Биогенный магнетит и магниторецепция. Новое о биомагнетизме. Том 1 - Киршвинк Дж.
ISBN 5-03-001274-5
Скачать (прямая ссылка):
Е - -^обм + + Емс + ?Мст + Е,
(1)
в линейные и решить. Так было получено много результатов, касающихся зарождения доменов и коэрцитивносТи мелких частиц (Frei et al., 1957; Brown, 1963). Часто, не решая уравнений, просто вычисляют энергию некой предполагаемой доменной конфигурации и сравнивают ее с энергией однодоменного состояния. Конфигурация с минимальной энергией, получаемая таким образом, соответствует равновесному состоянию (см., например, Butler, Banerjee 1975; Sato et al., 1982). Подобное состояние, однако, практически никогда не достигается и система доменов, как правило, оказывается в одном из метастабильных состояний. Так, после наложения и снятия поля, достаточного для достижения магнитного насыщения, наблюдалось однодоменноё состояние довольно больших частиц, в которых минимальной энергией обладает многодоменное состояние (Halgedahl, Fuller, 1980); в то же время в очень малых частицах, которые должны были бы быть однодоменными, после проведения термического размагничивания обнаружены доменные стенки (Храбров и др., 1974).
4.2. Псевдооднодоменные частицы
Различия между одно- и многодоменными частицами очевидны. Свойства же частиц, размер которых несколько превышает размеры однодоменных, гораздо больше похожи на свойства этих последних, чем на свойства многодоменных. Это касается прежде всего остаточной намагниченности и коэрцитивной силы. Обладающее указанной особенностью промежуточное доменное состояние получило даже специальное название - псевдооднодоменное (Stacey, 1963). Коэрцитивная сила и остаточная намагниченность многодоменных частиц определяются сравнительно низкоэнергетическим процессом движения доменных стенок, в то время как намагничивание однодоменных частиц происходит посредством поворота магнитного момента, требующего заметно большей энергии. В результате однодоменные частицы имеют большую коэрцитивность и более стабильную намагниченность, чем многодоменные. Теоретически представлялось, что при переходе из одно- в многодоменное состояние должны происходить резкие изменения упомянутых магнитных свойств, однако на самом деле в псев-дооднодоменной области наблюдается их постепенная эволюция. В большинстве пород, содержащих магнетит и титаномагнетит, размеры частиц значительно превышают размеры, характерные для однодо-менности (см., например, Stacey, Banerjee, 1974), и в то же время образцы этих пород обладают большой коэрцитивностью и стабильной остаточной намагниченностью. Такое поведение пытались объяснить, рассматривая магнитные моменты доменных стенок (Dunlop, 1977, 1981), а также влияние поверхности частиц на магнитные свойства (Stacey, Banerjee, 1974; Banerjee, 1977). Предполагалось, что псевдооднодоменные частицы содержат всего несколько доменов (меньше десяти), но, так как доменные стенки могут занимать значительную часть объема частицы,
этим можно объяснить сходство их магнитных свойств со свойствами однодоменных частиц (Butler, Banerjee, 1975; Moskowitz, Banerjee, 1979; Dunlop, 1981). Высказывалось также мнение, что в образцах, считавшихся псевдооднодоменными, все же существуют однодоменные частицы либо на границе между фазами магнетита и ильменита, либо в виде очень мелких зерен (Evans, 1977). Возможно также, что существенный вклад в магнетизм пород вносят однодоменные частицы биогенного происхождения (Kirschvink, Lowenstam, 1979; Kirschvink, 1982).
4.3. Суперпарамагнетизм
Однородная намагниченность однодоменной частицы в равновесном состоянии направлена вдоль одной из осей, соответствующих локальному минимуму энергии анизотропии. Если объем частицы достаточно мал или температура достаточно высока, может оказаться, что энергия тепловых флуктуаций достаточна для преодоления энергетического барьера АЕ, разделяющего состояния, например, с противоположными направлениями намагниченности, т. е. для спонтанного перемагничи-вания частицы. Магнитный момент ансамбля таких частиц будет равен нулю в нулевом внешнем поле при температуре Т> О, а в отличном от нуля внешнем поле будет существовать некоторый средний момент, направленный вдоль поля. Отношение намагниченности образца к намагниченности насыщения при О К описывается функцией Ланжевена
Зя(Т)/30 = сй1{щН/кТ)-{кТ/\1Н), (2)
аналогичной встречающейся в теории парамагнетизма с тем лишь отличием, что здесь ц означает магнитный момент не отдельного атома, а однодоменной частицы, состоящей из более чем 105 атомов. Отсюда и происхождение термина суперпарамагнетизм (Bean, Livingston, 1959; Kneller, 1969). Установление теплового равновесия в суперпарамагнетике характеризуется временем релаксации т, выражение для которого впервые получил Неель (Neel, 1949):
1/т = /0 exp [ - vJsHJ2kT(\ - Я/Як)2]. (3)
Здесь/0-частотный фактор (~ 109 Гц; см. McNab et al., 1968), и-объем частицы, Js - намагниченность насыщения, Нк - внутренняя коэрцитивная сила, определяемая доминирующей анизотропией. При выводе соотношения (3) анизотропия считалась одноосной. В более общей форме его можно записать в виде (Bean, Livingston, 1959)
