научная статья по теме МАГНИТНОЕ ПОСЛЕДЕЙСТВИЕ В СИСТЕМАХ ОДНОДОМЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ И МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ ГОРНЫХ ПОРОД Геофизика

Текст научной статьи на тему «МАГНИТНОЕ ПОСЛЕДЕЙСТВИЕ В СИСТЕМАХ ОДНОДОМЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ И МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ ГОРНЫХ ПОРОД»

ФИЗИКА ЗЕМЛИ, 2009, № 1, с. 61-66

УДК 537.611.2: 550.383

МАГНИТНОЕ ПОСЛЕДЕЙСТВИЕ В СИСТЕМАХ ОДНОДОМЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ И МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ ГОРНЫХ ПОРОД

© 2009 г. Л. Л. Афремов, В. И. Белоконь, К. В. Нефедев

Дальневосточный государственный университет, г. Владивосток e-mail: Belokon@ifit.phys.dvgu.ru Поступила в редакцию 01.07.2008 г.

В рамках модели однодоменных взаимодействующих частиц рассмотрены некоторые эффекты магнитного последействия. В приближении термически-активационного механизма намагничивания получены согласующиеся с экспериментом зависимости вязкой остаточной намагниченности от времени, температуры и магнитного поля. Проведена оценка зависимости времени образования вязкой намагниченности от температуры прогрева образца. Рассчитана вязкая намагниченность, обусловленная диффузией в магнитных частицах. Построена модель вязкого намагничивания в системе гетерогенных взаимодействующих частиц. Установлена связь между степенью химической неоднородности частиц и скоростью вязкого намагничивания.

PACS: 91.25.Ng

1. ВВЕДЕНИЕ

Система однодоменных взаимодействующих частиц представляет собой одну из простейших моделей, позволяющих во взаимосвязи описывать различные виды остаточной намагниченности горных пород. В рамках этой модели легко рассчитать, например, вязкую остаточную намагниченность возникающую в результате термически-активационного "переворота" магнитного момента зерна т в направлении поля Н, величина которого на много меньшего Нс, необходимого для необратимого поворота т при нулевой температуре. Несколько более сложно, хотя и возможно, оценить другие эффекты магнитного последействия, такие, как стабилизация остаточной намагниченности и дезаккомодация магнитной восприимчивости -здесь значительно нагляднее модель многодоменных частиц.

В свое время изучению магнитного последействия уделялось большое внимание, и в печати велась оживленная дискуссия (см., например, [№е1, 1955; Тропин, 1969; Шолпо, 1969; Вонсовский, 1971; Белоконь, 1985]). В последние годы интерес к этим явлениям существенно упал: для определения древнего геомагнитного поля влияние можно практически исключить температурной чисткой и усреднением по большому количеству образцов с различными магнитными свойствами. Однако определение палеонапряженности геомагнитного поля требует точной оценки первичной остаточной намагниченности 1г0, и в этой связи важно понимать, какая часть 1г0 теряется в процессе температурной чистки естественной остаточной

намагниченности 1гп. Поэтому имеет смысл повторно вновь обратиться к проблеме магнитного последействия. Кроме того, появились новые взгляды на эту проблему при попытке описать свойства так называемых спиновых стекол (СС) [Коренблит, 1989; Доценко, 1993; Белоконь, 2001; 2006; 2007].

Заметим, что большинство материалов с СС-упорядочением - твердые сплавы замещения, концентрация "ферромагнитных" атомов в которых ниже некоторой критической - в этом смысле они аналогичны многим ферромагнитным (ферримаг-нитным) материалам горных пород. Нельзя исключить, что механизм магнитного последействия в некоторых горных породах и спиновых стеклах имеет общую природу.

В данной работе мы постараемся на основании простых моделей исследовать влияние тех или иных физических процессов на магнитное последействие в системе однодоменных взаимодействующих частиц. Естественно, что в первую очередь следует изучить вопрос о магнитном упорядочении в отдельно взятом зерне: если этот процесс развивается во времени, то необходимо учитывать изменение магнитного момента и критического поля в каждом зерне наряду с изменением магнитного момента системы в целом.

2. МАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ В БИНАРНОМ СПЛАВЕ

Рассмотрим простейшую модель зерна, в котором "ферромагнитные" атомы (атомы, принимающие участие в обменном взаимодействии, при-

водящем к ферромагнитному упорядочению) частично замещены "немагнитными". И те, и другие, находясь в узлах кристаллической решетки, имеют г ближайших соседей. Магнитные моменты атомов могут ориентироваться параллельно ("вверх") или антипараллельно ("вниз") выделенному направлению (модель Изинга). Как показано нами в работах [Белоконь, 2001; 2006], плотность распределения случайных полей обменного взаимодействия на отдельном атоме в этом случае в некотором приближении имеет вид

W( h) =

1

Тп B

exp

( h - ( а - ß )Ир)2 B2

(1)

где а - относительная ориентация магнитного момента "вверх", в - "вниз", а - в = М есть относительный магнитный момент, приходящийся на

один магнитный атом, Н0 = р ^к фк, В2 = 2 р^к ф2,

р = N/N0 - концентрация "ферромагнитных" атомов в решетке, фк - модуль поля, создаваемого на выбранном узле атомом, находящемся в узле к, а, в, Н0, фк, В, М являются термодинамически усредненными параметрами.

В случае прямого обмена суммирование проводится с учетом ближайших соседей, и в этом случае W(h) можно вычислить точно. Случайное поле изменяется дискретно, поэтому приведенная выше функция распределения имеет смысл огибающей. Отметим, что W(h) представляет из себя размазанную 5-функцию Дирака:

Нш W(h) = 5(h - МН0). (2)

В ^ 0

Принимая во внимание, что случайное поле в реальных магнетиках ограничено, для оценок можно использовать другой вариант размазанной 5-функции

W( h) =

0, h < B - МИ0

B - МИ0 < h < B + МИ0

B

0, h > B + MH0.

(3)

Анализ системы самосогласованных уравнений для М, Н0, В приводит к выводу о том, что спонтанный магнитный момент может возникнуть лишь при условии [Белоконь, 2001]

Н0

- • - (4)

> ÜB > 1,

где ц - магнитный момент атома. Поэтому Н0/В даже при Т = 0, должно превышать единицу. В случае прямого обмена это означает, что концентрация "ферромагнитных" атомов должна быть выше критической рс = 2/г. Этот результат

достаточно хорошо согласуется с критическими концентрациями, соответствующими протеканию [Эфрос, 1982], если предполагать случайное распределение "ферромагнитных" атомов в кристаллической решетке. Однако, если существенна диффузия атомов, то в некоторой области температур и концентраций возможно разделение системы частиц на две фазы с различной плотностью "ферромагнитных" атомов - этот результат отражает борьбу обменного взаимодействия, стремящегося понизить энергию за счет сближения и ориентации ферромагнитных атомов и диффузии, выравнивающей концентрации. В рамках рассматриваемой модели этот вопрос обсуждался в [Белоконь, 1993]. Естественно, что эти процессы растянуты во времени и могут существенно изменить магнитные свойства отдельно взятого зерна, особенно при относительно высоких температурах. В свою очередь, это может отразиться на ходе кривых намагничивания, например, после приведения образца в исходное нулевое состояние (НС), когда за счет переменного магнитного поля большой амплитуды будет нарушено термодинамическое равновесие в системе магнитных атомов. В дальнейшем мы попытаемся учесть возможные изменения магнитного момента и критического поля за счет диффузионных процессов.

3. ВЯЗКАЯ НАМАГНИЧЕННОСТЬ В СИСТЕМЕ ОДНОДОМЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ

Рассмотрим систему однодоменных частиц, случайным образом рассеянных в немагнитной матрице и взаимодействующих диполь-дипольно. На первом этапе возникшую диффузионную перестройку "ферромагнитных" атомов учитывать не будем. Будем считать, что критические поля Ис равномерно распределены в интервале от Ис, 0 до Ис, 1, а средний магнитный момент частицы равен m. Внешнее поле И < Ис, 0. В такой системе в отсутствие поля возможно лишь упорядочение по типу СС [Белоконь, 2001], поскольку И/B всегда меньше единицы. Так как внешнее поле мало, функция распределения (3) практически не изменяется при появлении малого m: она лишь смещается на величину внешнего поля И (см. рис. 1).

Таким образом, нарушается равновесие между частицами намагниченными "вверх" (в сторону приложенного поля) и "вниз" (против поля). Доля "некомпенсированных" частиц есть И/B, наиболее сильно нарушена симметрия петель гистерезиса у частиц с полем взаимодействия, близким к нулю. Именно в основном за счет этих частиц будет происходить образование Irv. В слабом внеш-

нем поле время релаксации определяется критическим полем Нс:

1 I тНс

Т = /о6ХР Г ТкГ

(5)

2кТ, . Нс, г = т1п / ог •

(6)

А =

Н2кТ [ 1п/о г — 1п/о?]

(7)

В т Нс, 1- Нс, о Если намагниченность насыщения есть 4, то вязкая 2кТ!Д 1п [ г/ г ]

7^ (г) =

тВ Нс, 1- Нс

(8)

1п/0 Тт1п =

тНс , о

2 кТ '

1п 1 оТтах =

тН^ 1 2кТ

(9)

1п/о г =

тНс

2 кТ •

(10)

1п /о г* =

т (Т1 )Нс, г ( Т1 ) 2 кТ1 '

(11)

1/5

¿У/

где/0 ~ 1011 - 1012 с \ так что к моменту времени г в процесс образования намагниченности будут вовлечены частицы с критическими полями

- В - В + Н

В

Рис. 1. Изменение функции распределения во внешнем поле. Заштрихованная площадь соответствует полям на "некомпенсированных" частицах.

В свою очередь, к моменту измерения г часть намагниченности в интервале от Нс, 0 до Нс г будет

разрушена. Это означает, что в остаточную намагниченность будет вовлечена малая часть зерен А:

или в привычных десятичных логарифмах т (Т1) Нс, г (Т1) Т1

18 /о г * =

т (Т о) Нс, г (Т о) Т(

^ / о г •

(12)

Этот результат показывает, что смещение спектра времен релаксации в результате повышения температуры существенным образом влияет на время разрушения 7,^. Например, для частиц с температурой Кюри Тс - 850 К, Т0 - 300 К, Т1 - 450 К, /0 - 1010 с-1 с учетом того, что

Итак, при г > г вязкая намагниченность ¡гл/ - 51пг, причем 5 ~ Т, так как I, и В одинаково зависят от температуры. В целом эта формула достаточно хорошо соответствует многим экспериментальным данным и позволяет оценить результат температурной чистки. Дело в том, что распределение частиц по критическим полям определяет спектр времен релаксации:

т ( Т1) Нс, г( Т1 ) - Тс - Т1

т( То)Нс, г( То ) Тс - То'

из (5) получим

18 / о г * - о.51§ / о г •

(13)

(14)

К моменту измерения 1гл/(г) в процесс вовлечены частицы, для которых критические поля определяются соотношением

Если включить внешнее поле, то процесс разрушения 7ГЛГ при той же температуре Т будет закончен через время г* = г (теоретичес

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.

Показать целиком

Пoхожие научные работыпо теме «Геофизика»