T)/js(T) = = TCRMn(T) вплоть до Т ≈ 400°C (нормированные кривые 1 и 3). При этом для образца с Т* = 500°C этот рост носит экстремальный характер: кривая TCRMn(T) поднимается практически вертикально сразу с начала процесса охлаждения. Совершенно очевидно, что причина столь быстрого первоначального возрастания TCRMn(T) заключается в соответствующем быстром увеличении концентрации ферримагнитного материала уже в самом начале остывания этих образцов от максимальных Т* за счет роста Тс обедненных титаном ячеек микроструктуры распада и/или объемов сильно ОФ окисленных ферримагнитных областей с Тс выше текущей температуры Т охлаждения образца. При охлаждении образцов первой группы ниже Т ≈ 400°C рост кривых TCRMn(T) сильно замедляется, а для образца с Т* = 500°C наблюдается даже спад в области температур ≈ 350°C. Такой спад может быть обусловлен перестройкой ДС при охлаждении образцов, что характерно для МД фракции (обсуждение этого вопроса представлено в работе [Грибов и др., 2021]). Поскольку ниже Т ≈ 400°C термомагнитные проявления минералогического преобразования ТМ в образцах из первой группы практически прекращаются, разумно полагать, что продолжающееся в этом интервале температур медленное возрастание величины TCRMn(T) при охлаждении связано, скорее всего, уже с приобретением TRM мало измененной исходной ТМ фазой с Тс ≈ 300–400°C, сохранившейся после полной термообработки (см. рис. 3б и 3е). Подобные же явления “взрывного” роста TCRMn(T) на начальной стадии ОФ окисления и последующего их более или менее быстрого роста авторами ранее были установлены для образцов толеитовых базальтов рифтовой зоны Красного моря, подвергшихся лабораторному охлаждению с такой же скоростью от Т* равных 450, 500 и 530°C [Грибов и др., 2021]. Несколько другая ситуация наблюдается для образца камчатского базальта из второй группы, охлажденного от 570°C (нормированная кривая 2 на рис. 5), для которого кинетика приобретения TCRMn(T) оказывается наиболее медленной. Как видно из рис. 3ж, для его дубль-образца наибольший прирост намагниченности насыщения происходит в диапазоне 470–550°C. Это, скорее всего, следует отнести за счет оксираспада среднезернистой ТМ фракции, доминирующей как раз в образцах второй группы коллекции, что объясняет и некоторую затянутость этого процесса (и соответственно максимальной скорости роста TCRMn) в сторону более низких температур, поскольку в отличие от мелкой фракции, среднезернистые титаномагнетиты труднее маггемитизируются (вследствие бóльшего отношения объема к поверхности и сильной зависимости коэффициента диффузии катионных вакансий от размера частиц [Gapeev, Gribov, 1990; Гапеев, Грибов, 1997]), а значит, позднее достигают порога устойчивости по отношению к распаду метастабильного катион-дефицитного состояния.

Диаграммы Араи–Нагата, полученные по лабораторным ТCRM, индуцированным при непрерывных охлаждениях исходных образцов базальта LK64/1 от Т* до 20°C, представлены на рис. 6. Полная сводка выполненных определений дана в табл. 1.

Рис. 6.

Диаграммы Араи–Нагаты, построенные по результатам применения процедуры Телье–Коэ для образцов базальта LK64/1 с лабораторными TCRM, индуцированными в поле 50 мкТл в процессе непрерывного охлаждения в диапазоне от Т* до 200°C со скоростью 1°C/ч, а от 200 до 20°C – при отключенном нагреве: (а) – Т* = 500°C; (б) – Т* = 600°C, (в)–(г) – Т* = 570°C. Здесь по оси ординат представлено падение TCRM, по оси абсцисс – рост pTRM в ходе нагревательных циклов Телье–Коэ; все намагниченности нормированы на первичное значение TCRM. Полые кружки представляют положение репрезентативных точек при каждом цикле первичного нагрева, цифры у кружков – температуры нагревов, залитые треугольники – положение pTRM-check-points. Непрерывная/пунктирная прямая аппроксимирует экспериментальные данные в температурном интервале, по которому делалась оценка искомого магнитного поля образования TCRM.

Таблица 1
№ дубля (T1, Т2), °C N g q f |k| σ(k) DRAT,
% 		Bрасч,
мкТл 		ΔB, %
LK64/1(02)
Т* = 500°С 		200–450 11 0.87 4.9 0.19 1.22 0.04 8.5 60.88 21.8
450–510 4 0.64 9.4 0.45 0.70 0.02 18.5 35.11 –29.8
510–530 3 0.45 5.1 0.21 1.11 0.02 38.9 55.69 11.4
LK64/1(30)
Т* = 570°С 		200–450 11 0.87 11.8 0.22 0.93 0.01 6.4 46.65 –6.7
450–540 7 0.81 28.7 0.71 0.72 0.01 10.0 35.98 –28.0
LK64/1(32)
Т* = 570°С 		200–450 11 0.87 5.9 0.14 0.94 0.02 4.4 47.15 –5.7
450–560 9 0.84 39.6 0.82 0.79 0.01 8.9 39.58 –20.8
LK64/1(03)
Т* = 600°С 		200–375 8 0.69 0.4 0.07 1.41 0.19 38.8 70.93 41.9
375–510 7 0.75 17.9 0.27 0.77 0.01 10.8 38.60 –26.4
510–570 7 0.81 27.3 0.61 0.99 0.02 7.9 49.31 –1.4

Примечания: (Т1, Т2) – температурный интервал диаграммы Араи–Нагаты, по которому проводилась аппроксимация для оценки величины искомого магнитного поля образования TCRM; N – число репрезентативных точек в этом интервале. Обозначение Bрасч. относится к расчетному значению напряженности поля образования TCRM. Параметры g, f, q, σ рассчитаны согласно [Coe et al., 1978] и характеризуют качество полученных результатов; f обозначает долю первичной намагниченности, использованную для линейной аппроксимации; g определяет однородность распределения репрезентативных точек в выбранном температурном интервале; фактор q = kfg/σ(k) отражает интегральную оценку качества данного определения Bрасч (удовлетворительным принято считать q ≥ 5 [Coe et al., 1978]), здесь коэффициент k = Bрасч/Bлаб – тангенс угла наклона линии аппроксимации на диаграмме Араи–Нагаты и σ(k) –среднеквадратичная ошибка определения коэффициента k; ΔB – отклонение (в %) Bрасч относительно значения лабораторного магнитного поля Bлаб, в котором выполнялась процедура Телье (в нашем случае Bлаб = BTCRM = 50 мкТл). Параметр DRAT представляет оценку максимального отклонения значений pTRM-check-points от линии аппроксимации в выбранном температурном интервале; удовлетворительным считается DRAT ≤ 10% [Selkin, Tauxe, 2000].

3.5. Дискуссия

Из рис. 6а и 6б (образцы из первой группы коллекции, охлажденные от температур 500 и 600°C) видно, что на этих диаграммах Араи–Нагаты можно выделить три температурных интервала, для которых можно выполнить формальный расчет величины “палеонапряженности” по формуле Bрасч = |k|Bлаб, где коэффициент k есть тангенс угла наклона соответствующего прямолинейного отрезка на диаграмме Араи–Нагаты, Bлаб – лабораторное поле, в котором выполнялась процедура Телье–Коэ. Согласно этим рисункам, в низкотемпературном интервале от 200 до 375–450°C наблюдается существенная потеря исходной остаточной намагниченности с относительно меньшим приобретением парциальных термоостаточных намагниченностей (pTRM) в циклах Телье, что приводит к величине k > 1, т.е. к завышению “палеонапряженности”. Такое явление неоднократно замечалось ранее, и его причина может быть связана с метастабильностью магнитных состояний зерен-носителей остаточной намагниченности, независимо от ее природы [Kosterov et al., 1998; Щербаков и др., 2020]. Для этих образцов низкотемпературная составляющая намагниченности, как уже говорилось, скорее всего, имеет термоостаточное происхождение и, по-видимому, образовалась, главным образом, на крупной фракции исходного титаномагнетита базальта LK64/1, находящейся на начальной стадии лабораторного однофазного окисления и характеризующейся существенно неоднородным распределением катионных вакансий, вызывающем увеличение объема напряженных областей в зерне. В этой связи снижение уровня метастабильности магнитного состояния этих зерен (приводящее к повышенному спаду остаточной намагниченности при начальных последовательных прогревах образцов в нулевом поле, а также пониженной способности к восстановлению разрушенной части намагниченности при повторных прогревах и охлаждении в лабораторном поле) может быть следствием релаксации их напряженного состояния при выполнении процедуры Телье. Вместе с тем, исходя из относительно крупной размерности данных зерен, следует указать, что другой вероятной причиной весьма знáчимого начального снижения положения репрезентативных точек наших диаграмм Араи–Нагаты могло стать также МД поведение низкотемпературных pTRM. Для проверки этого предположения нами был применен термомагнитный критерий [Большаков, Щербакова, 1979; Shcherbakova et al., 2000], заключающийся в измерении остатков (так называемых хвостов) pTRM, численно характеризуемых параметром А(Т1,Т2) = [хвост pTRM(T1,Т2)]/pTRM(Т1,Т2). Примеры температурных кривых pTRM(Т1,Т2) = f(Т), созданных в различных температурных интервалах (Т1,Т2) на образцах, прошедших процедуру Телье–Коэ, приведены на рис. 7. Как видно, все pTRM, полученные в интервале 20–450°C, при последующем терморазмагничивании имеют весьма заметный хвост ≈15%, что подтверждает МД тип поведения низкотемпературных pTRM. В то же время у pTRM(Т1, Т2), созданных в высокотемпературных интервалах, хвост очень мал, что указывает на ОД свойства зерен, несущих эти остаточные намагниченности. Последнее обстоятельство достаточно логично увязывается с упомянутым ранее уменьшением эффективного размера части зерен исходного ТМ в результате процессов его лабораторного ОФ окисления и последующего оксираспада.

Рис. 7.

Изменения с температурой pTRM(Т1, Т2), созданных в поле 50 мкТл в температурных интервалах (450,20)°C, (510,450)°C и (600,510)°C, в процессе последовательного нагрева образца в нулевом поле до верхней температуры Т1 интервала создания pTRM и последующего охлаждения до комнатной температуры Т0. На рисунках указаны номера образцов и значения нормированного при Т0 параметра А(Т1, Т2) = [хвост pTRM(T1,Т2)]/pTRM(Т1,Т2) в различных температурных интервалах. Стрелки у кривых показывают направление изменения температуры.

Возвращаясь к рис. 6а и 6б, следует отметить, что в среднетемпературном интервале от 375–450 до 510°C на диаграммах Араи–Нагаты образцов первой группы наблюдается наименьший наклон k линейного участка (выделен пунктирной линией) зависимости TCRM(pTRM). Соответственно величина Bрасч оказывается на 26–30% меньше значения лабораторного поля, действовавшего при образовании TCRM. Отвечающая этой части диаграммы компонента TCRM, по-видимому, приобреталась при умеренных температурах преимущественно в среднезернистой ТМ фракции за счет роста объемов сильно ОФ окисленных участков ТМ зерен и, возможно, объемов обедняемых титаном ячеек микроструктуры последующего оксираспада с Тс выше текущей температуры Т охлаждения базальта. В соответствии с предсказаниями работ [Stacey, Banerjee, 1974; Shcherbakov et al., 2019; 2021], коэффициент определения палеополя k по диаграмме Араи–Нагаты в этом случае существенно ниже единицы, что и наблюдается в наших экспериментах (табл. 1).

Высокотемпературный (Т > 510°C) прямолинейный сегмент диаграммы Араи–Нагаты этих же образцов (рис. 6а и 6б) естественно связывать с разрушением той части TCRM, которая сформировалась, прежде всего, за счет роста точек Кюри наиболее обедненных титаном (относительно исходного ТМ) ячеек микроструктуры последующего оксираспада новообразованных титаномаггемитов (во всех мелкозернистых и отчасти в отдельных участках средне- и крупнозернистой исходной фракции (рис. 1)) под воздействием относительно высоких температур. Как показано в работах [Shcherbakov et al., 2019; 2021], в этом случае коэффициент k > 1, однако погрешность оценки поля все же весьма мала. Действительно, в нашем эксперименте эта ошибка составила от 11% (при Т* = 500°C) до 1% (при Т* = 600°C), т.е. не выходит за обычные пределы погрешности методики Телье определения напряженности геомагнитного поля. Заметим также, что отклонение значения Bрасч от истинной величины BTCRM всего в 1% может быть показателем застабилизированности структур распада еще до того, как началось образование остаточной намагниченности в процессе охлаждения образца от Т* = 600°C (рис. 1б), т.е. зерна (либо отдельные их участки) с блокирующей температурой порядка 550°C просто приобрели на этом образце обычную TRM.

Отличительной особенностью образцов второй группы (охлаждение от Т* = 570°C (рис. 6в и 6г)) является то, что на их диаграммах Араи–Нагаты можно выделить лишь 2 компоненты: высоко- и низкотемпературную; при том, что и такое разделение на компоненты здесь слабо проявлено. По-видимому, это указывает на заметный вклад TCRM в величину остаточной намагниченности и на низкотемпературном интервале. При этом величина Bрасч, определенная по высокотемпературной компоненте, занижена относительно поля создания TCRM на 21–28% (табл. 1), что весьма близка к оценке Bрасч, определенной по среднетемпературной компоненте зависимости TCRM(pTRM) диаграмм Араи–Нагаты из первой группы образцов. Такое явление объясняется, по нашему мнению, тем, что во второй группе коллекции доминирует среднезернистая ТМ фракция. Как указывалось выше, для этой фракции характерна затянутость процессов ОФ окисления и последующей инверсии метастабильных ТМГ зерен, так что TCRM приобретается на широком температурном интервале, простирающемся от 500 до 200°C (рис. 5, кривая 2, пунктир), по механизму роста ферримагнитных объемов, что и приводит к занижению “палеонапряженности”.

Согласно данным табл. 1, почти по каждому выделенному интервалу диаграмм Араи–Нагаты фактор q > 5, т.е. полученные нами значения Bрасч в основном удовлетворяют рекомендуемому критерию качества данных по определению методом Телье палеонапряженности [Coe et al., 1978]. Вместе с тем высокие значения параметра DRAT = = 18.5–38.9 все же свидетельствуют о низкой надежности этих определений по ряду температурных интервалов (проблемные величины DRAT выделены жирным шрифтом в табл. 1).

Как было сформулировано в разделе ВВЕДЕНИЕ, задача данной работы состоит в исследовании особенностей минералогических изменений и сопутствующих им магнитных свойств базальтовых образцов с повышенной концентрацией элементов-примесей, увеличивающих термическую устойчивость ТМ частиц относительно образцов с более быстрой кинетикой процессов окисления. Сравнение термокривых Ms(T), полученных здесь (рис. 3) и ранее, на образцах толеитовых базальтов рифтовой зоны южной части Красного моря [Shcherbakov et al., 2019; Грибов и др., 2021] в ходе аналогичных по постановке задачи экспериментов, показывает, что, действительно, наблюдается большая разница в магнитной минералогии конечного продукта лабораторного преобразования исходных титаномагнетитов. Так, в отличие от камчатских образцов, на красноморских базальтах после уже часового охлаждения всего на один градус от Т* равных 450, 500 и 530°C низкотемпературная фаза практически полностью исчезает, и остаются фазы с Тс ≈ 510–520°C, отвечающей интенсивно однофазно окисленным ТМГ, и предельной “магнетитовой” с Тс = 557°C. Иначе говоря, Тс (или блокирующие температуры) новообразованных фаз в подводных базальтах довольно быстро “перерастают” температуру, при которой идет лабораторное окисление, и в этом процессе принимают участие практически все исходные зерна ТМ. В конечном же продукте, после полного лабораторного охлаждения, фаза с Тс ≈ 510–520°C фиксируется только в образце с Т* = 500°C, а остальные образцы демонстрируют наличие лишь одной магнетитовой фазы, хотя нельзя полностью исключить и одновременное присутствие сильно однофазно окисленных титаномаггемитов.

Что же касается TCRM, приобретенной на базальтах с менее термически стабильной исходной ТМ фракцией, то напомним, что результаты определений “палеонапряженности” магнитного поля здесь критически зависят от максимальной температуры лабораторной термообработки образца. Так, на красноморских образцах, на которых создавалась TCRM при медленном (1°C/ч) охлаждении от 450, 500 и 530°C, диаграммы Араи–Нагаты разбиваются на два прямолинейных сегмента [Грибов и др., 2021]. При этом коэффициент k > 1 для условно “низкотемпературного” сегмента с Т < ≈500°C, но k < 1 для “высокотемпературного” сегмента ≈500°C < Т < ≈580°C. В то же время при медленном охлаждении этих же образцов, а также базальта острова Сан-Томе (Гвинейский залив) от более высокой максимальной температуры 570°C все полученные по смоделированным TCRM диаграммы Араи–Нагаты оказываются прямолинейными на всем температурном интервале, причем k ≈ 1 [Shcherbakov et al., 2019].

4. ВЫВОДЫ

1. Термическая застабилизированность состояний окисленности титаномагнетитовых зерен в ходе медленного лабораторного охлаждения на воздухе образцов молодого камчатского базальта от максимальных температур 500, 570 и 600°C отразилась в частичной сохранности слабо однофазно окисленной исходной ТМ фракции и проявлении на диаграммах Араи–Нагаты широкого спектра блокирующих температур Tb от 200 до 540–570°C, что резко контрастирует с ранее изученными базальтами Красного моря и о-ва Сан-Томе, в которых уже после первого часа термообработки со скоростью 1°C/ч фазы с низкими температурами Кюри Тс исчезают, и спектр блокирующих температур сосредоточен в основном при Т > 500°C [Shcherbakov et al., 2019; Грибов и др., 2021].

2. Дальнейшие пункты выводов сформулированы на основе совокупных результатов, полученных в настоящей работе и в серии работ авторов [Gribov et al., 2018; Shcherbakov et al., 2019; Грибов и др., 2021] по лабораторному моделированию приобретения TCRM (CRM) на титаномагнетитсодержащих базальтах, и относятся к ситуации, когда остаточная намагниченность изверженной породы одновекторна, т.е. она либо целиком первична, либо целиком вторична. Если при определениях палеонапряженности по методике Телье обнаруживаются 2–3 прямолинейных сегмента на диаграмме Араи–Нагаты, то с большой вероятностью низкотемпературная фаза несет TRM или смесь TRM с TCRM. В этом случае вычисленная по низкотемпературному сегменту диаграммы интенсивность палеополя, скорее всего, будет близка к истинной либо несколько (на 10–50%) переоценена, хотя в аномальных случаях завышение может в разы превышать реальную величину поля [Kosterov et al., 1998; Щербаков и др., 2020].

3. Если диаграмма Араи–Нагаты разбивается на два заметно различающихся по наклону сегмента и блокирующие температуры имеют широкий спектр, то высокотемпературный сегмент, скорее всего, занижает величину палеополя [Грибов и др., 2021]. При наличии трех сегментов на диаграмме Араи–Нагаты среднетемпературная компонента с большой вероятностью отвечает TCRM, приобретенной по механизму роста объемов окисленных участков ТМ зерен. Соответственно, интенсивность палеополя, определенная по этой компоненте, будет занижена. Величина занижения может варьировать от 20 до ≈200%. Соответственно, такие определения палеонапряженности нельзя считать надежными.

4. Носителями высокотемпературной (≈510°C < < Т < ≈580°C) компоненты диаграмм Араи–Нагаты являются ячейки слаботитанистого магнетита в решетке ильменита, возникающие при окислительном распаде первичного титаномагнетита. Свойства этой компоненты критически зависит от ее генезиса.

а). Если в природных условиях оксираспад ТМ фракции полностью (т.е. с образованием ильменит–магнетитовых прорастаний) реализовался выше магнетитовой Тс, то мы имеем дело с классической TRM, и вопрос о надежности определения палеонапряженности снимается.

б). Если в ходе остывания породы процесс образования TCRM начинается, в основном, при уже практически застабилизированном объеме обедненных титаном (относительно ТМ) ячеек структуры оксираспада за счет собственно роста Tc по мере приближения их состава к магнетитовому, то TCRM оказывается близкой к TRM, что дает основания доверять определению напряженности палеополя, полученному на этом высокотемпературном интервале диаграммы Араи–Нагаты [Shcherbakov et al., 2019; 2021; Грибов и др., 2021].

в). В случае же существенной затянутости в область более низких (относительно магнетитовой Tc) температур процесса формирования микроструктуры в ходе инверсии титаномагнетита приобретение высокотемпературной составляющей TCRM, по-видимому, происходит преимущественно за счет именно роста объема обедняемых титаном ячеек микроструктуры последующего оксираспада новообразованных титаномаггемитов, что приводит к невозможности методом Телье определить истинную величину палеонапряженности.

Список литературы

  1. Алыпова О.М. Термомагнитные исследования молодых вулканических пород Камчатки и некоторые закономерности изменения магнитных характеристик в зависимости от состава пород и условий их образований. Автореф. дис. … канд. физ.-мат. наук. М. 1969. 14с.

  2. Белоконь В.И., Соппа И.В., Семкин С.В. Образование химической остаточной намагниченности в процессе роста спонтанной намагниченности продуктов реакции. Химическая намагниченность: теория и эксперимент. Владивосток: изд-во ДВГУ. 1991. С. 3–13.

  3. Большаков А.С., Щербакова В.В. Термомагнитный критерий определения доменной структуры ферримагнетиков // Изв. АН СССР. Сер. Физика Земли. 1979. № 2. С. 38–48.

  4. Гапеев А.К., Грибов С.К. Оценка скоростей однофазного окисления зерен магнетита в условиях земной поверхности // Физика Земли. 1997. № 8. С. 70–75.

  5. Глевасская А.М. Магнитные минералы и магнетизм вулканитов. Киев: Наук. Думка. 1983. 208 с.

  6. Грибов С.К. Оценка влияния процессов однофазного окисления и последующего распада природных титаномагнетитов на результаты определения палеонапряженности методом Телье (по данным лабораторного моделирования). “Палеомагнетизм и магнетизм горных пород: теория, практика, эксперимент”. Материалы Международной школы-семинара по проблемам палеомагнетизма и магнетизма горных пород. Санкт-Петербург, Петергоф 3–7 октября 2016. Ярославль: Филигрань. 2016. С. 40–47. ISBN 978-5-906682-69-7.

  7. Грибов С.К. Экспериментальное исследование влияния химического намагничивания титаномагнетитсодержащих базальтов на результаты определения палеонапряженности методом Телье // Геофизические исследования. 2017. Т. 18. № 1. С. 37–48.

  8. Грибов С.К., Долотов А.В., Щербаков В.П. Экспериментальное моделирование химической остаточной намагниченности и методики Телье на титаномагнетитсодержащих базальтах // Физика Земли. 2017. № 2. С. 109–128. https://doi.org/10.7868/S0002333717010069

  9. Грибов С.К., Щербаков В.П., Афиногенова Н.А. Лабораторное моделирование метода определения палеонапряженности по процедуре Телье–Коэ на породах, несущих TCRM. Проблемы геокосмоса. Материалы 12-й международной школы-конференции. Санкт-Петербург, Петергоф. 8–12 октября 2018 г. СПб.: изд-во ВВМ. 2018. С. 64–70.

  10. Грибов С.К., Щербаков В.П., Цельмович В.А., Афиногенова Н.А. Свойства термохимической остаточной намагниченности, образованной при медленном лабораторном охлаждении титаномагнетитсодержащих базальтовых образцов от различных температур, и результаты применения к ней методики Телье // Физика Земли. 2021. № 6. С. 107–121. https://doi.org/10.31857/S0002333721060016

  11. Сковородкин Ю.П. Изучение механизма образования остаточной намагниченности в лавовых потоках. Автореф. дис. … канд. физ.-мат. наук. М. 1966. 10 с.

  12. Щербаков В.П., Грибов С.К., Афиногенова Н.А, Цельмович В.А. Однофазное окисление ферримагнитных зерен как причина L-образной формы диаграммы Араи-Нагата // Физика Земли. 2020. № 5. С. 70–80. https://doi.org/10.31857/S0002333720050105

  13. Щербаков В.П., Сычева Н.К., Грибов С.К. Экспериментальное и численное моделирование процесса образования химической остаточной намагниченности и методики Телье // Физика Земли. 2017. № 5. С. 30–43. https://doi.org/10.7868/S0002333717040081

  14. Bowles J.A., Tatsumi-Petrochilos L., Hammer J.E., Brachfeld S.A. Multicomponent cubic oxide exsolution in synthetic basalts: temperature dependence and implications for magnetic properties // J. Geophys. Res. 2012. V. 117. B03202. https://doi.org/10.1029/2011JB008867

  15. Coe R.S., Gromme C.S., Mankinen E.A. Geomagnetic paleointensities from radiocarbon-dated lava flows on Hawaii and the question of the Pacific nondipole low // J. Geophys. Res. 1978. V. 83. № B4. P. 1740–1756. https://doi.org/10.1029/JB083iB04p01740

  16. Day R., Fuller M., Schmidt V.A. Hysteresis properties of titanomagnetites: Grain-size and compositional dependence // Phys. Earth Planet. Inter. 1977. V. 13. № 4. P. 260–267.https://doi.org//10.1016/0031-9201(77)90108-X

  17. Draeger U., Prévot M., Poidras T., Riisager J. Single-domain chemical, thermochemical and thermal remanences in a basaltic rock // Geophys. J. Int. 2006. V. 166. № 1. P. 12–32.https://doi.org/10.1111/j.1365-246X.2006.02862.x

  18. Dunlop D., Özdemir Ö. Rock Magnetism. Fundamentals and Frontiers. Cambridge Univ. Press. N.Y. 1997. 573 p.https://doi.org/10.1017/CBO9780511612794

  19. Fabian K., Shcherbakov V.P. The magnetization of the ocean floor: stress and fracturing of titanomagnetite particles by low-temperature oxidation // Geophys. J. Int. 2020. V. 221. № 3. P. 2104–2112.https://doi.org/10.1093/gji/ggaa142

  20. Gapeev A.K., Gribov S.K. Kinetics of single-phase oxidation of titanomagnetite // Phys. Earth Planet. Inter. 1990. V. 63. № 1–2. P. 58–65.https://doi.org/10.1016/0031-9201(90)90059-7

  21. Gribov S.K., Shcherbakov V.P., Aphinogenova N.A. Magnetic properties of artificial CRM created on titanomagnetite-bearing oceanic basalts. Recent advances in rock magnetism, environmental magnetism and paleomagnetism. International Conference on Geomagnetism, Paleomagnetism and Rock Magnetism (Kazan, 2017). Springer Geophysics. 2018. P. 173–194. https://doi.org/10.1007/978-3-319-90437-5

  22. Kosterov A. A., Prévot M. Possible mechanisms causing failure of Thellier palaeointensity experiments in some basalts // Geophys. J. Int. 1998. V. 134. P. 554–572.https://doi.org/10.1046/j.1365-246x.1998.00581.x

  23. Levi S. The effect of magnetite particle size on paleointensity determinations of the geomagnetic field // Phys. Earth Planet. Inter. 1977. V. 13. № 4. P. 245–259.https://doi.org/10.1016/0031-9201(77)90107-8

  24. Nagata T., Arai Y., Momose K. Secular variation of the geomagnetic total force during the last 5000 years // J. Geophys. Res. 1963. V. 68. № 18. P. 5277–5281.https://doi.org/10.1029/j.2156-2202.1963.tb00005.x

  25. Neel L. Some theoretical aspects of rock-magnetism: Advances in Physics. 1955. V. 4. № 14. P. 191–243.https://doi.org/10.1080/00018735500101204

  26. Petersen N., Vali H. Observation of shrinkage cracks in ocean floor titanomagnetites // Phys. Earth Planet. Inter. 1987. V. 46. № 1–3. P. 197–205.https://doi.org/10.1016/0031-9201(87)90182-8

  27. Prévot M., Mankinen E., Grommé S., Lecaille A. High paleointensities of the geomagnetic field from thermomagnetic studies on rift valley pillow basalts from the Mid-Atlantic Ridge // J. Geophys. Res. 1983. V. 88. № B3. P. 2316–2326.https://doi.org/10.1029/JB088iB03p02316

  28. Rietveld H.M. A profile refinement method for nuclear and magnetic structures // J. Appl. Crystallogr. 1969. V. 2. № 2. P. 65–71.https://doi.org/10.1107/S0021889869006558

  29. Selkin P.A., Tauxe L. Long-term variations in palaeointensity // Philos. Trans. R. Soc. London, ser. A. 2000. V. 358. № 1768. P. 1065–1088.https://doi.org/10.1098/rsta.2000.0574

  30. Shcherbakov V.P., Gribov S.K., Lhuillier F., Aphinogenova N.A., Tsel’movich V.A. On the reliability of absolute palaeointensity determinations on basaltic rocks bearing a thermochemical remanences // J. Geophys. Res. 2019. V. 124. № 8. P. 7616–7632.https://doi.org/10.1029/2019JB017873

  31. Shcherbakov V.P., Lhuillier F., Sycheva N.K. Exact analytical solution for kinetic equations describing thermochemical remanences acquisition for single-domain grains: implications for absolute paleointensity determinations // J. Geophys. Res. 2021. V. 126, e2020JB021536.https://doi.org/10.1029/2020JB021536

  32. Shcherbakov V.P., Scherbakova V.V. On the suitability of the Thellier method of palaeointensity determinations on pseudo-single-domain and multidomain grains // Geophys. J. Int. 2001. V. 146. № 1. P. 20–30.https://doi.org/10.1046/j.0956-540x.2001.01421.x

  33. Shcherbakova V.V., Shcherbakov V.P., Heider F. Properties of partial thermoremanent magnetization in PSD and MD magnetite grains // J. Geophys. Res. 2000. V. 105. № B1. P. 767–782.https://doi.org/10.1029/1999JB900235

  34. Stacey F.D., Banerjee S.K. The Physical Principles of the Rock Magnetism, Amsterdam: Elsevier, 1974. 195 pp.

  35. Thellier E., Thellier O. Sur l’intensité du champ magnétique terrestre dans le passé historique et géologique // Ann. Geophys. 1959. V. 15. № 3. P. 285–376.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика Земли

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал