ФИЗИКА ЗЕМЛИ, 2004, № 6, с. 42-53
УДК 550.382.3
САМООБРАЩЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ПРИРОДНЫХ ТИТАНОМАГНЕТИТОВ
© 2004 г. В. И. Трухин, В. А. Жиляева, Е. С. Курочкина
Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова Поступила в редакцию 09.10.2003 г.
В статье рассматривается физика явления самообращения намагниченности. Проведен анализ работ авторов по самообращению ТЯМ природных гемоильменитов и титаномагнетитов с точки зрения наиболее вероятных физических механизмов этого явления. Проведены эксперименты по изучению самообращения ТЯМ на образцах драгированных базальтов (разлом Романш, хребет Шписс, Атлантический океан), содержащих титаномагнетиты. Показано, что самообращение ТЯМ имеет место на определенной стадии однофазного окисления титаномагнетита (Тс ~ 300°С). Авторы делают вывод, что наиболее вероятным механизмом самообращения ТЯМ природных гемоильменитов и титаномагнетитов является механизм Нееля, основанный на температурной зависимости спонтанной намагниченности ^-типа.
ВВЕДЕНИЕ.
ФИЗИКА САМООБРАЩЕНИЯ
В настоящей статье сообщается о работах авторов по проблеме самообращения намагниченности (намагниченность - магнитный момент единицы объема вещества) природных титаномагнетитов и их аналогов, содержащихся в континентальных и океанических горных породах, и рассматриваются возможные механизмы этого явления. Дается также необходимый обзор работ других авторов по этой проблеме.
Сначала кратко изложим физическую суть изучаемого явления и историю его изучения.
Энергия магнитного момента M во внешнем магнитном поле H равна
EH = -(MH) = -MH cos а, (1)
где а - угол между М и H. При а = 0 энергия EH будет наименьшей, поэтому в поле H момент М ориентируется по H.
Однако при термонамагничивании (при охлаждении образца от температуры T, близкой к точке Кюри TC, до комнатной T0 или более низких T) некоторых природных ферримагнетиков обнаружены случаи антипараллельной полю H ориентации суммарной термонамагниченности IT (и термоостаточной намагниченности TRM). Эффект намагничивания ферримагнетика ан-типараллельно полю H называется самообращением намагниченности, так как он обуслов-
лен особыми свойствами самого ферримагнетика.
Впервые определенно эффект самообращения на природных ферримагнетиках был обнаружен японским геофизиком [Нагата, 1965] при лабораторном термонамагничивании образца дацитовой породы горы Харуна. Лабораторное термонамагничивание - это моделирование природного процесса намагничивания изверженных горных пород в геомагнитном поле (Нгм) при их охлаждении после извержения.
При ориентации намагниченности по полю (ур. 1) возникает термодинамически равновесное магнитное состояние ферримагнитного образца. Соответственно, образование в образце антипараллельной полю Н (обратной) намагниченности следует рассматривать как возникновение неравновесного магнитного состояния ("замороженная" обратная ТЯМ).
Такое состояние может быть достигнуто в ферримагнетике из-за его сложного строения в процессе его термонамагничивания. Спонтанный магнитный момент М5 двухподрешеточного ферримагнетика изначально, по своей природе, состоит из двух антипараллельно направленных, не равных по величине моментов (М5А и М5В) магнитных подрешеток А и В:
М5 = Мж - М3А (2)
Поэтому, если М5В > М5А, то при ориентации суммарной М5 по направлению Н значительная
В
В
В
В
н
л
л
л
л
Рис. 1. Схема расположения атомных магнитных моментов в подрешетках Л и В ферримагнетика.
часть атомных магнитных моментов (рис. 1), сумма которых равна МЗА, будет ориентирована ан-типараллельно Н. Рассмотрим схему процесса термонамагничивания (рис. 2). Возникшая при температуре, близкой к Тс ферримагнетика ориентация магнитных доменов по Н закрепляется внешним магнитным полем Н и возникающим в процессе охлаждения потенциальным рельефом ферримагнетика, создающим спектр локальных минимумов потенциальной энергии, в которых располагаются соответствующим образом ориентированные домены. При комнатной температуре Т0 образуется намагниченность 1Т, величина которой будет определяться степенью ориентации магнитных моментов доменов, по направлению Н в зависимости от напряженности Н (рис. 2, кривая 1). При полной ориентации всех магнитных моментов доменов по полю насыщения НЗ1Т = 13. При отключении Н остается термоостаточная намагниченность ТЯМ, составляющие ее домены удерживаются достаточно глубокими потенциальными ямами. В среднем устойчивость ТЯМ можно охарактеризовать коэрцитивной силой Нс.
Ориентации и величины магнитных моментов МЗВ, МЗА в подрешетках А и В определяются величинами обменных взаимодействий внутри подре-шеток (энергии ЕАА и ЕВВ) и между подрешетками (ЕАВ). Существенным является то, что все эти величины (МЗА, МЗВ, ЕАА, ЕВВ, ЕАВ) могут изменяться с изменением температуры. Изменения могут быть настолько существенными, что при некоторой температуре компенсации Тк в доменах ферримагнетика возникает ситуация, когда МЗВ = ИЗА и МЗ = 0. По обе стороны от Тк суммарный момент каждого домена МЗ будет иметь различную ориентацию в связи с тем, что при Т > Тк —► МЗВ > МЗА, при Т < Тк —► МЗА > МЗВ. Это относится и к спонтанной намагниченности всего ферримагнитного
Рис. 2. Схема процесса термонамагничивания: 1 -1т(Т) ферримагнетика, в котором отсутствует точка компенсации; 2 - зависимость Iт(Т) в интервале температур (Тс, Тк) ферримагнетика с точкой компенсации Тк; 3 - ТТ в интервале температур (Тк, То) при Н > Нс; 4 - 1т(Т) в интервале температур (Тк, То) при Н < Нс.
образца. Возможность существования ферримагне-тиков, у которых зависимости 1З(Т) имеют при некоторой Т = Тк величину 1З(Тк) = 0 (кривые Л-типа), была теортически установлена в работе [Кее1, 1951].
При термонамагничивании такого ферримагнетика в интервале температур Тк < Т < Тс будет возникать намагниченность 1Т, ориентированная по направлению Н, сначала по мере охлаждения от Тс увеличивающаяся, затем при приближении Т к Тк уменьшающаяся, в связи с уменьшением 1З ферримагнетика. При Т = Тк намагниченность I = 0 (рис. 2, кривая 2). При дальнейшем охлаждении ниже Тк могут встретиться два случая, зависящих от величины 1З доменов и от соотношения величин коэрцитивной силы Нс и внешнего поля Н.
Если при Т < Тк поле Н > Нс, то при дальнейшем охлаждении ниже Тк намагниченность будет вновь увеличиваться по направлению Н (рис. 2, кривая 3), так как магнитной энергии IЗHv (V -объем домена) будет достаточно для разворота доменов по направлению Н. А в случае, если поле Н < Нс, то разворот доменов ввиду малости энергии IЗHv будет невозможен и при Т < Тк за счет роста /5, направленной по 7^, будет увеличиваться ^ в антипараллельном по отношению к Н направлении (рис. 2, кривая 4).
Рассмотренный процесс (рис. 2, кривые 2 + 4) является процессом самообращения термонамаг-
Т
0
ниченности на ферримагнетиках, имеющих кривые IS(T) типа N по Неелю.
Образовавшаяся термоостаточная намагниченность будет находиться в неравновесном состоянии и будет удерживаться локальными энергетическими барьерами ферримагнетика.
Аналогичное изменение на 180° направления IS в доменах может произойти и за счет диффузии магнитных ионов между подрешетками. Поэтому возможно самообращение намагниченности и в результате химических процессов в ферримаг-нитных минералах [Verhoogen, 1956].
Существуют и другие представления о механизмах самообращения намагниченности в фер-римагнитных минералах горных пород [Jacobs, 1994]. Еще в 1954 году [Грабовский, Пушков, 1954] было показано, что самообращение намагниченности возможно за счет магнитостатичес-кого взаимодействия между двумя соприкасающимися образцами двух минералов: магнетита и пирротина. Предполагается, что магнитостати-ческое взаимодействие возможно и в природных мелких ферримагнитных зернах, имеющих двухфазное строение [Dunlop, Özdemir, 1997]. В этой же работе рассматривается возможность самообращения двухфазных минералов за счет обменного взаимодействия между различными фазами.
На наш взгляд, наиболее легко осуществимым и поэтому наиболее вероятным является самообращение, происходящее по первому из рассмотренных нами механизмов, а именно при термонамагничивании в достаточно слабых полях Н фер-римагнетиков, имеющих точку компенсации Tk, в которой происходит изменение знака IS в ферри-магнетике. В этом случае достаточно, чтобы ферримагнитные зерна имели определенный химический состав, при котором суммарная спонтанная намагниченность IS подрешеток изменяет свой знак при T = Tk (T0 < Tk < TC) при изменении T в интервале (TC < Tk < T0). Смена знака IS происходит за счет изменения обменного взаимодействия, энергия которого на несколько порядков больше энергии магнитных доменов в слабом магнитном поле (например, в H = 0.1 мТл).
В случае самообращения намагниченности в двухфазных минералогических системах необходимо, во-первых, чтобы химические составы этих фаз были одинаковыми во всех зернах образца ферримагнетика. Во-вторых, эти фазы должны быть в очень тесном и строго определенном соседстве друг с другом. В-третьих, их поля, разворачивающие IS одной из фаз на 180°, должны
быть направлены строго антипараллельно внешнему полю H и по напряженности должны превышать его. В случае магнитостатического взаимодействия между фазами, энергия такого взаимодействия будет одного порядка с энергией доменов во внешнем поле H и процесс самообращения может быть нечетким.
Несмотря на высказанные нами соображения о наиболее вероятном физическом механизме самообращения, мы считаем, что явление это очень важное и к настоящему времени недостаточно изученное. Поэтому необходимо продолжать изучение самообращения намагниченности на различных типах континентальных и океанских горных породах.
Ранее нами были исследованы эффекты самообращения намагниченности на природных пик-роильменитах (аналоги гемоильменитов) и синтезированных гемоильменитах [Трухин и др., 1984; 1984а; Трухин и др., 1989; Трухин, Караевский, 1985; 1996; Трухин и др., 1997]. Интересно отметить, что образцы г. Харуна (Япония), на которых впервые было обнаружено явление самообращения TRM, продолжают изучаться и в настоящее время [Ozima, Oshim
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.