第十章 地磁场古强度.docx
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第十章地磁场古强度
第十章地磁场古强度
（LisaTauxe著，史瑞萍译）
建议阅读的相关材料：
Coeetal.（1978）
http:
//www.A
Tauxe（1993）
同时，请参阅本书第15章和Dunlop&Ozdemir（1997）一书
10.1前言
上一章讨论了如何获得岩石记录的古磁场方向。
在弱场（如地磁场）条件下，岩石携带的剩磁大小（例如：
热剩磁、化学剩磁和碎屑剩磁）与岩石形成时外磁场强度成线性关系，因此原则上讲，古地磁场强度也可以测定。
两者存在下面的关系式：
和
其中anc和lab是比例常数。
如果它们相等，那么：
如果实验室外磁场和古地磁场的anc和lab相同，即剩磁与外场大小为线性关系，对于单组分天然剩磁（NRM），只要测量其NRM大小，让岩石在已知实验室磁场强度下获得一个剩磁，再乘以该比例系数，就可以获得地磁场古强度。
可实际情况并非这么简单。
这主要因为：
1）anc和lab可能不相同（例如：
样品获得剩磁的能力被改变了，或者所获得剩磁的机制在实验室难以模拟）；2）剩磁和外加磁场大小并非线性关系（例如：
在第五章中讲到的DRM数值模拟就说明了这点）；3）NRM可能由多个组分组成（例如一个原生组分加上一个粘滞剩磁）。
这章将讨论测定地磁场古强度的各种假设，以及相关的实验和统计方法。
首先讨论热剩磁（TRM），然后是碎屑剩磁。
迄今为止，还无法从其它类型剩磁（例如，化学剩磁或粘滞剩磁）获得古强度。
10.2热剩磁古强度的测定
单畴颗粒的TRM与所加弱的外场（如地磁场）大小成线性关系。
图10.1给出了随机排列的粒径为2080nm的单畴磁铁矿颗粒的理论TRM获得曲线。
[大于80nm的磁铁矿具有更复杂的磁畴（花状，漩涡状的和多畴），可能不符合这条理论曲线]。
随着颗粒的增大，剩磁与磁场的线性关系逐渐减小。
现今最大地磁场（~65T）正好在线性区域。
事实上，即使磁场达到几百T，这种线性关系都存在。
因此，前言中提到的磁场与磁化强度之间呈线性关系的这一假设基本成立。
古强度测定的第二个假设是实验室和古地磁场的两个线性比例常熟相等，即anc＝lab。
只测量NRM和总的TRM并不能证明这个假设。
比如，样品在加热过程中可能发生变化，从而改变样品获得TRM的能力，并给出错误的强度结果。
在古强度试验中，有几种方法可以用来检验样品获得TRM的能力。
下面我们将介绍测定地磁场古强度的方法：
Thellier-Thellier方法、Shaw方法，微波方法（即通过微波加热磁性矿物，非磁性部分不受热，从而避免矿物变化）；还有一些对获得的剩磁用IRM归一化方法等。
图10.1：
不同粒径磁铁矿颗粒的预测TRM值占饱和值的比例与外加磁场的关系。
该线性受颗粒大小影响，对于低于几百个mT的磁场，线性关系存在。
10.2.1Thellier-Thellier法
为了检测并去除矿物变化的影响，Thellier-Thellier（1959）提出通过逐步加热样品，用部分热剩磁（pTRM）来逐步取代NRM，由此获得样品在改变前的MNRM/Mlab比例。
这种被称为Thellier－Thellier的方法加上较低温度点的pTRM可重复性检验（可以判断样品是否被改变）非常有用。
这种逐步加热法假设在两个不同的温度区间所获得的pTRM相互独立（图10.2），即pTRM的独立性。
此外还假设总的TRM等于各个独立pTRM的和（图10.2），即pTRM的可加性。
在实验室有几种方法可将NRM用pTRM取代。
原始的Thellier-Thellier法是将样品加热到温度T1后，在实验室外加场（Blab）中冷却，这样室温的剩磁就为剩下的NRM（MNRM）和实验室新获得的pTRM（MpTRM）之和（Mfirst）。
Mfirst=MNRM+MpTRM
测量Mfirst之后，再将样品加热到同一温度，在同等大小的反向场（Blab）中冷却,再测量此时的剩磁（Msecond）:
Msecond=MNRMMpTRM
进行简单的矢量相减就可以计算出每个温度点剩余的天然剩磁和获得的pTRM（图10.3a），通常将这些数据投影在Arai图（Nagataetal.,1961）上（图10.3b）。
图10.2：
pTRM独立性和可加性。
两个温度点状之间获得的pTRM是互相独立的，其加和等于总TRM。
图10.3：
Thellier-Thellier方法测定地磁场古强度。
a）NRM热退磁（实心圆）和实验室获得的pTRM（空心圆）；b）每个温度点的NRM剩余与获得的pTRM之间的关系。
随着磁屏蔽技术的发展，提出了几种更复杂的古强度方法。
在最常用的测定地磁场古强度方法中（通常指Coe,1967提出的方法），如果将第一次改为在零场中冷却，这样就可以直接获得每个温度点的剩余磁化强度，此时上面两个公式就变为：
Mfirst=MNRM
Msecond=MNRM＋MpTRM
通过矢量相减可以计算出这种零场/有场（zero-field/on-field,ZI）实验室获得的pTRM。
或者，也可以第一次加热和冷却可以在实验室有场中进行，而第二次在零场中进行（Aitkenetal.,1988），这种叫做有场/零场（in-field/zero-field,IZ）。
在这三种方法中，通过测定较低温下pTRM的重复性来检验样品获得剩磁能力是否发生改变，这就是所谓的“部分热剩磁检验（pTRMcheck）”。
如果在同一个温度点两次测定的pTRM强度不同，那么就表明样品获得TRM的能力已经发生了改变，这个温度点以后的数据就要舍弃。
尽管两步加热法目前最受欢迎，但也存在不足。
首先获得pTRM能力的改变不是引起labanc的唯一因素。
回忆一下第8章有瞬时滞后性质的颗粒，一些颗粒开始时候处于饱和状态，当磁场降为零时形成涡旋状结构。
如果磁场再次增大，这些涡旋结构会被破坏。
然而通常情况下，破坏涡旋结构需要的场比形成它的场要大，所以可以想象当从居里点冷却到零度，然后再加热到居里点时也会发生同样的情况。
在刚低于居里点温度时，颗粒处于饱和状态（因为饱和磁化强度很低，涡旋结构只是颗粒用来减小其自身的外场）。
当温度降低时，饱和磁化强度增大，所以在某些温度点涡旋结构可能形成，这些涡流结构可能在高温也可能很稳定，这类似于瞬时滞后现象。
对于拥有磁畴壁的大颗粒，情形就更为不同。
样品在刚低于居里点时开始饱和，当降低到一定温度时，磁畴壁开始形成。
因为磁畴壁的分布并不能完全互相抵消，从而获得一个小的净磁矩，这样样品就会获得一些剩磁。
如果外场适中，这部分剩磁就会与外加场成一定比例。
当温度再次升高时，磁畴壁会移动以减小磁静态能量，直到非常接近于居里点时磁畴壁才会被破坏。
对于涡旋状结构或多畴颗粒，其阻挡温度与解阻温度不同。
这意味着在某一温度点获得的pTRM并不会在同样的温度下被解阻，也就是说lab≠anc，这样实验结果在Arai图中是曲线（更完整的解释请参考Dunlop&Ozdemir,1997）。
因此，选用任何一温度段的数据，结果都会有偏差。
例如，某些研究结果认为高温度段的数据因受矿物的改变，因此只选用低温度段的数据。
或者因为低温度段的数据可能受到粘滞剩磁的影响而只选用高温度段的数据，这两种情况都有可能造成错误的解释。
阻挡温度和解阻温度相同的假设被称为“可重复性”。
为了验证阻挡温度和解阻温度的不同以及高温度下部分热剩磁残余（pTRMtails）的存在，提出了两种改进Thellier-Thellier法的方法。
第一种改进方法是在IZ方法中，即在样品下一个温度点有场中加热前，再在零场中加热样品至同一温度，用来检验在某温度获得的部分热剩磁是否能够被再次在零场中加热到同样温度时被完全清洗掉，这就是所谓的“部分热剩磁残余效应检验（pTRM-tailcheck）”（例如，Riisager&Riisager,2001）。
如果不能完全清洗掉，这个样品的解阻温度Tub和原来阻挡温度Tb不等，从而使得部分热剩磁可重复性不再成立，强度数据不可信。
第二种改进方法就是IZ和ZI方法之间的转换（称为IZZI方法（Yuetal.,2004，见图10.4）。
这种方法对部分热剩磁残余效应也是非常敏感，并且还省了做部分热剩磁检验。
图10.5给出了一个IZZI方法的例子。
一个成功的古强度实验数据的信度可以通过一些可靠性的参数来定量评价（见附录）。
这些参数可用来检验1）样品所携带的NRM是否为单组分，2）在实验室加热过程中样品是否发生改变，3）阻挡温度和解阻温度是否相等。
这些参数也提供了对数据整体质量的评估（模拟线性的分散度，温度点的分布，用于计算古强度的天然剩磁的比例等等），图10.6给出了一些古强度实验的典型例子。
在古强度实验中，除了上述磁性矿物在加热中变化和可重复性等检验外外，还需要一些其它检验和校正。
例如，如果样品获得的TRM具有各向异性，那么在计算古强度的时候必须要校正（e.g.Fox&Aitken,1980）。
关于各向异性的检测和校正在下一章详细讨论。
另外，由于平衡的过程是时间的函数，较慢的冷却速度可以获得较大的TRM，因此若自然界和实验室中岩石的冷却速率不同将会导致错误结果（e.g.Halgedahletal.,1980）。
如果已知获得原生剩磁时的冷却速率并且是单畴颗粒，那么由于冷却速度的不同而引起的误差是可以校正的（e.g.,图10.7给出了一个简单的绘图式的校正办法）。
或者，研究者可以花1－2天实验在实验室条件下不同的速度下冷却样品来获得热剩磁及其校正经验值。
图10.4：
IZZI.[该图来自与AgnesGenevey的合作]
图10.5：
一个IZZI实验的数据。
圆圈表示某一特定温度获得的pTRM与该点剩余的NRM。
实心符号表示用来计算斜率的点。
蓝色（深色）表示“有场－零场步骤”（infield-zerofieldsteps,IZ），棕色（浅色）表示“零场－有场步骤”（zerofield-infieldsteps,ZI）。
三角形表示pTRM检验（pTRMcheck），方块表示pTRM残余检验（pTRMtailcheck）。
pTRM检验和原始测量值之间的差为i，如图中标记为450的横条。
首次NRM测量值与重复测量值（pTRM尾巴检验）之间的差值标记如图中的竖条500。
矢量差和（vectordifferencesum,VDS;见第9章）为各个NRM组分的加和（见图中标记为VDS的竖直长条）。
NRM组分用竖直断线条表示。
插图表示零场步骤的矢量分量（x,y,z）。
实心符号表示（x,y），空心符号表示（x,z）。
该样品不是关于地理坐标系定向的。
实验室所加磁场在有场步骤下沿z轴方向。
[该图根据Tauxe&Staudigel（2004）重绘]
图10.6：
古强度数据实例（图例同图10.5）。
a）曲线形Arai图的样品，双组分矢量端点图指示低温粘滞组分（注意pTRM残余检验如何接近零，IZ和ZI数据不是之字形，正如pTRM残余的情形）。
b）几乎理想的古强度数据实例。
c）之字形的实例，表示阻挡温度和解阻温度不一样。
d）常见的古强度数据实例。
（该图来自Tauxe,inpress.）
图10.7：
强度估计值Best和古强度Banc之间的比值与原始驰豫时间（originalrelaxationtimeanc,与冷却速率有关）和阻挡温度（图中200－550C之间的数字）的关系。
如果某一颗粒度的剩磁组分的阻挡温度为400C，原始冷却为1年，而实验室的冷却时间为几百秒，这将导致高估强度约30%。
[该图重绘自Selkinetal.（2000）]
10.2.2用ARM检测样品变化
前面主要讨论了在Thellier-Thellier方法中，如何检测样品是否在实验室获得pTRM过程中发生了改变，这一部分我们探讨另一种已长期使用的方法，Shaw方法（e.g.,Shaw,1974）。
在Shaw方法中，首先测试样品的NRM，然后对其进行逐步交变退磁得到其退磁谱。
然后使样品获得一个ARM（通常认为ARM与原生的TRM类似），再对获得的ARM进行逐步退磁。
接着给样品一个总TRM，并进行逐步交变退磁，之后再让品获得一个ARM并进行交变退磁。
在四次退磁中，使用的退磁步骤一样。
如果两次ARM的矫顽力谱不一样，就说明样品已经改变，从而NRM/TRM比值也失去意义。
有些研究者提出可用第一次和第二次获得的ARM的比值来校正NRM/TRM（e.g.,Rolph&Shaw,1985）。
用Shaw法的主要原因是1）快速；2）对样品只加热一次，减少了样品被改变的机率。
第一个原因已经不成立，因为现代加热炉可以一次同时加热60块样品，平均而言，用Thellier-Thellier方法测量一个样品所耗时间并不比Shaw方法慢。
第二个原因可能有一些道理，但是万一样品发生改变，由于无法分离样品发生变化前后的数据，所以只能抛弃这些数据。
10.2.3微波方法
直到现在还没真正讨论到一个特定颗粒如何翻转其磁矩。
在第五章提到了“热能”，但没有进一步讨论。
到底热能如何作用？
我们间接提到随机热波动，但是没有提到电子旋转一般都是沿着能量最小的方向（与场平行，或者沿着易磁化轴）。
外加磁场对旋转电子产生一扭矩（见第三章），当去掉外场后，磁矩受重力作用产生的扭矩，磁矩会随着外加场的方向变化，螺旋式进动直到与外场平行（图10.8）。
因为在磁化过程中强烈的交换耦合（见第四章）旋转电子趋向于相互平行或者反平行，这种现象就是所谓的“旋转波（spinwave）”。
图10.8：
旋转波（spinwaves）
升高温度将会使声子（phonos）能量转换为电子旋转并增加旋转波振幅。
这种磁能量定量为“磁子（magnons）”。
在传统的Thellier-Thellier方法中，样品被加热，电子旋转被激发，一些会被激发到磁矩自反如同第五章和下一章中描述的。
在大多数厨房有两种主要加热东西的方法（传统的炉子和微波炉）。
在微波炉中，一定振动频率的分子（例如，水）会被微波激发，它们将热量传递给比萨饼的其他部分。
如果选用适当的微波频率，铁磁性颗粒也会被直接激发，而不加热非铁磁性的基质（matrix）部分（例如，Waltonetal.,1993）。
微波加热种方法的目的是尽量减少样品由于加热而引起的改变，基质部分保持相当低的温度，而只有铁磁性颗粒被加热。
[磁子转化为声子，从而也会把能量可以传递给基质而改变样品，但有办法可以减少这种改变（见Walton,2004）]。
同传统的加热方法测定古强度一样，在微波方法古强度测定中，也遇到如矿物改变、热剩磁的可重复性（reciprocity）和冷却速率对结果影响等问题。
理想情况下，微波和传统加热方法的实验应该是一样的。
实际上，微波实验中很难很好地重复相同一个温度，尽管最近已取得了一些进展（Bohneletal.,2003）。
同时，微波方法也面临自然界原始阻挡温度和实验室微波解阻温度的重复性和冷却速率差异的困惑。
以上这些问题在将来一段时间不会很好解决。
然而，如果微波方法可以有效地防止在实验中样品的改变，这一方法还是有其潜在应用价值。
今后需要付出更多的努力，直至解决上述问题。
10.2.4NRM归一化
在强度实验中，有些时候由于样品在加热中容易变化，或者样品材料很贵重，不能进行高温实验（例如，一些考古样品和月岩样品）。
图10.1显示了一种不用对样品进行加热来计算古强度的方法，即对TRM进行饱和等温剩磁（IRM）归一化。
对单畴颗粒，其TRM/IRM的值与外加场在一定范围内呈线性关系。
对不同的磁性矿物，这种线性关系会在不同的外场范围内成立。
Cisowski&Fuller（1986）提出用月球样品的IRM归一化来估计古强度。
他们指出，用交变磁场部分清洗IRM和NRM，NRM/IRM比率可以用来估算古强度值的范围并给出合理的相对古强度。
这种方法基于颗粒均匀的单一磁性矿物的这一前提，并且认为多畴颗粒的影响可以通过交变退磁来消除。
事实上，对于颗粒均匀的单一磁性矿物，图10.1所示的方法只能对绝对古强度值的范围做出大致估计。
对于自然样品，颗粒均匀的单一磁性矿物的这一前提却很少能满足。
况且多畴颗粒的IRM和TRM的交变退磁行为并不一致，TRM比IRM要更稳定。
然而，如果能够确定磁颗粒的均匀性，这对估计相对古强度是有用的。
即使对于确定相对古强度，我们还是要求单组分剩磁，也建议对NRM进行完全退磁，而非毯式一步退磁。
图10.9：
相对古强度。
空心符号表示原始的DRM，它不仅与外场强度相关，而且与样品的magneticactivity[am]有关。
当用[am]归一化时（见图中的实心圆），DRM与外场B呈线性关系。
图10.10：
假Thellier方法（pseudo-Thelliertechnique）。
a）逐步交变退磁的矢量投影图。
X1和X2（实心符号）表示水平面，没有地理坐标定向，X1和X3（空心符号）表示垂直面。
十字符号表示NRM数据。
b）用最大值归一化的剩磁，星号表示NRM，方块表示ARM。
实心（空心）方块表示ARM获得（退磁）。
c）为b）中数据的Arai图。
特定交变磁场中获得的pARM与同一交变场中退磁后的NRM残余的关系。
10.3用DRMs来确定古强度
用沉积岩来获得古强度基于DRM与外加磁场的强度呈线性关系。
在第五章中，已经提到这种关系不是总成立，但这里我们认为其成立并讨论相对强度研究。
类比于用TRM来确定绝对古强度，为了用沉积岩来确定绝对古强度，需要在实验室用模拟再沉积实验来重现天然剩磁的过程。
但问题是在实验室很难模拟这一自然沉积过程。
即使原生剩磁是沉积剩磁而不是化学剩磁，剩磁仍然是外加磁场强度、磁性矿物成分和含量以及水体的化学成分等因素的复杂函数。
图10.9显示了在理想情况下、在一定磁场强度范围内沉积形成的一些样品的初始DRM。
DRM与磁场强度（B）并没有呈线性关系，因为每个样品中的磁性物质的多少，磁性矿物的种类等等的不同造成了样品对磁场的反应（这里称为[am]）不同。
例如，磁性物质含量多的样品所拥有的DRM就高。
如果能够估计[am]，例如通过IRM或者ARM或者体磁化率（bulkmagneticsusceptibility,b），那么归一化的DRM（图10.9中的实心圆点）至少反映外磁场的相对强度。
我们对DRM的理论认识比TRM（第五章）少的多，由于缺乏DRM获得的理论基础，到目前还没有一种简单的方法来决定适当的归一化参数。
在第五和第八章，我们考虑了DRM理论的许多方面和诸多可能用来归一的不同参数，提出了许多基于沉积物磁学性质的归一化参数，例如ARM、IRM和。
也许最可靠的是类似于Thellier-Thellier方法的逐步退磁/重磁化方法，用TRM或者ARM作为实验室的剩磁（Tauxeetal.,1995）。
我们可以用更复杂的归一化技术，通过将目标集中在一特定的矫顽力谱，见第八章中讨论的IRM成分图。
如何判断用沉积岩来获得相对强度呢？
1．天然剩磁一定是由稳定性高的碎屑磁性矿物所携带。
用于估算相对古强度的NRM应该是单一组分。
NRM的性质可以通过逐步交变或热退磁来判断。
由磁滞回线和岩石磁学实验获得的其它辅助信息也非常有用。
2．碎屑剩磁应没有倾角误差，正负极性数据应该是对跖的。
如果可能，应把相应的方向数据绘在等面积投影图中。
3．磁性矿物含量的变化很小（应在一个数量级之内），磁性矿物类型以及颗粒度的变化应尽量小。
这些变化可以用两个参数的关系图来检测，例如，IRM和。
这种图应该显示线性关系，并且数据的分散性低。
4．如果相对强度与岩石磁学参数相关，使用这种记录便要小心。
相关性可以用常规频谱分析来评估。
5．在同一地区相同时间段获得的相对强度记录应该相互可比。
6．具有独立时间标尺的相对强度记录更有用。
许多深海沉积物记录被氧同位素或者磁性地层年龄或者两者一起进行了制约。
对湖相沉积物进行定年就更难，主要依靠放射性碳同位素年龄。
附录
A绝对古强度参数的估计
1.根据第九章中提到的方法，可对适合绝对古强度的剩磁部分拟合最佳的直线（和最大角偏差maximumangleofdeviation,MAD）。
这部分剩磁（如图10.5中插图的紫色粗线）和原点之间的角度为DeviationANGle（DANG）
2.我们可以计算NRM-pTRM最佳拟合直线的斜率（b）和标准误差（）（York,1966;Coeetal.,1978）。
计算最佳拟合直线的斜率的计算公式合步骤如下：
（1）取两个温度点T1和T2之间N个数据，最小二乘法拟合最佳直线的斜率b
公式中
是所有y值的平均值，
是所有x值的平均值。
（2）y轴截距（y0；见图10.5）等于
－b
（3）此斜率的标准误差等于
3.参数
是用来评估由于拟合直线数据的分散引起的不确定性：
4.Coeetal.（1978）定义了剩磁比例（remanencefraction,f）:
yT是用于计算的NRM/TRM的长度（见图10.5）
5．分布系数（gapfactor,g）用来描述点分布的不均匀性：
这里
它是选取线段的y的加权平均。
g随数据之间分布的不均匀而减小。
6.Coe质量参数q综合了斜率的标准误差、NRM比例和分布因子：
7.由于由Coeetal.（1978）定义的f没有反应相对全部剩磁的比例，而只是用来计算斜率的剩磁，Tauxe&Staudigel（2004）建议用新参数：
是整个NRM矢量差的和（见图10.5和第九章）。
如果剩磁组分是多组分的，那么这个参数将变小。
8.pTRM检验的失败表明pTRM重复性差或者样品中铁磁性矿物的发生了不可逆的变化。
我们提议计算两次有场中获得的pTRM的差，记作i（见图10.5），计算i的总和并用从用于斜率计算直线的最高温度冷却到室温获得pTRM来归一它。
这个参数（用百分比来表示）称作DifferenceRATionSum或者DRATS.
9.对于多畴颗粒，部分热剩磁的阻挡温度和解阻温度是不一定相同的。
某一个温度点上两次零场中测定剩磁差的绝对值（i）是由于在实验室温度Ti获得的部分热剩磁的解阻温度不同于相应温度点上原始NRM的Ti，如图10.5中方块符号所示。
被NRM的VDS归一最大差值（表示为百分数），称为参数MD。
10.Yuetal.（2004）描述了某些样品中，IZZI方法中的有趣行为。
有pTRM检验（用三角表示）的ZI步骤（浅色的圆圈表示）和IZ步骤（深色的圆圈表示）交替进行，一些样品产生锯齿状的图（图10.5中很难看到）。
Yu&Tauxe（2005）定义了一个参数Z来定量化这种行为：
这里b是全部已选数据点最佳模拟直线的斜率，bi是相邻两温度点间的斜率，ri是在从Ti冷却到室温获得的部分热剩磁用总TRM归一化。
参考文献
Aitken,M.J.,Allsop,A.L.,Bussell,G.D.&Winter,M.B.（1988）,‘Determinationoftheintensity
oftheearth’smagneticfieldduringarcheologicaltimes:
reliabilityofthethelliertechnique’,Rev.Geophys.26,3–12.
Bohnel,H.,Biggin,A.J.,
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