1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика Земли
  4. № 6, 2021

Физика Земли, 2021, № 6, стр. 107-121

Свойства термохимической остаточной намагниченности, образованной при медленном лабораторном охлаждении титаномагнетитсодержащих базальтовых образцов от различных температур, и результаты применения к ней методики Телье

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, Россия

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

Поступила в редакцию 15.02.2021
После доработки 08.04.2021
Принята к публикации 12.04.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Выполнены эксперименты по созданию термохимической остаточной намагниченности TCRM на базальтовых образцах, содержащих титаномагнетит (ТМ) с температурой Кюри Тс около 200°C, путем их быстрого нагрева до максимальных температур Т* от 450 до 530°C с последующим медленным охлаждением в лабораторном магнитном поле Bлаб. Проведен комплекс магнитно-минералогических исследований, включающий в себя электронно-микроскопические наблюдения, рентгенофазовый и термомагнитный анализы, измерение параметров петель магнитного гистерезиса на различных этапах предварительной термообработки исходных образцов. Показано, что все образцы демонстрируют “взрывной” рост TCRM уже в самом начале процесса, отвечающий стадии быстрого однофазного окисления исходной титаномагнетитовой фракции базальта, а сам процесс приобретения TCRM обусловлен как ростом Тс и объема однофазно окисленных участков ТМ зерен, так и ростом объема обедненных титаном (относительно исходного ТМ) ячеек микроструктуры последующего окислительного распада. Диаграммы Араи–Нагаты для образцов, несущих TCRM, образуют ломаную линию, состоящую из двух прямолинейных сегментов, при этом низкотемпературный интервал T < Т * отвечает смеси термохимической и термоостаточной (TRM) намагниченностей и дает слегка завышенное (за счет эффекта низкой скорости охлаждения при создании TCRM и TRM) значение напряженности Bлаб. Высокотемпературный интервал соответствует чистой TCRM, а определение напряженности Bлаб по этому интервалу приводит к занижению последней на 20–27%. Дана рекомендация к отбраковке образцов, для которых на диаграмме Араи–Нагаты на фоне однокомпонентной NRM наблюдаются два или более прямолинейных сегментов.

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

1. ВВЕДЕНИЕ

Термохимическая остаточная намагниченность (TCRM) является одним из важнейших предметов исследований магнетизма горных пород, поскольку именно ее присутствие представляет собой главную опасность получения ложных результатов при работах по определению палеонапряженности (величины древнего геомагнитного поля), даже если эта намагниченность первична, т.е. синхронна образованию породы в процессе первоначального остывания кристаллизовавшихся из магматического расплава магнитных минералов. Если же она имеет метахронную природу – например, возникает в результате каких-либо вторичных прогревов породы в течение ее геологической истории, то и надежность определения палеомагнитного направления возникшей естественной остаточной намагниченности (NRM) также оказывается под вопросом в силу неопределенности возраста ее фактического приобретения. В предыдущих наших работах [Грибов, 2016; 2017; Gribov et al., 2018] исследовались варианты возникновения лабораторной TCRM в базальтах, магнитным минералом которых являлся титаномагнетит (ТМ). TCRM создавалась при выдержке исходных образцов в течение 200 часов на воздухе в слабых магнитных полях при постоянной температуре T, которая варьировалась в диапазоне от 350 до 530°C. Как оказалось, применение метода Телье [Thellier, Thellier, 1959] к смоделированной лабораторной TCRM привело к заниженной (от 1.5 до 4 раз) оценке поля ее образования. Затем [Shcherbakov et al., 2019] нами было исследовано формирование TCRM при непрерывном лабораторном охлаждении образцов титаномагнетитсодержащих базальтов на воздухе со скоростью 1°C/ч от 570 до 200°C в присутствии внешнего постоянного магнитном поля напряженностью BTCRM = 50 мкТл. Оценка методом Телье поля образования смоделированных TCRM в этом случае дала значение, очень близкое к истинному: ошибка определения BTCRM составила не более 5%. Такая разница во влиянии способа создания TCRM на результат определения “палеонапряженности” BTCRM, очевидно, связана с различием в механизме их образования.

Данная работа продолжает исследования по оценке влияния термохимических процессов окисления ТМ на формирование NRM вулканитов и результаты палеомагнитных определений в несколько измененных условиях лабораторного эксперимента. Здесь нами рассматриваются свойства TCRM, созданной на базальтовых образцах, содержащих титаномагнетит с температурой Кюри около 200°C, в ходе непрерывного их охлаждения на воздухе со скоростью 1°C/ч, подобно тому, как это было сделано в работе [Shcherbakov et al., 2019]. Однако, в отличие от этих экспериментов, охлаждение велось от более низких температур в диапазоне (450–530)°C. Возникновение TCRM такого рода весьма вероятно in situ при вторичных прогревах вулканогенных образований в результате процессов магматической активизации. Целью этих экспериментов является установление и анализ механизмов образования TCRM в титаномагнетитсодержащих изверженных горных породах и оценка возможных ошибок при определении палеонапряженности по методике Телье на образцах, где NRM имеет на самом деле термохимическую природу.

2. ЭКСПЕРИМЕНТ

В качестве исходного материала для проведения экспериментов был использован толеитовый базальт рифтовой зоны Красного моря (штуф П-72/4, драгированный во время 30-го рейса НИС “Академик Курчатов”), содержащий зерна гомогенных титаномагнетитов с молярным содержанием ульвошпинелевого компонента около 46% и температурой Кюри Тс около 200°C [Shcherbakov et al., 2019]. В настоящей работе за верхние температуры (Т*) диапазона создания TCRM были выбраны 450, 500 и 530°C. Как и прежде [Shcherbakov et al., 2019], исходные кубические (с размером ребра 1 см) дубль-образцы нагревались на воздухе в термомагнитометре с постоянной скоростью 1°C/с до Т* в скомпенсированном магнитном поле Земли. По достижении Т* включалось постоянное магнитное поле BTCRM = 50 мкТл, и образцы охлаждались со скоростью 1°C/ч в диапазоне от Т* до 200°C, а от 200°C до комнатной температуры Т0 = = 20°C – при выключенной печи термомагнитометра. В ходе охлаждения от Т* до 200°C через определенные промежутки времени t внешнее магнитное поле на 30 с сводилось к нулю, и непосредственно при текущей температуре образцов определялась величина приобретаемой термохимической остаточной намагниченности. Далее на этих же образцах проводился эксперимент по определению величины намагничивающего поля методом Телье (в модификации Коэ [Coe, 1967]), включающим контрольные нагревы (процедура “check-points” [Prévot et al., 1983]). По результатам измерений строились диаграммы Араи–Нагаты [Nagata et al., 1963], и на их основе проводилась оценка достоверности определения напряженности BTCRM. Дополнительно для идентификации магнитных минералов-носителей искусственно индуцированной в лаборатории TCRM был применен комплекс минералогических и магнитных исследований, включающий в себя наблюдение аншлифов в растровом электронном микроскопе, рентгенофазовый (РФА) и термомагнитный (ТМА) анализы, а также измерение параметров петель магнитного гистерезиса (намагниченности насыщения (Мs), остаточной намагниченности насыщения (Мrs), коэрцитивной силы (Bс), остаточной коэрцитивной силы (Bcr)) образцов-дубликатов в исходном состоянии и после термических воздействий на воздухе в режиме последовательного охлаждения со скоростью 1°C/ч от каждой заданной Т*. При проведении этих исследований были использованы следующие приборы: сканирующий электронный микроскоп VEGA II LMU (TESCAN, Чехия) с интегрированной приставкой энергодисперсионного анализа INCA Energy 450 (Inca Oxford Instruments, Англия), многофункциональный порошковый рентгеновский дифрактометр STADI MP (STOE, Германия) (${\text{Co}}K{{\alpha }_{1}}$-излучение), термомагнитный анализатор фракций (установка ТАФ-1 конструкции Виноградова; ОРИОН, Россия), магнитометр VFTB (Petersen Instruments, Германия), ротационный двухкомпонентный термомагнитометр конструкции Буракова–Виноградова (ИФЗ РАН, Россия).

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

3.1. Растровая электронная микроскопия

По данным электронной микроскопии образцов, охлаждаемых от Т* = 450°C, видимые нарушения в структуре титаномагнетитовых зерен отсутствуют, однако наблюдается их повышенная трещиноватость (рис. 1б) – несомненный признак маггемитизации (однофазного (ОФ) окисления при сохранении шпинельной структуры) ТМ [Petersen, Vali, 1987]. Вместе с тем в образцах, прошедших полный цикл лабораторного охлаждения от Т* = 500°C и Т* = 530°C, в протравленных аншлифах при увеличении порядка 60 000× в части зерен обнаруживается неоднородность ТМ в виде тончайших решетчатых выделений (рис. 1в–1д), характерных по морфологии фаз для магнетит-ильменитового распада однофазно окисленных (катион-дефицитных) титаномагнетитов (титаномаггемитов – ТМГ) [Readman, O’Reilly, 1970]. Эти наблюдения не только подтверждаются, но и существенно дополняются результатами детального изучения магнитоминералогических свойств образцов-дублей после термообработок (здесь и далее – без изотермических выдержек) в ходе последовательных охлаждений от Т* со скоростью 1°C/ч.

Рис. 1.

Микрофотографии (в обратно-рассеянных электронах) полированных участков базальта П-72/4 рифтовой зоны Красного моря в исходном состоянии (а) и после термообработки на воздухе в режиме охлаждения от Т* со скоростью 1°C/ч: (б) – Т* = 450°C, t = = 250 ч; (в) – Т* = 500°C, t = 50 ч; (г) – Т* = 500°C, t = = 300 ч; (д) – Т* = 530°C, t = 330 ч; (в)–(д) – с травлением поверхности аншлифа соляной кислотой.

3.2. Результаты термомагнитного анализа

Согласно данным термомагнитного анализа, уже с самого начала остывания процесс ОФ окисления исходной титаномагнетитовой фракции базальта, приводящий к образованию ТМГ, на серии термокривых изменения относительных значений индуктивных намагниченностей Mi(Т)/Mi(Т0) (рис. 2а–2в), снятых в поле 0.45 Тл, отчетливо проявился в весьма быстром закономерном смещении Тс основной магнитной фазы до ≈520°С, что соответствует степени однофазного окисления (z) около 1 для данного состава ТМ [Nishitani, Kono, 1983]. Процесс последующего окислительного распада (оксираспада) новообразованных метастабильных ТМГ отразился в эволюции во времени “хвостовой” части этих кривых на участке выше 520°C, свидетельствующей об относительно медленном появлении и увеличении вклада в Mi новой магнитной фазы, близкой по точке Кюри к природным магнетитам.

Рис. 2.

(а)–(в) – Термомагнитный анализ по индуктивной намагниченности в поле 0.45 Тл (при скорости нагрева 4°С/с) мелких кусочков образцов базальта П-72/4: кривые 1 – из исходного состояния; кривые 2 – после первоначального нагрева со скоростью 1°C/с до максимальной температуры Т* с последующим быстрым охлаждением до 20°C, кривые 3–17 – после термообработки в течение разного времени в режиме охлаждения от заданной температуры Т* со скоростью 1°C/ч: 3 – 1 мин, 4 – 15 мин, 5 – 30 мин, 6 – 1 ч, 7 – 5 ч, 8 – 10 ч, 9 – 20 ч, 10 – 50 ч, 11 – 80 ч, 12 –100 ч, 13 – 130 ч, 14 – 150 ч, 15 – 250 ч, 16 – 300 ч, 17 – 330 ч; (г) – зависимость температуры Кюри магнитных фаз от продолжительности охлаждения (логарифмическая шкала) со скоростью 1°C/ч: кружки – Т*= 450°C, прямые треугольники – Т* = 500°C, перевернутые треугольники – Т* = 530°C.

Рис. 2г представляет собой полную сводку экспериментально определенных Тс ферримагнитных фаз при различных значениях времени охлаждения отдельных кусочков исходных образцов от каждой из использованных максимальных температур Т* (Тс определялись по минимуму производной dMs(Т)/dТ, в соответствии с рекомендациями работы [Fabian et al., 2013]). Как видно, температуры Кюри в ходе лабораторного эксперимента занимают три области: первая – 250–325°C (т.е. вплоть до исчезновения первого минимума соответствующих кривых dMs(Т)/dТ), отражающая изменения значений Тс основной магнитной фазы образцов на часовом интервале их охлаждения (чем выше Т*, тем больше сдвиг Тс этой фазы в строну более высоких температур), вторая – 480–535°C (с четким локальным минимумом dMs(Т)/dТ с самого начала охлаждений образцов), отвечающая “средней” Тс областей зерен ТМ в высоокисленном гомогенном состоянии, и предельная третья – 550–564°C (без явно выраженного минимума dMs(Т)/dТ для образцов с Т* = 450°C и с четким минимумом в случае Т* = = 500 и 530°C), действительно, близка к характерной для природного магнетита [Глевасская, 1983].

Подытоживая результаты термомагнитного анализа, можно заключить, что в ходе маггемитизации, независимо от величины Т*, уже даже просто после повторного нагрева (без выдержки; см. рис. 2а–2в, кривые 2) исходного вещества до заданной Т* в нем присутствуют титаномаггемитовые фазы с максимальной точкой Кюри, превышающей Т*, а наложение процесса гетерофазного преобразования некоторой их части по кривым dMs(Т)/dТ регистрируется при 1-часовом, 30 и 15‑минутных охлаждениях базальта П-72/4 от Т*, равных 450, 500 и 530°C соответственно. При этом, однако, сохранялась сильная фазовая неоднородность ферримагнетиков, так что лишь после 100-часовых последовательных охлаждений от Т* = 530°C и Т* = 500°C образцы могут характеризоваться “однофазностью” термокривых Mi(Т)/Mi(Т0) (рис. 2б–2в, кривые 12 и 13) “магнетитового” типа. Правда, заметим, что, учитывая высокую минералогическую неустойчивость ТМГ к нагревам, следует все же ожидать (особенно, пожалуй, в случае с Т* = 450°C) некоторого реального завышения относительной доли “магнетитового хвоста” кривых Ms(Т) непосредственно в ходе выполнения ТМА до высоких температур в воздушной среде.

3.3. Рентгенофазовый анализ

На рентгеновских дифрактограммах проб специально отсепарированных (по методике из работы [Гапеев, Грибов, 2006]) магнитных фракций этих же образцов (рис. 3) процесс лабораторного однофазного окисления ТМ выразился в развитии асимметрии “шпинелевых” дифракционных максимумов в сторону бóльших брэгговских углов (наиболее замедленно проявившееся в случае охлаждения от Т* = 450°C), что указывало на появление в анализируемой фракции титаномагнетита составов с меньшим параметром кубической кристаллической решетки (а). Например, по данным рентгенофазового анализа в ходе охлаждения исходного образца от Т* = 450°C минимальное значение а составило 0.83508 нм, что по диаграмме Нишитани–Коно [Nishitani, Kono, 1983] соответствует степени ОФ окисления ТМ выше 0.8. Кроме того, РФА позволил зафиксировать в порошковых пробах следы ильменита (Илм) и гематита (Гем) после часового охлаждения образцов от Т* = 500°C и Т* = 530°C. Согласно же расчетам дифрактограмм, полученных по завершении полного цикла остывания, содержание Илм и Гем составило соответственно около 1 и 6% (при Т* = 500°C и t = 300 ч) против 4 и 8% (при Т* = 530°C и t = 330 ч). При этом, судя по относительному изменению содержания всех рентгенографически проиндицированных фаз, образование Гем в ходе настоящего лабораторного эксперимента следует отнести как за счет окисления ильменитового компонента, так и частичной мартитизации магнетитовой составляющей. В то же время для образцов, охлаждаемых от Т* = 450°C, на рентгенограммах проб наряду с “шпинелевыми” рефлексами было обнаружено лишь самое яркое отражение (104) гематитовой фазы, доля которой, однако, не превысила 3%.

Рис. 3.

Фрагменты дифрактограмм отсепарированной магнитной фракции в области рефлексов 400 шпинельной фазы (верхний ряд) и 104 гексагональной фазы (нижний ряд), полученные после резкого охлаждения до 20°C кусочков исходного образца базальта П-72/4 (нижняя дифрактограмма) спустя различные интервалы времени охлаждения на воздухе со скоростью 1°C/ч от T*: (а) – T* = 450°C; (б) – T* = 500°C; (в) – T* = 530°C. Цифры над кривыми указывают текущее время процесса медленного лабораторного охлаждения. Стрелками обозначены рефлексы от ильменита (Илм) и гематита (Гем).

3.4. Изменение параметров магнитного гистерезиса

Магнитоминералогические изменения в образцах отчетливо прослеживаются и по параметрам петель магнитного гистерезиса (в полях ±0.9 Тл), измеренных при комнатной температуре также после различных по длительности этапов лабораторной термообработки образцов на воздухе в режиме охлаждения от Т* со скоростью 1°C/ч (рис. 4). Наши соображения относительно схожего временнóго поведения этих характеристик достаточно полно изложены в работе [Грибов и др., 2018] для случая лабораторного остывания (с аналогичной скоростью) от Т* = 570°C исходных образцов того же базальта. Приведем формулировки некоторых из них, как вполне применимые к образцам, подвергнутым охлаждению от Т* = 530°C и Т* = 500°C. “Значительный первоначальный рост гистерезисных параметров, безусловно, следует увязывать с началом структурных преобразований неустойчивых к температурным воздействиям катион-дефицитных ТМ. При этом наблюдаемое согласованное возрастание Мs и Мrs определенно связано с возникновением собственно шпинельной фазы, близкой к магнетиту, и отражает увеличение относительного ее содержания и размерности в пределах однодоменности. Параллельное относительно быстрое возрастание Bc, Bcr объясняется малыми размерами образующихся магнетитовой и ильменитовой фаз и высокими напряжениями при их когерентном сопряжении. Падение величин Мs, Мrs, Bc, Bcr после достижения ими своих максимальных значений, несомненно, отражает как нарушение (срыв) когерентности, так и последующую гематизацию межламельной магнетитовой фазы”. Относительно же временнóго хода изменения параметров магнитного насыщения образца, охлаждаемого от Т* = 450°C (рис. 4, кривые 1), можно отметить следующее. Первоначальный рост во времени Мs при незначительном изменении Мrs, фиксируемые при Т0 с самого начала остывания, очевидным образом связывается с ростом Тс, индуцированным однофазным окислением исходных ТМ. Увеличение же значений Мrs, Bc, Bcr, наблюдаемое после часовой термообработки, однозначно указывает на начальную стадию окислительного распада некоторой части зерен ТМ, что не противоречит данным ТМА этих образцов, но не согласуется с результатами их электронно-микроскопического исследования, не выявившего нарушения в структуре зерна, скорее всего, из-за их тонкой дисперсности.

Рис. 4.

Изменение гистерезисных магнитных параметров образцов-дублей базальта П-72/4 в зависимости от продолжительности их охлаждения на воздухе со скоростью 1°C/ч от максимальных температур Т*: 1 – Т* = 450°C; 2 – Т* = = 500°C; 3 – Т* = 530°C. Все измерения гистерезисных характеристик выполнены при 20°C.

Параметры Mrs/Ms и Bcr/Bс, отражающие тип доменной структуры (ДС) ферримагнитной фракции образцов как исходных, так и подвергнутым термообработкам, отображены на диаграмме Дэя [Day et al., 1977] (рис. 5). Собственно, величины данных гистерезисных характеристик (Mrs/Ms = 0.26–0.27 и Bcr/Bc = 1.78–1.79), рассчитанные по дубль-образцам базальта П-72/4 в естественном магнитном состоянии, отвечают псевдооднодоменному (ПОД) состоянию входящих в его состав титаномагнетитовых зерен [Dunlop, Özdemir, 1997]. Несколько заниженное значение этих соотношений для образцов, испытавших быстрый нагрев до Т* и последующее минутное охлаждение, очевидно, можно соотнести с наложенным эффектом “отжига”, т.е. ослаблением исходного напряженного состояния, типичного для базальтов океанического типа из-за высокой скорости охлаждения излившейся магмы в водной среде. Наблюдаемое (особенно отчетливо в случае Т* = 450°C (рис. 5а)) дальнейшее снижение Mrs/Ms при сопутствующем увеличении Bcr/Bс указывает, по-видимому, на появление в образце суперпарамагнитной (СП) компоненты из-за малого размера “магнетитовых” новообразований на начальной стадии оксираспада ТМГ. Последующий (при спаде Bcr/Bс) рост Mrs/Ms (существенно бóльший при охлаждении от Т* = 500 и 530°C (рис. 5б–5в, сплошные линии)), в результате чего образцы по ДС очень приблизились к однодоменному (ОД) состоянию, является естественным следствием продолжающегося распада ТМГ, что, безусловно, отражает уменьшение эффективного размера исходных ТМ зерен путем их разделения мелкой “сеткой” магнетит-ильменитовых выделений (см. рис. 1в–1д). Вновь наблюдаемое снижение Mrs/Ms при увеличении Bcr/Bс при дальнейшем медленном охлаждении образцов может быть обусловлено как продолжающимся огрублением структур распада в сочетании с падением напряжений ввиду увеличения степени однородности титаномагнетитовых зерен по параметру z, так и за счет наложенной гематизации.

Рис. 5.

Распределение на диаграмме Дэя (Мrs/Мs по отношению к Bcr/Bc) фигуративных точек образца П-72/4 базальта Красного моря в исходном состоянии (1) и после термообработки на воздухе в течение разного времени (2–22) 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 – 4 ч, 9 – 7 ч, 10 – 10 ч, 11 – 15 ч, 12 – 20 ч, 13 – 30 ч, 14 – 50 ч, 15 – 70 ч, 16 – 90 ч, 17 – 110 ч, 18 – 130 ч, 19 – 150 ч, 20 – 250 ч 21 – 300 ч, 22 – 330 ч; (а) – Т* = 450°C; (б) – Т* = 500°C; (в) – Т* = 530°C.

3.5. Приобретение TCRM и эксперименты Телье

Результаты мониторинга роста величины термохимической остаточной намагниченности TCRM(T) в зависимости от текущей температуры непрерывного лабораторного остывания на воздухе исходных образцов базальта П-72/4 показаны на рис. 6а, из которого ясно видно, что приобретение данного вида намагниченности фиксируется с самого начала измерений (минимальное t = 5 мин) в ходе охлаждения породы от Т*.

Рис. 6.

(а) – Образование TCRM в поле 50 мкТл в ходе непрерывного охлаждения кубиков–дублей свежего образца базальта П-72/4 на воздухе со скоростью 1°C/ч в диапазоне (Т*–200)°C: 1 – Т* = 450°C; 2 – Т* = 500°C; 3 – Т* = 530°C. Пунктирные линии показывают кривые TCRM(T), нормированные на относительную спонтанную намагниченность js(T) = Мs(T)/Ms(T0), полученную на основе данных рис. 2; (б) – поведение js(T) для Т > 400°C; (в) – нормированные на  js(T) кривые TCRM(T) на начальном этапе охлаждений образцов от Т* до 400°C.

Учитывая рост спонтанной намагниченности Ms(T) при охлаждении образцов, величину TCRM(T) во время этого процесса можно представить в виде

(1)
${\text{TCRM}}\left( T \right) = {{j}_{{\text{s}}}}\left( T \right)B\mathop \smallint \limits_{{{T}_{{{\text{cm}}}}}}^T c({{T}_{b}})\kappa \left( {{{T}_{b}}} \right){\text{/}}{{j}_{{\text{s}}}}\left( {{{T}_{b}}} \right)d{{T}_{b}}$.
Здесь:  js(T) = Мs(T)/Ms(T0) – относительная спонтанная намагниченность; TCRM(Tb) – доля TCRM, заблокированная при Tb; c(Tb) – относительный объем ферримагнетика; k(Tb) – его специфическая восприимчивость (т.е. взятая по отношению к приобретению TCRM) с данной Tb; Tcm – максимальная температура Кюри (в нашем случае ее можно принять за температуру Кюри магнетита). В действительности, для оценки реальной интенсивности процесса приобретения TCRM при данной температуре следует исключить зависимость величины TCRM от роста js(T) и рассматривать нормированную TCRMn(T) = $\frac{{{\text{TCRM}}(T)}}{{{{j}_{{\text{s}}}}(T)}}.$ Как видно из рис. 6а, кривые TCRMn(Т) для образцов с Т* = 450 и 500°C показывают “взрывной” рост TCRMn уже в самом начале охлаждения. В особенности это касается образца с Т* = 500°C, который приобретает почти полную TCRMn в течение первого получаса. За это же время образец с Т* = = 450°C набирает примерно половину от полной TCRMn, остальная часть приобретается за последующие 10–20 ч, т.е. к T ≈ 430°C. Образец с первоначальной Т* = 530°C ведет себя иначе: после относительно небольшого “взрывного” роста интенсивность TCRMn(Т) переходит к постепенному подъему с падением температуры и этот процесс заканчивается только к T ≈ 400°C.

Из физических соображений можно полагать, что причина первоначального “взрывного” роста TCRMn заключается в соответствующем быстром росте содержания ферримагнитного материала С(Т) c температурой Кюри Тс выше текущей температуры T уже в самом начале остывания образцов от Т*. Для аргументации этого утверждения перепишем (1), применяя теорему о среднем и определение TCRMn, в виде:

(2)
${\text{TCRMn}}\left( T \right) = B\kappa \left( {{{T}_{1}}} \right){\text{/}}{{j}_{{\text{s}}}}\left( {{{T}_{1}}} \right)C\left( T \right),$
где есть величина отношения k/js, взятая при некоторой температуре T1 из интервала (T, Tc), а C(T) = $\int_{{{T}_{{cm}}}}^T {C({{T}_{b}})d{{T}_{b}}} $ – относительный объем ферримагнетиков c точками Кюри выше текущей температуры Т. Оценку С(Т) можно выполнить через  js(Т), для чего представим эту величину в виде:
(3)
${{j}_{{\text{s}}}}\left( T \right) = \mathop \smallint \limits_{{{T}_{{{\text{cm}}}}}}^T {{j}_{{\text{s}}}}\left( {{{T}_{{\text{с}}}}} \right)c({{T}_{{\text{с}}}})d{{T}_{{\text{c}}}} = {{j}_{{\text{s}}}}\left( {{{T}_{2}}} \right)C\left( T \right),$
где нами снова применена теорема о среднем, в соответствии с которой T2 есть некоторая температура из интервала (T, Tc). Отсюда следует, что концентрация ферримагнетиков с Тс, выше текущей температуры Т, с точностью до неопределенного множителя js(Т2) (который также зависит от T) пропорциональна интенсивности js(Т). Функцию js(Т) при данном t можно получить из кривых js[T(ti)], приведенных на рис. 2а–2в для последовательности времен лабораторного охлаждения ti путем интерполяции. Результат этого расчета показан на рис. 6б, из которого, действительно, следует, что уже с самого начала мониторинга, в течение первого его часа, наблюдается очень быстрый рост js(Т).

В свете вышеизложенного это означает, что фиксируемый с самого начала измерений “взрывной” рост TCRM отвечает стадии однофазного окисления исходной титаномагнетитовой фракции базальта; блокирование остаточной намагниченности обусловливается быстрым первоначальным ростом объема высокоокисленных гомогенных областей ТМ зерен, температура Кюри которых превышает текущую температуру образцов. Это говорит о существенном изменении механизма образования TCRM в данных образцах по сравнению с тем, который наблюдался при охлаждении этого же базальта от Т* = 570°C [Shcherbakov et al., 2019]. Действительно, в последнем случае начало приобретения TCRM фиксировалось только при охлаждении образца до ≈540°C, когда уже в основном сформировался результирующий масштаб микроструктуры гетерогенного лабораторного преобразования исходных ТМ, и, таким образом, TCRM формировалась, в основном, за счет роста Тс обедненных титаном ячеек структуры оксираспада при практически фиксированном их объеме. Вместе с тем, как мы видели из анализа минералогических изменений при охлаждении образцов от относительно более низких температур Т* = 500 и 530°C, в них возникают и гетерофазные структуры (отражающие, в частности, появление “магнетитовых” Тс (см. рис. 2г)), но отвечающие более раннему этапу оксираспада новообразованных ТМГ, нежели при охлаждении от Т* = 570°C. Таким образом, в нашем случае процесс приобретения термохимической остаточной намагниченности включает в себя как рост Тс и объема ОФ окисленных участков титаномагнетитовых зерен, так и рост объема обедненных титаном (относительно исходного ТМ) ячеек микроструктуры последующего окислительного распада.

Из рис. 6в хорошо видно, что “взрывной” рост TCRMn в самом начале эксперимента сопровождается резким пиком кривых TCRMn(Т), который для образцов с Т* = 450 и 500°C носит просто экстремальный характер. Обращает на себя внимание то, что этот экстремально узкий пик феноменологически очень похож на таковой, возникающий при самообращении термоостаточной намагниченности (TRM) на образцах никеля и ковдорского магнетита [Большаков и др., 1978; Щербаков и др., 1975]. Авторы цитированных работ привели аргументы в пользу того, что причина этого явления лежит в магнитостатическом взаимодействии между магнитожесткими областями – носителями остаточной намагниченности и окружающей их магнитомягкой многодоменной (МД) матрицей. Иными словами, возникновение пика на кривых TCRMn(Т) может быть обусловлено перестройкой доменной структуры при увеличении объема ферримагнитных областей с Тс выше текущей Т в процессе однофазного окисления исходных ТМ. Можно полагать, что в самом начале процесс маггемитизации шел неравномерно, и области с высокой степенью окисления z, а стало быть и с высокой Тс, имели малые размеры и по этой причине обладали ОД или близкой к ней ПОД структурой со значительным остаточным моментом. Однако при дальнейшем ОФ окислении ближайшее окружение этих областей также становилось ферримагнитным при данной температуре и их эффективный размер возрастал. Это обстоятельство естественным образом повлекло за собой перестройку доменных конфигураций до крупных ПОД и МД структур, в результате чего их относительный остаточный магнитный момент падал, что и привело к возникновению столь резкого пика на кривой TCRMn(Т).

Диаграммы Араи–Нагаты, построенные по экспериментально полученным ТCRM, представлены на рис. 7. Легко видеть, что все зависимости TCRM(pTRM) имеют вид комбинации двух прямолинейных отрезков, стыковка которых для образцов с Т* = 530 и 450°C происходит при Т = Т* (при Т* = 500°C низкотемпературная компонента по непонятным пока причинам протягивается до 540°C). Из положения контрольных точек (pTRM-check-points) на рис. 7 следует, что образцы достаточно стабильны к нагревам вплоть до самых высоких температур ≈580°C.

Рис. 7.

Диаграммы Араи–Нагаты, построенные по результатам применения процедуры Телье–Коэ для образцов базальта П-72/4 рифтовой зоны Красного моря 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) – T* = 450°C; (б) – T* = 500°C; (в) – T* = 530°C. Здесь по оси ординат представлено падение TCRM, по оси абсцисс – рост pTRM в ходе нагревательных циклов Телье; 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 check-points. Непрерывная прямая аппроксимирует экспериментальные данные в температурном интервале, по которому делалась оценка искомого магнитного поля образования TCRM.

Результаты расчета напряженности поля образования термохимической остаточной намагниченности по участкам линейной аппроксимации экспериментальных данных на диаграммах Араи–Нагаты (рис. 7а–7в) приведены в табл. 1. Как видно, отклонение расчетного значения магнитного поля (Bрасч) от истинного BTCRM по относительно низкотемпературному ((200–Т*)°C) линейному сегменту диаграммы составило (16–24)% в сторону завышения, тогда как по ее более высокотемпературному (выше Т*) интервалу – (20–27)% уже в сторону занижения значения лабораторного поля, действовавшего при образовании TCRM. Отметим, что достоверность определения Bрасч по первому участку диаграмм Араи–Нагаты для образцов П-72/4(48) и П-72/4(73) (см. параметр q табл. 1) существенно меньше 5, вследствие чего определения напряженности поля по этим интервалам имеют низкую надежность.

Таблица 1.
№ дубля (T1, Т2), °C N g q f k σ(k) DRAT, % Bрасч, мкТл ΔB, %
П-72/4(48) 200–450 11 0.81 1.6 0.09 1.24 0.06 12.3 62.16 24.3
450–570 10 0.88 51.7 0.74 0.77 0.01 7.0 38.74 –22.5
П-72/4(09) 200–540 17 0.86 4.9 0.25 1.21 0.05 7.9 60.75 21.5
540–580 5 0.74 12.1 0.61 0.73 0.03 4.6 36.33 –27.3
П-72/4(73) 200–530 16 0.82 2.3 0.15 1.16 0.06 4.2 58.00 16.0
530–600 8 0.74 40.2 0.82 0.80 0.01 11.7 39.96 –20.1

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, где 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 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].

Из физических соображений ясно, что на диаграммах Араи–Нагаты высокотемпературный интервал T > T* отвечает TCRM в чистом виде, тогда как низкотемпературный – смеси термохимической и термоостаточной намагниченностей, поэтому появление двух прямолинейных сегментов просто отражает это различие. Дело осложняется и тем фактом, что, как указывалось выше, TCRM может приобретаться различными способами – как через рост Тс, так и путем роста объемов сильно однофазно окисленных участков титаномагнетитовых зерен и обедненных титаном ячеек последующего оксираспада ТМГ, при этом роль каждого из этих механизмов также может быть различна. Обращает на себя внимание тот факт, что для низкотемпературного интервала во всех случаях коэффициент k > 1, а для высокотемпературного дело обстоит ровно наоборот: k < 1. Напомним, что для TRM k = 1, при условии, что поле создания TRM и поле, в котором выполнялся эксперимент Телье, одинаковы. Для TCRM ситуация неоднозначная: если намагниченность приобретается через рост Тс, то k близко к 1 [Shcherbakov et al., 2019], если же через рост объемов, то k < 1 [Stacey, Banerjee, 1974]. Имея это в виду, неравенство k > 1 для низкотемпературного интервала, скорее всего, объясняется заметным вкладом TRM в остаточную намагниченность в сочетании с эффектом зависимости k от скорости охлаждения. Действительно, в наших экспериментах по созданию TCRM скорость охлаждения образцов составила 1°C/ч, в то время как при выполнении эксперимента Телье – 1°C/с, что на три порядка величины выше, чем при создании TCRM. Учитывая, что при уменьшении скорости охлаждения на порядок величины коэффициент k может возрастать на несколько процентов [Dunlop, Özdemir, 1997; Ferk et al., 2010; Yu, 2011], эффект скорости охлаждения, действительно, следует считать наиболее вероятным кандидатом для объяснения возникновения завышения Bрасч для низкотемпературного интервала диаграммы Араи–Нагаты.

Некоторое занижение величины Bрасч для высокотемпературного интервала является вполне ожидаемым результатом, поскольку оно уже не раз фиксировалось в экспериментах с лабораторными TCRM и CRM, приобретенными титаномагнетитсодержащими базальтовыми образцами в ходе длительных отжигов при относительно умеренных температурах Т ≤ 530°C [Грибов, 2016; 2017; Грибов и др., 2017; 2018; Gribov et al., 2018; Максимочкин и др., 2020]. Как показал комплекс магнитоминералогических экспериментов, доложенных выше, приобретение TCRM в этом случае происходит путем одновременного роста Тс и объема сильно окисленных участков титаномагнетитовых зерен. Теоретический анализ такого комбинированного процесса достаточно сложен и пока что не представлен в литературе, но неравенство k < 1 вполне соответствует имеющимся расчетам TCRM для механизма блокировки остаточного момента ОД зерен путем роста их объема [Stacey, Banerjee, 1974; Shcherbakov et al., 2019].

Как уже упоминалось в разделе ВВЕДЕНИЕ, поставленные здесь эксперименты имели своей целью лабораторное моделирование эффектов вторичных прогревов горных пород, магнитная компонента которых изначально представляла собой нестехиометрический (близкий к первично-магматическому) титаномагнетит с относительно низкой Тс ≈ (200–300)°C, на результаты определения палеонапряженности. Как показано выше (и ранее, в работах [Грибов, 2016; 2017; Грибов и др., 2017; Gribov et al., 2018]), в лабораторных экспериментах (при условии Т* > Тc) всегда возникает ломаная диаграмма Араи–Нагаты при однокомпонентном векторе остаточной намагниченности, поскольку первоначальная NRM полностью замещается TCRM при нагревах выше исходной Тс. Отметим, что подобные диаграммы Араи–Нагаты нередко встречаются при работе с NRM (см., например, [Kosterov, Prévot, 1998; Smirnov, Tarduno, 2005; Hawkins et al., 2019]). Как следует из результатов наших экспериментов, к определениям палеонапряженности на таких природных образцах следует относиться с крайней осторожностью и принимать их для дальнейшего рассмотрения только если разные прямолинейные сегменты диаграммы Араи–Нагаты соответствуют различным палеомагнитным направлениям. В этом случае можно предполагать, что высокотемпературный интервал сохранил первоначальную NRM, в то время как низкотемпературный интервал был замещен TCRM (или TRM) при вторичном прогреве породы. Если же на диаграмме Араи–Нагаты на фоне однокомпонентной NRM наблюдаются два или более прямолинейных сегментов, такие образцы подлежат отбраковке.

4. ВЫВОДЫ

1. Экспериментальное лабораторное моделирование образования термохимической остаточной намагниченности при прогреве на воздухе титаномагнетитсодержащих базальтовых образцов до умеренных температур, превышающих температуру Кюри исходного материала, с последующим медленным охлаждением показало, что бóльшая часть намагниченности возникает уже в течение первого часа за счет интенсивного однофазного окисления титаномагнетитовой фракции.

2. Диаграммы Араи–Нагаты для образцов, несущих TCRM, образуют ломаную линию, состоящую из двух прямолинейных сегментов. Низкотемпературный интервал отвечает смеси термохимической и термоостаточной намагниченностей и дает слегка завышенное значение лабораторного магнитного поля за счет эффекта низкой скорости охлаждения при создании TCRM и TRM.

3. Высокотемпературный интервал соответствует чистой TCRM, образованной за счет роста как температуры Кюри, так и объемов сильноокисленных гомогенных областей титаномагнетитовых зерен и обедненных титаном (относительно исходного ТМ) ячеек микроструктуры последующего окислительного распада. Определение по этому интервалу диаграммы Араи–Нагаты напряженности поля создания TCRM приводит к ее занижению на 20–27%.

4. Определения палеонапряженности на природных образцах, демонстрирующих ломаную диаграмму Араи–Нагаты, с большой вероятностью могут быть ошибочны и их следует отвергнуть, если вектор NRM на соответствующих интервалах температур не изменяет направления.

Список литературы

  1. Большаков А.С., Гапеев А.К., Дашевская Д.М., Мельников Б.Н., Щербаков В.П. Об аномальном поведении остаточной намагниченности ферромагнетиков при их терморазмагничивании в районе фазового перехода // Физика твердого тела. 1978. Т. 20. № 1. С. 277–278.

  2. Гапеев А.К., Грибов С.К. Особенности дифракции рентгеновских лучей на спинодально распавшихся природных титаномагнетитах // Физика Земли. 2006. № 12. С. 77–83.

  3. Глевасская А.М. Магнитные минералы и магнетизм вулканитов. Киев: Наук. думка. 1983. 208 с.

  4. 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.

  5. 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. https://doi.org/10.21455/gr2017.1-3

  6. 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

  7. 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.

  8. Максимочкин В.И., Грачев Р.А., Целебровский А.Н. Определение поля формирования искусственной CRM и pTRM методом Телье на различных стадиях окисления природного титаномагнетита // Физика Земли. 2020. № 3. С. 134–146. https://doi.org/10.31857/S0002333720030047

  9. Щербаков В.П., Большаков А.С., Мельников Б.Н. Аномальная температурная зависимость остаточной намагниченности ферромагнетиков // Докл. АН СССР. 1975. Т. 224. № 6. С. 1315–1317.

  10. Coe R.S. The determination of paleointensities of the Earth’s magnetic field with special emphasize on mechanisms which could cause nonideal behavior in Thellier method // J. Geomag. Geoelectr. 1967. V. 19. № 3. P. 157–179. https://doi.org/10.5636/jgg.19.157

  11. 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

  12. 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

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

  14. Fabian K., Shcherbakov V.P., McEnroe S.A. Measuring the Curie temperature // Geochemistry, Geophysics, Geosystems. 2013. V. 14. P. 947–961.https://doi.org/10.1029/2012GC004440

  15. Ferk A., von Aulock F.W., Leonhardt R., Hess K.-U., Dingwell D.B. A cooling rate bias in paleointensity determination from volcanic glass: An experimental demonstration // J. Geophys. Res. 2010. V. 115. P. B08102. https://doi.org/10.1029/2009JB006964

  16. 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

  17. Hawkins L.M.A., Anwar T., Shcherbakova V.V., Biggin A.J., Kravchinsky V.A., Shatsillo A.V., Pavlov V.E. An exceptionally weak Devonian geomagnetic field recorded by the Viluy Traps, Siberia // Earth Planet. Science Lett. 2019. V. 506. P. 134–145. https://doi.org/10.1016/j.epsl.2018.10.035

  18. 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

  19. 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

  20. Nishitani T., Kono M. Curie temperature and lattice constant of oxidized titanomagnetite // Geophys. J. R. Astr. Soc. 1983. V. 74. № 2. P. 585–600. https://doi.org/10.1111/j.1365-246X.1983.tb01890.x

  21. Petersen N., Vali H. Observation of shrinkage cracks in ocean floor titanomagnetites. Physics of the Earth and Planetary Interiors. 1987. V. 46. № 1–3. P. 197–205. https://doi.org/10.1016/0031-9201(87)90182-8

  22. 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

  23. Readman P.W., O’Reilly W. The synthesis and inversion of non-stoichiometric titanomagnetites // Phys. Earth Planet Int. 1970. V. 4. № 2. P. 121–128. https://doi.org/10.1016/0031-9201(71)90007-0

  24. 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

  25. 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

  26. Smirnov A.V., Tarduno J.A. Thermochemical remanent magnetization in Precambrian rocks: are we sure the geomagnetic field was weak? // J. Geophys. Res. 2005. V. 110. № B06103. https://doi.org/10.1029/2004JB003445

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

  28. 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.

  29. Yu Y. Importance of cooling rate dependence of thermoremanence in paleointensity determination // J. Geophys. Res. 2011. V. 116. P. B09101. https://doi.org/10.1029/2011JB008388

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика Земли

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал