Биогенный магнетит и магниторецепция. Новое о биомагнетизме. Том 1 - Киршвинк Дж.
ISBN 5-03-001274-5
Скачать (прямая ссылка):
1Д =/о ехр (— АЕ/кТ), (4)
где АЕ- энергетический барьер, разделяющий равновесные состояния с противоположными направлениями намагниченности.
Экспоненциальный характер зависимости времени релаксации от
объема v и температуры Т позволяет ввести понятие температуры блокировки ТЬ(ТЬ < тс), при которой выполняется условие т = 1//0 = = /Э1(СП (Neel, 1949; Stacey, Banerjee, 1974) и в окрестности которой меняется характер движения намагниченности (*3tcn- продолжительность эксперимента). Так, например, при увеличении ДЕ от 18 кТ до 57,7 кТ (т. е. примерно в 3 раза) т возрастает от 1 с до 4 • 109 лет (т. е. в 1017 раз). Для сферических частиц магнетита указанное изменение энергетического барьера ДЕ соответствует увеличению диаметра частицы от 500 до всего 740 А.
В рассматриваемой ситуации коэрцитивную силу можно определить в соответствии с формулой (3) как поле, в котором т = /,)КСП, т. е.
Нс = Нк — [2кТН, In(ГЭКСП/0)М]1/2, (5)
где Нс считается функцией v, Т и СЭКП (Bean, Livingston, 1959). Нс становится равной Нк только при Т = О К, а с ростом температуры Нс падает до нуля при переходе из суперпарамагнитного в однодоменное состояние. Когда независимым параметром является диаметр частиц d, соотношение (5) можно записать в виде (Kneller, Luborsky, 1963)
Яс = Як[1-К/^2]. (6)
4.4. Критические размеры
4.4.1. Экспериментальные результаты
Экспериментально определить критические размеры частиц, соответствующие переходам из суперпарамагнитного в однодоменное (ds), из однодоменного в псевдооднодомениое (da) и из псевдооднодоменного в многодоменное (dm) состояния, довольно сложно, так как трудно приготовить образцы с небольшим разбросом частиц по размерам и форме. С помощью измерений отношения остаточной намагниченности к намагниченности насыщения JT/JS при температурах 77 и 300 К для образцов магнетита с зернами примерно сферической формы были найдены значения d и d0. Оказалось, что при комнатной температуре ds = (290 — 360) ± 50 A, a dQ < 480 + 50 A (Dunlop, 1973). Анализ тепловых флуктуаций дал значение ds — 250 A (Dunlop, Bina, 1977). Эти данные свидетельствуют о том, что в исследованных образцах магнетита при комнатной температуре может и не быть области стабильности однодоменного состояния, а суперпарамагнитное состояние превращается сразу в многодоменное (Dunlop, 1973). Во всяком случае одно доменное состояние существует в очень узком интервале размеров частиц- 300 -г- 500 А. Однако даже небольшая эллипсоидальность частиц магнетита должна приводить к стабилизации однодоменного состояния при комнатной температуре (Butler, Banerjee, 1975; Dunlop, 1981). Интересно отметить, что
частицы биогенного магнетита в большинстве случаев в той или иной степени вытянуты (Kirschvink, Gould, 1981; Towe, Moench, 1981).
Из данных по термоостаточной намагниченности и коэрцитивной силе магнетита для dm было получено значение, равное 20 мкм (Parry, 1965). В других работах приводятся значения dm, лежащие между 10 и 20 мкм. Хотя эти результаты очень важны для понимания магнетизма пород, они не имеют отношения к биологическим системам, поскольку встречающиеся там частицы магнетита имеют гораздо меньшие размеры.
Нижняя граница размеров однодоменности частиц маггемита находится около 400 А при комнатной температуре (Berkowitz et al, 1968), а теоретическая оценка верхней границы слегка превышает значения, полученные для магнетита (Morrish, Yu, 1955; Morrish, Watt, 1957). Экспериментальные данные для верхней границы однодоменности в маггемите отсутствуют. Относительно магнетита с замещением части ионов Fe на ионы Ti известно, что это увеличивает размеры частиц, соответствующие переходам между различными доменными состояниями (Butler, Banerjee, 1975; Day et al., 1977).
4.4.2. Теоретические результаты
Трудности экспериментального определения критических размеров частиц магнетита стимулировали теоретические работы по их оценке. Несколько статей посвящено вычислению величин ds и dQ (Morrish, Yu, 1955; Frei et al., 1957; Murthy et al., 1971; Evans, 1972; Butler, Banerjee, 1975; Moskowitz, Banerjee, 1979).
При расчете d0 важно знать, какое из состояний неоднородного намагничивания является основным (т. е. обладающим наименьшей энергией) для частиц такого размера. В качестве основного состояния предполагались круговая спиновая конфигурация (Morrish, Yu, 1955), ротационная мода (Frei et al., 1957), двухдоменная структура (Butler, Banerjee, 1975). В последней работе сделана попытка доказать, что наименьших энергетических затрат требует переход из одно- в двухдоменное состояние в случае частиц, имеющих форму параллелепипеда. Косвенным аргументом в пользу теории, использующей модель перехода между одно- и двухдоменным состояниями, может служить весьма правдоподобное соображение о том, что частицы биогенного магнетита должны быть однодоменными (Kirschvink, Lowenstam, 1979), а также тот факт, что почти во всех случаях размеры этих частиц лежат в области однодоменности, предсказываемой упомянутой моделью (Butler, Banerjee, 1975). Однако нужно отметить, что все теоретические оценки согласуются с данными эксперимента с точностью до множителя, равного 2. Значение ds можно найти, если положить Нс = 0 в выражении (5) (Butler, Banerjee, 1975). В табл. 2.2 суммированы теоретические и экспериментальные оценки dv d0 и dm для магнетита.
