авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 ||

«УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО ГОСУДАРСТВЕННОГО УНИВЕРСИТЕТА № 445 СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКИХ И ГЕОЛОГИЧЕСКИХ НАУК Издается с 1958 ...»

-- [ Страница 3 ] --

6 — скважины На рис. 10 показан геоэлектрический разрез для субширотного профиля через юж ный участок (положение профиля показано пунктиром на рис. 9, а), полученный по результатам 2D-бимодальной инверсии данных АМТ-зондирований. Разрез является трехслойным. Геологическая интерпретация полученных данных проводилась с учетом имеющейся геологической информации, в том числе с учетом данных по скважине в восточной части профиля (рис. 9, б ). Как видно из рисунка, наблюдается достаточно уверенная корреляция между геоэлектрическим разрезом и данными бурения.

Верхний (первый) слой характеризуется повышенными значениями удельного со противления: от 1000 Ом·м в нижней части и до 6000 Ом·м в верхней части слоя. Слой соответствует толще вулканогенных базальтовых образований средне верхнеплейстоценового и верхнеплейстоценового возраста, его мощность от 650 до 900 м. Второй слой геоэлектрического разреза характеризуется пониженными значе ниями удельного сопротивления — от 3 до 25 Ом·м и соответствует толще туфов плио ценового возраста и вулканогенно-осадочным породам палеогена. В западной части профиля мощность второго слоя около 600 м, в центральной части — около 1000 м, в восточной части (в районе скважины) — более 1500 м. В целом мощность перекрываю щих отложений в районе Центрально-Камчатского разлома достигает 2500 м.

К. М. Антащук, А. К. Сараев, О. М. Прокофьев В восточной части участка рассматриваемый профиль пересекается Центрально Камчатским разломом (см. рис. 9), что проявляется на данных АМТ-зондирований в виде проводящей аномальной зоны в восточной части профиля. Значения удельного сопротивления в этой зоне составляют первые единицы ом-метров.

В целом данные АМТ-зондирований по южному участку, показывающие неболь шие размеры проводящей зоны в его восточной части, не позволяют высоко оценивать перспективы участка на обнаружение геотермального месторождения.

На северном участке АМТ-зондирования были выполнены на двух параллельных профилях. Анализ первичных данных показал, что строение участка работ близко к двумерному. При этом кривые АМТ-зондирований для азимута 45 град. соответствуют ТМ-поляризованному, а 135 град. — ТЕ-поляризованному полю.

Рис. 11. Объемная блок-диаграмма распределения удельного сопротивления до глубины 2500 м для северного участка Ключевской площади (а) и схема расположения точек АМТ-зондирований (б ) 1 — точки АМТ-зондирований;

2 — изоповерхность значений удельного сопротивления 30 Ом·м;

3 — интрузивное тело По результатам 2D-бимодальной инверсии данных АМТ-зондирований были полу чены геоэлектрические разрезы до глубины 2500 м. На рис. 11 показана объемная блок-диаграмма распределения удельного сопротивления, а также приведено положе ние интрузивного тела, пересекаемого профилями. Геоэлектрический разрез является трехслойным. Для первого (верхнего) слоя характерны повышенные значения удель ного сопротивления от 2000 до 10000 Ом·м. Значения мощности слоя достигают 600 м.

Опыт применения АМТ-зондирований при поисках геотермальных источников на п-ове Камчатка Второй слой характеризуется значениями удельного сопротивления от 6 до 30 Ом·м и мощностью около 1050 м. Значения удельного сопротивления третьего (нижнего) слоя находятся в диапазоне от 30 до 200 Ом·м.

Нарушение характера геоэлектрических разрезов отмечается в центральной части северного участка. Здесь наблюдается субвертикальная проводящая аномалия, харак теризующаяся падением в северо-восточном направлении. Изоповерхность значений удельного сопротивления на блок-диаграмме соответствует значению 30 Ом·м и отра жает кровлю третьего слоя. Как видно, в центральной части участка данная граница прерывается.

По геологическим данным разрез в районе северного участка является двухслойным (см. рис. 9, б ). В нижней части разреза залегает мел-палеогеновый фундамент, пред ставленный метаморфизованными вулканогенно-осадочными породами, который несо гласно перекрывают базальты и андезибазальты среднего звена четвертичной системы.

Эти породы прорываются интрузией среднего состава в центральной части участка.

Полученный по результатам АМТ-зондирований геоэлектрический разрез позволя ет уточнить геологическое строение участка работ. Первый высокоомный слой связан с базальтами и андезибазальтами среднего звена четвертичной системы. Второй про водящий слой, уверенно трассирующийся на всех геоэлектрических разрезах, по ана логии с участками 1 и 2, может быть связан с неогеновыми отложениями туфов и вулканогенно-осадочными породами палеогена. Третий слой, характеризующийся по вышенными значениями удельного сопротивления, соответствует метаморфизованным вулканогенно-осадочным породам мел-палеогенового фундамента. Наблюдается погру жение кровли этого слоя вблизи интрузивного тела в центральной части участка.

Молодое интрузивное тело в центральной части участка потенциально может яв ляться источником тепла для образования термальных вод. Наличие в приконтакто вой зоне интрузивного тела наклонной проводящей аномалии по данным АМТ-зонди рований свидетельствует о высокой трещиноватости пород, что может способствовать циркуляции подогретых вод от интрузивного тела к поверхности. Таким образом, цен тральная часть северного участка может быть выделена как перспективная для обна ружения геотермального источника.

Заключение В статье рассмотрены результаты работ методом АМТ-зондирований, выполненных для поисков малоглубинных (до 2 км), низко- и среднетемпературных (до 100–150С) геотермальных источников в северо-западной и центральной частях п-ова Камчатка.

На Паланской площади, расположенной в северо-западной части полуострова, ра боты были проведены в два этапа: предварительном и детализационном. На предва рительном этапе были оценены перспективы нескольких заранее выбранных участков района. На следующем этапе детально исследован наиболее перспективный участок около пос. Палана. Требуемая относительно небольшая глубина исследований позво лила оптимизировать методику работ, увеличить в рамках планируемых затрат число точек зондирований и выполнить площадные работы на перспективном участке по гу стой сети наблюдений. В результате была надежно установлена двумерная структура участка и с использованием 2D-инверсии получены геоэлектрические разрезы до глу К. М. Антащук, А. К. Сараев, О. М. Прокофьев бины 2.5–3 км. В юго-восточной части участка в зоне пересечения разнонаправленных разломов выделена проводящая аномалия, которая является перспективной для даль нейшего доизучения и последующей проверки бурением.

На Ключевской площади, расположенной в центральной части полуострова, работы были выполнены на южном и северном участках. Для южного участка надежно установлено погружение мел-палеогенового фундамента в восточном на правлении и увеличение мощности перекрывающих отложений до 2500 м в районе Центрально-Камчатского разлома. На северном участке проведение работ методом АМТ-зондирований позволило уточнить его геологическое строение и установить трехслойный характер геоэлектрического разреза, что связано с присутствием толщи вулканогенно-осадочных пород в интервале глубин 600–1000 м. В центральной части северного участка было установлено наличие проводящей аномалии в районе контакта интрузивного тела и вмещающих пород. Данный участок выделен как перспективный для обнаружения возможного геотермального месторождения.

Работа выполнена при поддержке исследовательского гранта Санкт-Петербургского государственного университета и Федеральной целевой программы «Научные и научно педагогические кадры инновационной России» на 2009–2013 гг., проект № П999. Авторы выражают благодарность сотрудникам ООО «Аква» и ООО «ГФЭ» за помощь в орга низации и проведении работ.

Указатель литературы 1. Harinarayana T., Abdul Azeez K. K., Naganjaneyulu K. et al. Magnetotelluric studies in Puga valley geothermal eld, NW Himalay, Jammu and Kashmir, India // Journal of Volcanology and Geothermal Research. 2004. Vol. 138. P. 405–424.

2. Yu G., Strack K.-M., Allegar N. et al. Characterising a geothermal reservoirs using broadband 2-D MT survey in Theistareykir, Iceland: The extended abstracts of the 19th International Workshop on Electromagnetic Induction in the Earth. Beijing, China, 2008. P. 385–388.

3. Нурмухамедов А. Г., Чернев И. И., Алексеев Д. А., Яковлев А. Г. Трехмерная геоэлек трическая модель Мутновского месторождения парогидротерм // Физика Земли. 2010.

№ 9. С. 15–26.

4. Бердичевский М. Н., Дмитриев В. И. Модели и методы магнитотеллурики. М.: Научный мир, 2009. 680 с.

5. Simpson F., Bahr K. Practical magnetotellurics. Cambridge university press, 2005. 254 p.

6. Сараев А., Головенко В., Ларионов К., Смирнова Т. Аппаратура аудиомагнитотеллури ческих зондирований АКФ-4М // Индустрия. 2003. № 3. С. 110.

7. Siripunvaraporn W., Egbert G. An ecient data-subspace inversion method for 2-D magne totelluric data // Geophysics. 2000. Vol. 65, N 3. P. 791–803.

8. Cumming W., Mackie R. Resistivity imaging of geothermal resources using 1D, 2D and 3D inversion and TDEM static shift correction illustrated by a Glass Mountain case history:

Proceedings world geothermal congress 2010, Bali, Indonesia, 25–29 April, 2010.

9. Сайт компании «KMS Technologies»: http://www.kmstechnologies.com/Files/ MT_for_Geothermal_Exploration_2008_FINAL_10. 17.08.pdf.

10. Antaschuk K., Saraev A., Kandinskaya S. et al. Application of MT-AMT soundings for geothermal exploration on the Kamchatka Peninsula // Extended abstracts of the 73rd EAGE Conference and Exhibition 2011, Vienna, Austria, 23–26 May, 2011. P. 324.

Вопросы геофизики. Выпуск 45. СПб., 2012 — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445) И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова О ЗАКОНЕ АДДИТИВНОСТИ ПАРЦИАЛЬНЫХ ТЕРМОВЯЗКИХ ОСТАТОЧНЫХ НАМАГНИЧЕННОСТЕЙ МАГНЕТИТСОДЕРЖАЩИХ ГОРНЫХ ПОРОД ИЗ ЗОНЫ ГИПЕРГЕНЕЗА Введение Термовязкая остаточная намагниченность образуется при нагревании образца гор ной породы в присутствии постоянного магнитного поля H до некоторой температу ры T TC (TC — температура Кюри основного магнитного минерала) и охлаждении до 20 С в немагнитном пространстве [1]. Максимальная (для данного значения поля H) величина Jrtv Tб C, H при нагревании образца до блокирующей температуры Tб — температуры, при которой имеет место максимум Гопкинсона на кривой зависимости начальной магнитной восприимчивости 0 от температуры T [1,2].

Tб Если T — верхняя температура образования Jrtv20 C,H — больше Tб, то значение из меренной при 20 C намагниченности меньше, чем при нагревании образца до Tб. Для образцов пород гипогенного типа, например, из глубинных скважин, термовязкая оста точная намагниченность при T TC вообще не образуется [2].

Среди класса термогенетических видов остаточных намагниченностей термовязкая Jrtv занимает особое место. Являясь одной из вторичных компонент Jn естественной остаточной намагниченности Jn изверженных пород и обладая высокой стабильностью ко многим разрушающим воздействиям, Jrtv может представлять собой серьезную про блему при палеомагнитных определениях. Разогревы, как континентальной коры, так и океанической, до температур, не превышающих точку Кюри магнитного минерала, мо гут приводить к образованию термовязкой остаточной намагниченности Jn, причём в магнитном поле, отличном от величины Hдр, т. е. от поля формирования первичной Jn.

С другой стороны, Jrtv может быть носителем информации о геофизических и гео логических условиях существования породы на протяжении определенных временных отрезков ее истории. Активная «жизнь» земной коры проявляется как в глобальных катаклизмах (тектонических трансформациях, вулканической деятельности, землетря сениях и т. п.), так и в локальных изменениях физических условий ее существования.

Локальные условия подразумевают состояние климата того или иного региона, измен чивости рельефа приповерхностного слоя земной коры, температуры, влажности, ат мосферного давления. Наличие изменчивости подобных условий предопределяет суще ствование особых локальных территорий коры, называемых зонами гипергенеза.

Иногда в литературе термин термовязкая используется применительно к вязкой (T1 ) остаточной намагниченности Jrv,H, образованной при некоторой постоянной темпера туре T1, отличной от 20 C. Это принципиально не верно, так как независимо от того, при какой температуре осуществляется измерение этой намагниченности (при T1 или 20 C), по своей сути, она — вязкая остаточная намагниченность, образованная при по стоянной заданной температуре T1. Поэтому в отличие от термовязкой — намагничен c И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова, И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова (T ) ности термогенетического класса — намагниченность Jrv,H следует относить к изотер мическому классу.

Термовязкая остаточная намагниченность обнаружена В. А. Шашкановым [1] при изучении зависимости полной мгновенной намагниченности образцов магнетитов Ан гаро-Илимского региона от температуры при нагревании их в постоянном магнитном поле H. Им была предложена формальная теория термовязкой остаточной намагни ченности, в основе которой лежит концепция магнитной вязкости Стрита и Вуллея [3].

Объектом изучения термовязкой намагниченности были образцы Ангаро-Илимского месторождения, которым свойственно явление -памяти. Однако в 70-х годах прошло го века магнетизму горных пород это явление было неизвестно. Первой работой, в которой было показано существование -памяти Jrtv, стала работа И. Н. Петрова [4]. В этой работе было показано, что среди множества видов остаточных намагниченностей -памятью обладает и термовязкая.

Более полное исследование гистерезисных и релаксационных свойств, как самой термовязкой остаточной намагниченности, так и ее -памяти, было представлено в работе [4]. Напомним главные результаты этой работы:

1. Термовязкая остаточная намагниченность образуется независимо от степени ги пергенных изменений магнетита в горной породе: механизм ее формирования не связан напрямую с механизмом возникновения -памяти Jrtv.

2. Основная часть термовязкой остаточной намагниченности Jrtv, равно как и её -память, создается в достаточно узком температурном интервале: ниже Tб — блоки рующей температуры образца.

3. Потенциальные энергетические барьеры, «составляющие» термовязкую намагни T ченность Jrtv20 С,H, являются частью барьеров, ответственных за образование парци 20 С альной термоостаточной намагниченности JrptT2,H.

4. Магнетитам из зоны гипергенеза свойственен «эффект первого нагрева», суть которого — значительное превышение величин Jrtv и, соответственно, Jrtv, свежих I I (не гретых) образцов над аналогичными значениями намагниченностей Jrtv и Jrtv, II II образованных при втором нагреве.

I 5. При образовании свежей Jrtv, если «верхняя» температура T2 достаточно вели ка, но не превышает TC магнетита, может возникнуть компонента намагниченности, связанная с переходом: маггемит — гематит и названная термохимической Jrtc. Термо химическую намагниченность следует также отнести к термогенетическому классу.

Таким образом, были выявлены интересные особенности и некоторые свойства тер мовязкой намагниченности Jrtv и её -памяти. Однако для построения физической модели формирования -памяти Jrtv этого пока недостаточно. Являясь намагниченно стью термогенетического типа, Jrtv и её -память могут играть очень важную роль при определениях тех или иных палеомагнитных параметров. Поэтому для более глубокого понимания физики высокотемпературного запоминания магнитного состояния при об разовании Jrtv необходимы дополнительные исследования. Прежде всего, это касается выполнимости или невыполнимости классических законов аддитивности Телье [5,6].

1. Выбор образцов Для проведения исследований было взято несколько коллекций магнетитсодержа щих горных пород, которым свойственно явление высокотемпературной магнитной па О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... Таблица 1. Магнитные параметры 0 0 1 1 2 Jrs, ед. СГС 2 (Jrptv ), % HC, Э Jrs, ед. СГС HC, Э Jrs, ед. СГС Номер образца 1 30, 1 27,6 30,5 26,9 0,97 3, 2 69,3 49,5 54,0 40,5 7,40 18, 3 280,5 30,9 136,7 17,3 4,1 23, мяти. Из них была выбрана коллекция образцов Ангаро-Илимского рудного магнети тового месторождения, так как она наиболее изучена ранее [2,7–9].

В табл. 1 приведены значения 2 (Jrs ), 2 Jrs и некоторых других параметров для трех образцов: образец №113 — с малой -памятью, назовем его магнитомягкий, или просто «мягкий» (№1), образец №352 — «средний» (№2) и образец №Ш-62 — с макси мальным значением (Jrs ) — «жёсткий» (№3) [7]. Заметим, что в таблице приведены значения -памяти второго порядка. Как было показано ранее [2,10], в результате пер вого цикла ВО 1 (Jrs ) и соответственно 1 Jrs, как правило, равны нулю или имеют очень малые значения. Под символами (Jrs ) и Jrs будем понимать -память (Jrs ) образцов, стабилизированных к ВО, т. е. -память n-го порядка (n 2) [7]. Напом ним, что высокотемпературная магнитная обработка (ВО) — процедура, при которой магнетитовый образец, намагниченный до насыщения, нагревается в нулевом поле до температуры Tm, превышающей TC магнетита (Tm = 600 C), и охлаждается в немаг нитном пространстве;

-память n-го порядка — намагниченность, остающаяся при 20 C после n-го цикла ВО [4].

Как следует из таблицы, отобранные образцы по своим параметрам являются яр кими «представителями» всей коллекции, так как отражают предельные значения их характеристик. Подобный выбор образцов в полной мере подходит для выполнения поставленных задач, т. е. изучения «физики явления». Именно для этого необходимы образцы, обладающие резко различающимися структурно-чувствительными парамет рами (СЧП). Заметим, что дубли образцов, вырезаемых из штуфов Ангаро-Илимской коллекции, часто значительно отличаются значениями СЧП, что говорит о неоднород ности распределения зерен магнетита во вмещающей породе.

Ввиду различия параметров «жесткости» образцов, при формировании термовяз кой Jrtv и мгновенной при повышенной температуре намагниченностей, использовалось магнитное поле различной величины. Выбор рабочего поля базировался на следующих соображениях. С одной стороны, поле должно быть минимальным для того, чтобы ярче «выделялась» термовязкая намагниченность. В то же время магнитное поле должно быть таким, чтобы иметь достаточную (измеримую) величину, превышающую по грешности определений Jrtv. Значения H для образцов № 1, 2 и 3 соответственно равнялись 21,6;

26,5 и 59 Э. Значения нормальной остаточной намагниченности: для образца №1 — Jr, 21, 6 Э = 1,29 ед. СГС, для №2 — Jr, 26, 5 Э = 0,24 ед. СГС и для №3 — Jr, 59 Э = 0,36 ед. СГС.

2. Алгоритмы изучения выполнимости законов Телье для термовязкой остаточной намагниченности и еt -памяти Прежде всего, отметим, что ранее понятие парциальной намагниченности применя лось только для термоостаточной намагниченности [5,6,11]. Термин парциальная термо И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова остаточная намагниченность JrptT,1 (T2 T1 ) был введён Э. Телье при палеомагнитных T2 H исследованиях объектов, основной магнитной компонентой которых был гематит [11].

В зарубежной литературе для обозначения парциальной термоостаточной намагничен ности часто применяют символику с использованием заглавных букв — pT RM.

В результате многочисленных лабораторных исследований магнитных свойств гор T ных пород для парциальных термоостаточных намагничей JrptT1,H были получены определенные эмпирические закономерности, названные в дальнейшем законами Те лье [5,6];

закон взаимности (равенства блокирующей и деблокирующей температур), закон независимости и закон аддитивности.

При интерпретации законов Телье с позиций теории Jrt,H Нееля для системы од T нодоменных невзаимодействующих частиц [11] аддитивность JrptT1,H легко объяснить, если магнитным носителем является гематит. В силу особенности природы магнетизма кристаллов Fe2 O3 они являются однодоменными в широком интервале измене ния их размеров: до 100 мкм, а с учетом неизометричности — и более. Если магнитное взаимодействие между частицами отсутствует, а это возможно только при малой их концентрации, то каждый из кристаллов имеет свою единственную блокирующую тем пературу. В отличие от гематита, зерна магнетита таких размеров многодоменны, а потому характеризуются спектром блокирующих температур. Соответственно, грани цы температурного интервала T1 T2 (T2 T1 ) в процессе образования JrptT1,H могут T «размываться» (изменяться), а законы Телье — не выполняться. Эти особенности лег ли в основу критерия однодоменности природных ферримагнитных зерен в образцах горных породах [12].

T Как уже отмечалось выше, термовязкая остаточная намагниченность Jrtv20 C,H яв ляется намагниченностью термогенетического типа. Так как её образование происхо дит в процессе нагревания образца до температуры T2 в присутствии магнитного поля, а охлаждение — в отсутствие H, то аналогично парциальной Jrt можно ввести поня тие парциальной термовязкой остаточной намагниченности JrptvT1,H, где T T1 T2 TC. В определённом смысле термовязкая остаточная намагниченность (пар циальная термовязкая) является антиподом термоостаточной (парциальной термооста точной) намагниченности.

В связи с такой трактовкой парциальных термоостаточных и термовязких оста точных намагниченностей остановимся на символике их обозначений. Нижний индекс J(rpt или rptv) указывает на принадлежность намагниченности к термоостаточному или термовязкому виду. Тем самым определяется «направленность» изменения темпе ратуры в присутствии магнитного поля H — охлаждение образца от T1 до T2 (T1 T2 );

T JrptT1,H — нагревание образца от T1 до T2 (T1 T2 ). Предлагаемая символика, при указании значений температур T1 и T2, в принципе, позволяет отказаться от понятий полная термоостаточная и полная термовязкая остаточная намагничен ности. В приведенной трактовке полная термоостаточная Jrt,H JrptT1,H ;

Jrt,H — это T парциальная термоостаточная намагниченность, образованная в интервале температур [T1, T2 ], где T1 = TC, а T2 = 20 C. Аналогично, полная термовязкая остаточная намаг ниченность Jrtv,H JrptvT1,H при T1 = 20 C и T2 = Tmax, где Tmax — максимальное T T значение «верхней» температуры нагрева образца при образовании JrptvT1,H. В нашем случае Tmax Tб.

О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... Таким образом, оба вида парциальных намагниченностей, по существу, являются функциями двух переменных: T1 и T2, а магнитное поле, присутствующее в их симво лическом обозначении, — параметр.

В работе [4] было показано, что «носители» Jrtv Tб C, H являются частью общего ре зерва «частиц», задействованных при образовании термоостаточной намагниченности Jrt TT2,0 C. Поэтому для более полного понимания природы термовязкой намагниченно CH сти необходимо исследование законов Телье, и в частности, закона аддитивности (ЗА) для парциальных Jrtv.

Одна из задач исследований свойств термовязкой намагниченности образцов магне тита состояла в изучении зависимостей значений парциальных термовязких намагни ченностей и их -памяти от T2 — «верхней» температуры образования Jrptv (в процен тах и единицах намагниченности), а также мгновенных остаточных намагниченностей (T2 ) Jr, 26,5 Э, образованных при температуре T2 и измеренных при 20 C.

Горная порода в течение своей истории может нагреваться до 100C в присутствии магнитного поля Земли, характерного для данного геологического момента времени.

Значение этого поля, вообще говоря, отличается по величине и направлению от по ля образования первичной Jn. Образующаяся при этом термовязкая намагниченность накладывается на Jn. Температурная магнитная чистка, отчасти, уничтожает эту «по меху». Для магнетитсодержащих пород, подвергнутых гипергенным изменениям, тер мочистка вообще не уничтожает Jrptv.

Отсутствие отработанной методики исследований ввиду инновационного их харак тера определило в качестве обязательной задачу разработки единого алгоритма полу (T ) чения Jrptv и Jrptv, а также мгновенных остаточных намагниченностей Jr, H2 (20 C), образованных при T2 и измеренных при комнатной температуре.

Значения парциальных термовязких намагниченностей изменяются в зависимости от температур T1 и T2 в широком интервале: от комнатной до температуры полного разрушения -памяти — Tp. Разбиение его на подынтервалы [T1, T2 ] приводит к раз личию величин намагниченностей Jrtv T2. На «среднем» образце №2 были изучены за T висимости намагниченностей JrptvT21, 26,5 Э и их -памятей при детальном разбиении T температурного интервала от 20 до 500 C на подынтервалы [T1 ;

T2 ].

В табл. 2 для каждого подынтервала приведены значения их -памятей, а также безразмерных коэффициентов R, представляющих собой значения парциальных тер мовязких намагниченностей Jrptv, нормированные на величину полной Jrtv :

JrptvT21, 26,5 Э T (1) R=.

Jrtv 500 C, 26,5 Э C Зная значения R, легко оптимизировать процессы нагревов — выбор величины подынтервалов [T1 ;

T2 ]. Это очень важно, поскольку требуется много времени при по лучении каждой величины намагниченности.

Проверка закона аддитивности парциальных термовязких намагниченностей про водилась для температурного интервала [(20 C), Tmax ], где Tmax — температура, при которой достигается максимальное значение полной термовязкой остаточной намагни ченности Jrtv T1max Э. Предполагалось [4], что значение Tmax 500C, что было под T, 26, тверждено экспериментально для дубля образца №2-II и отражено в табл. 2. По данным И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова Таблица 2. Значения -памяти и коэффициентов JrptvTT JrptvTT JrptvTT T1 —T2, C R 2 2 26,5 Э, ед. СГС 26,5 Э, ед. СГС,% 1, 1, 1, 26,5 Э 500–520 4,78 – – – 480–500 4,75 – – 0, 460–480 4,54 0,38 8,4 0, 440–460 3,60 – – 0, 420–440 2,90 0,23 8,0 0, 400–420 2,45 0,18 7,4 0, 350–400 2,28 0,16 7,3 0, 250–350 1,88 0,13 6,9 0, 20–250 1,88 0,09 5,1 0, 20–480 4,95 – – – 20–500 5,10 0,44 8,2 – 20–520 4,80 – – – Рис. 1. Зависимость JrptvTT1, 26,5 от температуры T2 для образца № Э таблицы построена зависимость JrptvT21, 26,5 Э от температуры T2 (рис. 1). Горизонталь T ный участок кривой в интервале температур от 20 до 350C указывает на постоянство значений парциальных термовязких намагниченностей, что позволяет делать густоту точек измерений на этом участке минимальной. Поведение кривой JrptvT21, 26,5 Э T2 при T T2 350 C характеризуется увеличением намагниченности.

Вблизи 500 C наблюдается ее максимум с уменьшением до некоторой величины вблизи TC (на рисунке не показано). Сумма значений парциальных термовязких оста точных намагниченностей составляет 29,06 ед. СГС, что превосходит значение полной (500 C) термовязкой остаточной намагниченности Jrtv (20 C), 26,5 Э, равной 5,10 ед. СГС, более чем в 5 раз. Из приведенных выше сравнений следует, что закон аддитивности для JrptvT21, 26,5 Э не выполняется.

T Значения термовязкой остаточной намагниченности, получаемые при нагревании образца в присутствии поля H до температуры T2, как и предполагалось, оказались О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... (T ) больше значений мгновенной остаточной намагниченности Jr, 26,5Э (20 C), созданной при той же температуре T2 и измеренной при комнатной температуре. Однако при повторениях опыта оказалось, что в результате каждого последующего эксперимента величина Jrtv несколько уменьшается. Возникло подозрение, что, несмотря на мно гочисленные, ранее осуществлявшиеся прогревы, образец не был полностью стабили зирован к высоким температурам. Для проверки этого образец с Jrs в течение часа выдерживался при температуре 500 C, после чего было проведено сравнение значений Jrs, образованной до и после описанной процедуры. Результаты сравнения следующие:

• Jrs до нагрева, ед. СГС — 32,73;

•Jrs после нагрева, ед. СГС — 32,19;

• Jrs, ед. СГС — 0,54.

Таким образом, разность Jrs между Jrs до нагрева и Jrs после нагрева составляет примерно 0,5 ед. СГС, т. е. около 1,5 %. По-видимому, это незначительное уменьшение следует отнести к погрешности определения Jrs. Отсутствие существенных измене ний величины Jrs (до и после прогрева) не подтверждает первоначальное подозрение о химических изменениях в зернах магнетита, происходящих при каждом последую (T2 ) щем нагревании образца. Значения же мгновенной намагниченности Jr, 26,5Э (20 C) в каждом эксперименте были одинаковыми: 4,23–4,52 ед. СГС.

Приведенные данные определялись на образце, на котором мгновенная остаточная намагниченность создавалась по следующей методике:

1) образец нагревался до 715 C;

2) далее охлаждался (H = 0) до температуры, несколько меньшей, чем T2 ;

3) производился медленный (для точной фиксации температуры образования) на грев образца до T2 ;

4) при T2 на 1 с включалось магнитное поле H = 26, 5 Э;

5) образец охлаждался до комнатной температуры (H = 0);

6) определялось значение остаточной намагниченности.

Таким образом, строго говоря, образец не приводился в размагниченное истинное абсолютное нулевое магнитное состояние, так как после нагрева до 750C не проис ходило его охлаждения в нулевом поле до комнатной температуры, как того требует классическая «процедура» приведения образца в ИАНС. По результатам четырех опре (500 C) делений среднее значение Jr, 26,5Э (20 C) оказалось равным 4,38 ед. СГС.

Для проверки правомерности описанной методики были выполнены эксперименты, (500 C) при которых образование Jr, 26,5Э (20 C) происходило из классического ИАНС, т. е.

состояния, созданного при охлаждении образца (H = 0) не до 500C, а до 20 C. В ре (500 C) зультате оказалась, что величина Jr, 26,5Э (20 C) равна 3,32 ед. СГС. Таким образом, величина мгновенной остаточной намагниченности, образованной по традиционной ме тодике, т. е. действительно из ИАНС, существенно (более чем на 30 %) отличается от таковой из «неполного» ИАНС. До конца причины этого не ясны.

Возможно, что охлаждение образца от 715 до 500 C, а не до 20 C, в немагнитном пространстве приводит его в своеобразное парциальное истинное АНС, сохраня Заметим, что именно определения, а не измерения, так как в данном случае погрешность зависит от точности установки образца в электромагните при намагничивании, от относительных погрешно стей измерения показаний магнитометра при взаимодействии его магнитной системы с образцом и с «эталоном».

И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова ющее следы -памяти «предыдущей» остаточной намагниченности, имевшейся до на грева.

При терморазмагничивании образца температура максимального прогрева Tm Tp, т. е. превышает TC магнетита и TN гематита, вследствие чего имевшаяся до нагре ва остаточная намагниченность образца при Tm должна разрушаться. Однако вклю чение при 500 C поля H ««ктивирует» контактные частицы, находящиеся при этой температуре в особом, «аккомодированном», состоянии, отличном от состояния при (500 C) комнатной температуре. В результате намагниченность Jr, 26,5Э (20 C), полученная подобным путем, оказывается больше мгновенной, образованной из действительного истинного размагниченного абсолютного нулевого состояния (ИАНС). Все намагни (T2 ) ченности, Jr, 26,5Э (20 C) и Jrptv, о которых пойдёт речь в дальнейшем, были получены исключительно из ИАНС.

Значения коэффициента R1 (H) вычислялись по формуле для двух значений H, где оба вида намагниченности получены из ИАНС:

Jrtv500 C, H C R1 (H) =. (2) (500 C) Jr,H Значения намагниченностей, полученные в поле 10 Э, следующие: Jr C (20 C) = (500 C) 500 C (20 C) = 0,80 ед. СГС и Jrtv, 20 C = 0,85 ед. СГС, R1 = 1, 06. Для поля 26,5 Э: Jr 3,32 ед. СГС, Jrtv, 500 C = 4,55 ед. СГС, R1 = 1, 53.

C Конструктивные особенности установки не позволяли проводить идентичные проце дуры нагрева, т. е. прохождение реперных температурных точек в одни и те же моменты времени от начала процесса. Вследствие этого влияние скорости нагрева образца на ве личину термовязкой остаточной намагниченности внесло бы существенные трудности в проведении экспериментов. На образце №2 была получена термовязкая намагничен ность Jrtv, 500 C, 26,5 Э, формировавшаяся при очень медленном прогреве (2 ч). Значение C намагниченности 4,55 ед. СГС, что в точности совпало со значением Jrtv, 500 C, 26,5 Э, C образующейся при нагреве в обычном режиме. Это значит, что величина термовязкой намагниченности не зависит от скорости (режима) прогрева образца.

3. Проверка закона аддитивности истинных парциальных термовязких намагниченностей Выше были приведены значения парциальных термовязких остаточных намагни ченностей и для образца № 2 произведены вычисления, позволяющие утверждать, что закон аддитивности не выполняется. Однако можно заметить, что для каждого тем пературного интервала [T1, T2 ], в котором определялись величины Jrptv T21, H, значения T мгновенных остаточных намагниченностей Jr, H (20 C), образованных при температу T ре T2 и измеренных при 20 C, сравнимы по величине с парциальными термовязкими намагниченностями или даже с полной. В связи с этим целесообразно ввести понятие истинной термовязкой намагниченности, которую будем обозначать символом Jrptv T2, H. Верхний индекс указывает на то, что Jrptv T21, H представляет собой супер T1 T позицию двух компонент: мгновенной Jr, H (20 C) и истинной Jrptv T2, H намагничен T T О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... ностей. Поэтому истинную термовязкую намагниченность, характеризующую термо вязкий эффект, определим следующим образом:

Jrptv T2, H = Jrptv T21, H Jr, H (20 C).

T (3) T1 T Данные, необходимые для проверки закона аддитивности для истинных парциаль ных термовязких намагниченностей Jrptv T2, H, были получены в ходе экспериментов, T проводившихся на образцах с разной величиной -памяти Jrs : образцы № 1, 2 и 3. При таком «направленном» выборе мы руководствовались простыми соображениями. Если в результате экспериментов будут выявлены какие-либо определенные тенденции, то на бльшем количестве образцов можно осуществить их проверку, и тем самым под о твердить или опровергнуть предполагаемые закономерности.

В табл. 3 для образца №1 («мягкого») представлены величины полной и парциаль ных термовязких Jrptv T21, H и мгновенных (при повышенной температуре) остаточных T намагниченностей, значения их -памяти и величины истинных парциальных термо вязких намагниченностей Jrptv T2, H для каждого температурного интервала.

T Таблица 3. Значения магнитных параметров для образца № 1 (Н = 21,6 Э) (T ) (T ) JrptvTT1, H, Jrptv T2, H, T1 —T2, C Jr, 21,6 Э (20 C), Jr, 20 Э (20 C), % 2, % T ед. СГС ед. СГС ед. СГС 20–100 1,53 5,4 1,08 6,4 0, 100–200 1,68 4,0 1,30 7,2 0, 200–300 1,84 4,2 1,58 3,8 0, 300–400 2,55 4,2 2,45 4,1 0, 400–500 4,53 4,5 4,21 5,8 0, 500–580 2,71 23,4 0,42 7,2 2, 580–600 0,12 80,4 0,013 100 0, 20–500 4,31 4,1 3,86 5,7 0, На рис. 2 представлены зависимости парциальной термовязкой Jrptv T21, H, мгновен T ной Jr, 21,6 Э (20 C) намагниченностей и Jrptv T21, H от температуры T2 образования T T намагниченности. Интерполяция производилась методом сплайнов. Кривые 1 и 2 име ют максимумы в районе блокирующей температуры, до которой можно выделить плав ный монотонный рост величин намагниченностей, а выше точки экстремума — резкий их спад. Характер поведения кривой f (T2 ) [Jr, 21,6 Э (20 C)] соответствует кривой T рис. 3.

Для интервала 580–600C величина Jrptv T21, H достигает 100 %. Границы это T го температурного интервала находятся за пределами TC магнетита. Следовательно, из всех «источников» намагниченности формирование Jrptv 580 C H может осуществ 600 C, ляться только за счет контактных частиц. На рис. 4 представлена гистограмма рас пределения парциальных термовязких остаточных намагниченностей для образца №1;

H = 21,6 Э.

Сумма парциальных термовязких намагниченностей Jrptv T2, H = 3,82 ед. СГС T (рис. 4), а значение полной намагниченности Jrptv 500 C, H = 0,45 ед. СГС.

C И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова Рис. 2. Зависимости парциальной термовязкой JrptvTT1, H (кри (T ) вая 1), мгновенной Jr, 21,6 Э (20 C) (кривая 2) намагниченностей и JrptvTT1, H (кривая 3) от температуры T2. Образец №1, H = 21, 6 Э Рис. 3. Зависимость JrptvTT1, H от температуры T2 образования намагниченности (в процентах). Образец №1, H = 21, 6 Э Результаты для образца №2 приведены в табл. 4, по ним построены зависимости (рис. 5).

На рис. 6 представлена гистограмма распределения парциальных термовязких на магниченностей для образца №2. Сумма истинных парциальных термовязких намагни ченностей Jrptv T2, H = 1,41 ед. СГС, а значение полной Jrptv 500 C, H = 1,23 ед. СГС.

C T О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... Рис. 4. Гистограмма распределения значений Jrptv T2, H (кри T вая 1) и Jrptv T2, H (кривая 2). Образец №1, H = 21, 6 Э T Рис. 5. Зависимости парциальной термовязкой JrptvTT1, H (кривая 1), (T ) (кривая 2) и JrptvTT1, H мгновенной намагниченности Jr, 26,5 Э (20 C) (кривая 3) от температуры T2. Образец №2, H = 26, 5 Э Для образца №3 результаты приведены в табл. 5, на рис. 7 представлены со ответствующие графики. На рис. 8 представлена гистограмма распределения пар циальных термовязких намагниченностей для образца Ш-62. Сумма парциальных И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова Таблица 4. Значения магнитных параметров для образца № 2 (Н = 26,5 Э) (T ) JrptvTT1, 26,5 Э, ед. СГС Jrptv T2, H, ед. СГС T1 –T2, C, % Jr, 26,5 Э (20 C), ед. СГС T 20–350 1,88 6,9 1,56 0, 350–450 2,60 7,8 2,56 0, 450–500 3,89 8,7 3,39 0, 500–580 1,28 38 0,98 0, 580–600 0,34 71 0,09 0, Рис. 6. Гистограмма распределения значений Jrptv T2, H (кривая 1) и T Jrptv T2, H (кривая 2). Образец №2, H = 26, 5 Э T Таблица 5. Значения магнитных параметров для образца №3 (Н = 59 Э) (T ) T Jrptv T2, H, ед. СГС T1 –T2, C Jr, 50 Э (20 C), ед. СГС Jrtv T1, 59 Э, ед. СГС, % T 20–350 0,68 10 0,56 0, 350–400 0,69 10 0,53 0, 400–440 0,70 10 0,61 0, 440–460 0,76 10 0,61 0, 460–480 0,76 11 0,67 0, 480–500 0,93 11 0,85 0, 500–580 0,82 32 0,18 0, 580–600 0,12 72 0,034 0, 20–500 1,68 – 0,85 0, термовязких намагниченностей Jrptv T2, H = 1,41 ед. СГС, а значение полной T 500 C Jrptv 20 C, H = 0,83 ед. СГС.

О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... Рис. 7. Зависимости парциальной термовязкой JrptvTT1, H (кривая 1), (T ) мгновенной намагниченности Jr, 59 Э (20 C) (кривая 2) и JrptvTT1, H 2 (кривая 3) от температуры T2. Образец №3, H = 59 Э Jrptv T2, H Рис. 8. Гистограмма распределения значений и T Jrptv T2, H.

Образец №3, H = 59 Э T Таким образом, для всех трех образцов закон аддитивности не выполняется, сумма истинных парциальных термовязких намагниченностей существенно превышает значе ние полной истинной термовязкой остаточной намагниченности:

1. Для образца №1: Jrptv T2, H = 3,82 ед. СГС, а Jrptv 500 C, H = 0,45 ед. СГС, C T Н = 21,6 Э.

И. Н. Петров, Е. С. Сергиенко, Р. В. Смирнова образца №2: Jrptv T2, H = 1,41 ед. СГС, а Jrptv 500 C, H = 1,23 ед. СГС, C 2. Для T Н= 26,5 Э.

образца №3: Jrptv T2, H = 1,41 ед. СГС, а Jrptv 500 C, H = 0,83 ед. СГС, C 3. Для T Н= 59 Э.

Сильнее всего термовязкий эффект проявляется на самом мягком 113-м образце, о чем свидетельствует превышение значения Jrptv T2, H над полной Jrptv 500 C, H.

C T Заключение По результатам экспериментов можно сделать следующие выводы:

1. Введены новые понятия парциальной термовязкой, а также истинной термовязкой остаточных намагниченностей.

2. Максимальный вклад в величины термовязкой и истинной термовязкой оста точных намагниченностей дают парциальные намагниченности, образованные вблизи 500 C, т. е. вблизи блокирующих температур (для всех трех образцов).

3. Закон аддитивности не выполняется как для парциальных термовязких Jrptv T21, H T (включающих в себя мгновенную, образованную при температуре T2 ), так и для ис тинных парциальных термовязких намагниченностей. Сумма истинных Jrptv больше полной Jrptv 500 C, H для каждого из образцов. Однако это превышение меньше, чем C превышение аналогичной суммы Jrptv T21, H над полной Jrtv.

T 4. Наиболее ярко нарушение закона аддитивности истинных парциальных термовяз ких намагниченностей проявляется на образце №1, имеющем самую малую величину T (Jrs ). Значение Jrptv Ti+1 для него превышает величину полной истинной термо i, H i вязкой намагниченности Jrptv 500 C, H в 8,5 раз (!), в то время как для «среднего» и C «жесткого» образцов сумма Jrptv превосходит полную Jrtv в 1,2 и 1,7 раз соответст венно.

5. Кривая значений Jrptv T21, H плавно и медленно увеличивается с ростом T2, T а выше блокирующей температуры образца — Tб — наблюдается ее резкий «взлет» до 70–80 %.

6. Наибольший термовязкий эффект имеет место для самого «мягкого» образца –– №1. Среди всех трех образцов значение суммы истинных парциальных намагниченно стей максимально: Jrptv T2, H = 3, 82 ед. СГС.

T 7. Величина мгновенной остаточной намагниченности Jr, H (20 C), созданной из T ИАНС, существенно меньше намагниченности, полученной из «неполного» ИАНС.

Неполное ИАНС — это такое состояние, когда образец, имевший какую-либо Jr, на пример Jrptv T21, H, нагревался при H = 0 до T TP, затем охлаждался до T1 (или T чуть ниже) также без поля, после чего при T2 включалось и выключалось поле H –– образовывалась мгновенная остаточная намагниченность Jr, H (20 C). Причины этого T до конца не ясны.

8. Для образца №1 (мягкого) величина Jrptv 600 C 21,6 Э достигает 100 %. Верхняя 580 C, граница температурного интервала образования этой намагниченности превышает TC магнетита, находящегося в парамагнитном состоянии. Следовательно, формирование Jrptv T21, H может осуществляться только за счет контактных частиц.

T О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей... Указатель литературы 1. Шашканов В. А., Металлова В. В. Об одном виде намагниченности горных пород // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1970. № 9. С. 102–106.

2. Петров И. Н., Каулио В. В., Шашканов В. А., Костеров А. А. Термовязкая намагничен ность магнетитсодержащих горных пород из зоны гипергенеза // Вопросы геофизики.

СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 1998. Вып. 35. С. 295–308.

3. Street R., Wooley I. C. A study of magnetic viscosity // Proc. Phys. Soc. A. 1949. Vol. 62.

P. 562–572.

4. Петров И. Н. Высокотемпературная память остаточной намагниченности магнетита // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1986. T. 7. С. 91–100.

5. Thellier E. Sur l’aimantation des terres cuites et ses applications gophysiques // Ann. Inst.

e Phys. Globe de Paris. 1938. Vol. 16. P. 157–302.

6. Thellier E. Proprietes magnetiques des terres cuites et des roches //J. Phys. Radium. 1951.

N 12. P. 205–218.

7. Петров И. Н., Металлова В. В. Природа переходной термоостаточной намагниченно сти // Вопросы геофизики. 1973. Вып. 23. С. 12–52.

8. Петров И. Н., Димитриев С. В. Особенности высокотемпературной памяти термооста точной намагниченности магнетитсодержащих горных пород // Вопросы геофизики.

СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 1994. Вып. 34. С. 213–228.

9. Димитриев С. В., Петров И. Н., Металлова В. В., Сталинитова Ж. И. Высокотемпе ратурная магнитная память горных пород и ее стабильность к воздействию магнитных полей // Вестник ЛГУ. Сер. 4. 1989. С. 86–90.

10. Петров И. Н., Адам Е. Е., Шашканов В. А. О магнитных носителях -памяти термо остаточной намагниченности горных пород, содержащих крупные зерна магнетита // Вопросы геофизики. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2005. Вып. 38. С. 166–173.

11. Neel L. Some theoretical aspects of rock magnetism // Adv. Phys. 1955. Vol. 18. P. 191–243.

12. Большаков А. С., Щербакова В. В. Термомагнитный критерий определения доменной структуры ферромагнетиков // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1979. № 2. С. 38–47.

СОДЕРЖАНИЕ Яновская Т. Б., Королева Т. Ю., Лыскова Е. Л. Строение верхней мантии в окрестности линии Торнквиста—Тессейра по данным шумовой поверхностно-волновой томо графии............................................................................ Ковтун Ал. А. Дисперсионные уравнения для пористого слоя Био между упругими полупространствами.............................................................. Киселев Ю. В., Троян В. Н. Численное моделирование восстановления локальных неод нородностей с использованием сейсмического и электромагнитного волновых по лей.


............................................................................... Проневич А. Б., Дель С., Каштан Б. М. Построение миграционных формул в однород ной упругой анизотропной среде................................................. Даниловская Л. О., Корнеев В. А., Каштан Б. М. Волна Крауклиса в слоистой упругой среде.............................................................................. Вагин С. А. Контролируемая трансформация несглаженных магнитотеллурических данных............................................................................ Ковтун А. А., Варданянц И. Л. Параметры астеносферы Фенноскандинавского щита по магнитотеллурическим данным эксперимента BEAR......................... Антащук К. М., Сараев А. К., Прокофьев О. М. Опыт применения АМТ-зондирований при поисках геотермальных источников на п-ове Камчатка..................... Петров И. Н., Сергиенко Е. С., Смирнова Р. В. О законе аддитивности парциальных термовязких остаточных намагниченностей магнетитсодержащих горных пород из зоны гипергенеза.............................................................. CONTENTS Yanovskaya T. B., Koroleva T. Yu., Lyskova E. L. Upper mantle structure in the vicinity of the Tornquist—Teisseyre zone from the ambient noise surface wave tomography.... Kovtun Al. A. The dispersion equations for uid-saturated elastic layer between two elastic half-spaces......................................................................... Kiselev Yu. V., Troyan V. N. Numerical modeling of restoration of local inhomogeneities with the use of seismic and electromagnetic wave elds.................................. Pronevich A. B., Dell S., Kashtan B. M. Diraction travel time approximation for a homo geneous anisotropic elastic medium................................................ Danilovskaya L. O., Korneev V. A., Kashtan B. M. Krauklis wave in a layered elastic medium Vagin S. A. Controllable transformation of unsmoothed magnetotelluric data.............. Kovtun A. A., Vardaniants I. L. Parameters of the Fennoscandian shield asthenosphere by the experiment BEAR manetotelluric data......................................... Antashchuk K. M., Saraev A. K., Prokofjev O. M. Experience of AMT soundings application for geothermal exploration on the Kamchatka Peninsula............................ Petrov I. N., Sergienko E. S., Smirnova R. V. About the law of additivity for partial thermo viscous remanent magnetizations in magnetite-containing rocks from hyper genesis zone............................................................................... УДК 550. Я н о в с к а я Т. Б., К о р о л е в а Т. Ю., Л ы с к о в а Е. Л. Строение верхней мантии в окрест ности линии Торнквиста—Тессейра по данным шумовой поверхностно-волновой томографии // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 3–16. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Проанализированы способы исключения влияния землетрясений на кросс-корреляцион ную функцию (ККФ) сейсмического шума. Показано, что исключение участков сейсмограмм с записями землетрясений с M 5 не приводит к удовлетворительным результатам — влияние землетрясений хотя и уменьшается, но не исключается полностью. Гораздо лучший резуль тат дает использование записей за те годы, когда отсутствовали скопления землетрясений в малом по размерам районе, — это 2001, 2002 и 2003 г. Улучшение результатов достигается суммированием ККФ за эти 3 года. Таким способом были получены ККФ на парах станций и соответственно дисперсионные кривые волн Рэлея на межстанционных трассах, пересекающих Восточно-Европейскую платформу и восточную часть Западной Европы. Методом поверхност но-волновой томографии построены латеральные распределения скоростей рэлеевских волн в интервале периодов 10–100 с, что позволило определить локальные дисперсионные кривые в отдельных точках исследуемой территории, а по ним восстановить вертикальные скоростные разрезы поперечных волн в выбранных точках. По этим разрезам восстановлены латеральные распределения скоростей на разных глубинах в верхней мантии в интервале от 50 до 300 км.

Выявлено существенное различие структур по разные стороны линии Торнквиста—Тессейра (ТТ): на глубинах астеносферы (100–200 км) скорости поперечных волн с запада от линии ТТ ниже, чем с восточной, а на больших глубинах (250–300 км) происходит повышение скорости с западной стороны ТТ.

Библиогр. 28 назв. Ил. 9.

УДK 550. К о в т у н Ал. А. Дисперсионные уравнения для пористого слоя Био между упругими полу пространствами // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 17– 34. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Приведен вывод дисперсионных уравнений для моделей сред, состоящих из пористого слоя Био между упругими полупространствами в случаях граничных условий типа жесткого кон такта, а также контакта с проскальзыванием.

Библиогр. 12 назв. Ил. 7.

УДК 550. К и с е л е в Ю. В., Т р о я н В. Н. Численное моделирование восстановления локальных неод нородностей с использованием сейсмического и электромагнитного волновых полей // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 35–43. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Рассматриваются результаты численного моделирования восстановления локальных упру гих неоднородностей и возмущений электрической проводимости. Восстановление выполнено методом дифракционной томографии при зондировании исследуемых областей упругими и электромагнитными волнами в низкочастотном приближении. Прямые задачи на распростра нение упругих и электромагнитных волн решаются конечно-разностным методом. Восстанов ление выполняется во временной области в приближении Борна первого порядка. Рассмат риваются результаты восстановления неоднородностей с использованием итерационного алго ритма с последовательной коррекцией оцениваемых параметров. Каждый шаг итерационного алгоритма содержит решение прямой задачи на распространение волнового поля и восстанов ление искомых параметров методом дифракционной томографии.

Библ. 6 назв. Ил. 5.

УДК 550. П р о н е в и ч А. Б., Д е л ь С., К а ш т а н Б. М. Построение миграционных формул в одно родной упругой анизотропной среде // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб.

ун-та, 2012. С. 44–52. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Дифрагированные волны играют важную роль при обработке сейсмических данных, так как они позволяют получить качественные сейсмические изображения геологических сред. Но до настоящего времени при построении сейсмических изображений (при миграции) зачастую полагалось, что рассматриваемая среда изотропна. Мы получили приближенное уравнение для годографа дифрагированной волны в случае однородной анизотропной среды. Наше уравнение представлено в виде уравнения «двойного квадратного корня», что позволяет нам с достаточно большой точностью описать годограф. В анизотропной среде положение вершины годографа может быть смещено относительно положения точки дифракции. Величина этого смещения зависит от угла, под которым приходит наибыстрый луч, идущий от дифрактора. Полученное нами приближенное уравнение зависит от четырех независимых параметров: лучевого угла, соответствующего наибыстрому лучу, лучевой скорости вдоль этого луча, первых и вторых производных лучевой скорости по отношению к их углу. Сравнение значений времени хода дифрагированной волны, вычисленные по новой приближенной формуле, с точным решением для различных моделей демонстрирует действенность нового метода.

Библиогр. 8 назв. Ил. 4.

УДК 550. Д а н и л о в с к а я Л. О., К о р н е е в В. А., К а ш т а н Б. М. Волна Крауклиса в слоистой упругой среде // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 53–61. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Волна Крауклиса — медленная дисперсионная волна, распространяющаяся в слое жидко сти, заключенном между двумя упругими средами. Она определяется большой амплитудой, высокой дисперсией и заключением в трещины, заполненные жидкостью. Предполагается, что эта волна играет значительную роль в явлениях распространения волн в сейсмологии, аку стике, инженерно-технических работах и физиологии слуха. Волна Крауклиса в трехслойной модели имеет различные режимы распространения: режим низких и высоких частот, режим тонких пластин и полупространств. Полученные асимптотические решения являются хорошим приближением точных решений, а аналитическое условие — точной оценкой перехода волны Крауклиса из режима «тонких» пластин к режиму полупространств. Условия резонанса для волны Крауклиса подтвердили существование резонансов в диапазоне сейсмических частот в лабораторном эксперименте. Это может позволить изучать медленную волну в различных реальных моделях, имитирующих трещины, заполненные жидкостью. В сейсморазведке вол на Крауклиса может быть важной компонентой в явлениях гидроразрыва пласта, распро странения сейсмических волн в трещиноватых коллекторах, обнаружения и контролирования трещин и систем микротрещин.


Библиогр. 11 назв. Ил. 3.

УДК 550. В а г и н С. А. Контролируемая трансформация несглаженных магнитотеллурических данных // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 62–66. — (Ученые за писки СПбГУ;

№ 445).

Рассмотрен алгоритм контролируемой трансформации несглаженных магнитотеллуриче ских данных в рамках одномерной интерпретации. Особенностью алгоритма является обнов ление на каждой итерации как сопротивлений, так и геометрии геоэлектрического разреза.

Сглаживание происходит на завершающейся стадии алгоритма самим методом магнитотеллу рического зондирования. Устойчивость трансформации обеспечивается способом коррекции сопротивлений. Программа тестирована на модельных и экспериментальных данных. Прове дено сравнение с одномерной инверсией методом Марквардта—Левенберга с адаптивной регу ляризацией.

Библиогр. 7 назв. Ил. 3.

УДK 550. К о в т у н А. А., В а р д а н я н ц И. Л. Параметры астеносферы Фенноскандинавского щита по магнитотеллурическим данным эксперимента BEAR // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.:

Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 67–78. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

В ходе международного эксперимента BEAR (Baltic Electromagnetic Array Research), про веденного летом 1998 г., были выполнены синхронные магнитотеллурические (МТ) зондирова ния в интервале периодов от 10 с до суток в 46 пунктах Фенноскандинавского щита. В настоя щей статье подводится итог серии работ, выполненных нами с 2002 по 2010 г., в которых даны выводы о строении верхней мантии Фенноскандинавского щита и намечены пути дальней шего повышения эффективности магнитотеллурического метода при определении мощности литосферной плиты и геоэлектрических параметров астеносферы. Проведенное исследование строения верхней мантии по МТ-данным BEAR позволило уверенно сказать о наличии асте носферы на глубине от 180 до 300 км с удельным сопротивлением 20–40 Ом·м. Для получения более строгих оценок необходимо провести интерпретацию данных BEAR с использованием МВ-данных, полученных непосредственно по обсерваториям, расположенным на территории Фенноскандинавского щита. Возможно, этот подход позволит провести районирование Фен носкандинавского щита по мощности и глубине залегания астеносферы.

Библиогр. 19 назв. Ил. 10.

УДК 550. А н т а щ у к К. М., С а р а е в А. К., П р о к о ф ь е в О. М. Опыт применения АМТ-зондирований при поисках геотермальных источников на п-ове Камчатка // Вопросы геофизики. Вып. 45.

СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 79–94. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

Рассматриваются результаты аудиомагнитотеллурических (АМТ) зондирований, выпол ненных при поисках геотермальных источников в северо-западной (Паланская площадь) и цен тральной (Ключевская площадь) частях п-ова Камчатка. Работы были нацелены на выявление относительно малоглубинных (до 2 км) низко- и среднетемпературных (до 100–150 C) геотер мальных источников. На Паланской площади исследования были проведены в два этапа: пред варительном и детализационном. На предварительном этапе по данным АМТ-зондирований были оценены перспективы нескольких заранее выбранных участков. На этапе детализации по результатам исследований наиболее перспективного участка надежно установлена его двух мерная структура и с помощью 2D-инверсии получены геоэлектрические разрезы до глуби ны 2.5–3 км. По результатам зондирований рекомендовано доизучение выделенной глубинной аномалии электропроводности и последующая проверка бурением. На Ключевской площади работы выполнены на двух участках — южном и северном. Для южного участка установлено погружение мел-палеогенового фундамента в восточном направлении, однако, перспективных на обнаружение геотермальных источников аномалий не выявлено. На северном участке дан ные АМТ-зондирований позволили уточнить геологическое строение и выделить аномалию, расположенную в районе интрузивного тела и перспективную на обнаружение геотермального источника.

Библиогр. 10 назв. Ил. 11.

УДК 550. П е т р о в И. Н., С е р г и е н к о Е. С., С м и р н о в а Р. В. О законе аддитивности парциаль ных термовязких остаточных намагниченностей магнетитсодержащих горных пород из зоны гипергенеза // Вопросы геофизики. Вып. 45. СПб.: Изд-во С.-Петерб. ун-та, 2012. С. 95–109. — (Ученые записки СПбГУ;

№ 445).

В работе изучены новые аспекты термовязкой намагниченности. Введены понятия парци альной термовязкой остаточной намагниченности, истинной термовязкой и истинной парци альной термовязкой остаточных намагниченностей, а также описано новое представление о парциальном истинном абсолютном нулевом магнитном состоянии образца — pИАНС.

На трех различных образцах коллекции Ангаро-Илимских магнетитов изучена выполни мость закона аддитивности Телье для истинных парциальных термовязких остаточных на магниченностей. Показано, что для всех трех образцов сумма истинных парциальных термо вязких остаточных намагниченностей больше величины полной истинной термовязкой оста точной намагниченности. При обсуждении экспериментальных результатов использовалась модель носителей остаточной намагниченности крупного природного магнетитового зерна из зоны гипергенеза.

Библиогр. 12 назв. Ил. 8.

Y a n o v s k a y a T. B., K o r o l e v a T. Yu., L y s k o v a E. L. Upper mantle structure in the vicinity of the Tornquist—Teisseyre zone from the ambient noise surface wave tomography // Problems of geophysics.

Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 3–16. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

Analyzed are the methods for suppression of the eect of earthquakes on the cross-correlation function (CCF) of seismic ambient noise. It is shown that elimination of the parts of seismograms with earthquake M 5 records does not lead to satisfactory results: eect of earthquakes though decreasing but is not completely excluded. Much better result turns out to be we use the records for the years without clusters of earthquakes within areas of small size. It was shown that such years are 2001, 2002, 2003. The results are improved by summation of CCFs for these three years. Using such an approach we obtained the CCFs at pairs stations of and correspondingly Rayleigh wave dispersion curves at the interstation paths crossing the East-European Platform and the eastern part of the West Europe. Lateral distribution of the Rayleigh wave velocities are obtained in the period range of 10–100 s from which local dispersion curves are determined in some selected points in the study region. The local dispersion curves are used to reconstruct vertical velocity-depths curves for S-waves in the set of points. Finally lateral S-wave velocity variations at dierent depths in the upper mantle in the depth interval of 50-300 km are obtained. A considerable dierence in the upper mantle structure at the opposite sides of the Tornquist-Teisseyre Line (TT) is found out: in the asthenosphere (100–200 km) S-wave velocities at the western side of TT are found be lower than at the eastern side, and vice versa, at large depths (250–300 km) the velocities at the western side are higher than at the eastern side.

K o v t u n Al. A. The dispersion equations for uid-saturated porelastic layer beetwin two elastic half-spaces // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012.

P. 17–34. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

The dispersion equations for modeles of media contained porosy Biot layer beetwin two elastic halwspaces with condition sliding and welded contacts at interfaces are derived.

K i s e l e v Yu. V., T r o y a n V. N. Numerical modeling of restoration of local inhomogeneities with the use of seismic and electromagnetic wave elds // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 35–43. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

The results of numerical simulation on restoration of the local elastic inhomogeneities and the local perturbations of electrical conductivity are considered. The restoration is implemented by the diraction tomography method with the help of elastic and electromagnetic sounding waveelds. The perturbations of electrical conductivity are restored by “diusive” electromagnetic eld. In both cases, seismic and electro magnetic, the direct problem is solved by the nite dierence method and the restoration is implemented in the tome domain using the rst order Born approximation. We consider restoration of inhomogeneity parameters with the help of iterative procedure with consequent correction of the estimated parameters.

Each step of the iterative procedure includes solution of the direct problem and restoration of the desired parameters by the diraction tomography method.

P r o n e v i c h A. B., D e l l S., K a s h t a n B. M. Diraction travel time approximation for an homogeneous anisotropic elastic medium // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 44–52. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

Diraction play an important part of seismic processing since they provide the high-resolution seicmic imaging. However, until now only isotripic media are considered in diraction imaging. We derive an ap proximation of the diraction response for a homogeneous anisotropic medium. Our traveltime expression is formulated as a double-square-root that allows us to accurately and reliably describe diractoin traveltimes.

In the homogeneous anisotropic medium, the location of the diraction apex might be shifted with respect to the diractor location. The magnitude of the shift depends on the angle of emergence of the fastest ray emit ted from the diractor. In general, our approximation depends on four independet parameters: emergence angle of the fastest ray, ray velocity along this ray, and rst and second-order derivaties of the ray velocity with respect to the ray angle. We evaluate the eectiveness of our diraction response approximation by comparing the numerically computed traveltime with exact values for dierent models.

D a n i l o v s k a y a L. O., K o r n e e v V. A., K a s h t a n B. M. Krauklis wave in a layered elastic medium // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 53–61. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

The Krauklis wave is a slow dispersive wave mode that propagates in a uid layer bounded by elastic media. There are indications that Krauklis wave plays a signicant role in a variety of wave propagation phe nomena in seismology, acoustics, engineering and hearing physiology. This is dened by its large amplitudes, high dispersion and connement to the fractures lled with uid.

Krauklis wave in a three-layered elastic model has dierent propagation regimes depending on model parameters. The obtained asymptote solutions revealed good coincidence with the exact solutions. Obtained analytical conditions accurately evaluate the transitions between dierent asymptote. Resonance conditions for the Krauklis wave predict existence of resonances within the seismic frequency range at a laboratory scale. If veried, this will allow studies of the Krauklis waves in a variety of realistic models that simulate fractures lled with uids. In the prospecting seismology Krauklis wave might be an important component of the hydro-fracturing, seismic wave propagation in fractured reservoirs, and fracture detection.

V a g i n S. A. Controllable transformation of unsmoothed magnetotelluric data // Problems of geo physics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 62–66. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

The algorithm of controllable transformation of unsmoothed magnitotelluric data within one-dimensional interpretation is considered. Feature of algorithm is updating on each iteration as resistance, and geometry of a geoelectric section. Smoothing occurs at a coming to the end stage of algorithm by method of magni totelluric sounding. Stability of transformation is provided with way of correction of resistance. The program is tested on modeling and experimental data. Comparison with one-dimensional inversion by Marquardt Levenberg method with adaptive regularization is carried out.

K o v t u n A. A., V a r d a n i a n t s I. L. Parameters of the Fennoscandian shield asthenosphere by the exsperiment BEAR manetotelluric data // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 67–78. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

In the course of the international experiment BEAR (summer 1998) there were performed synchronous magnetotelluric soundings within the period range from 10 s till own day at 46 sites of Fennoscandian Shield.

In present paper we sum up the results of a number of our works performed during 2002–2010 years, in which we managed to form conception of Fennoscandian Shield upper mantle structure and to outline ways for further rising of MT method potentialities for dening thickness of the lithosphere plate and geoelectrical parameters of the asthenosphere.

The performed studying of the upper mantle structure by the BEAR MT data made it possible to more condently speak about the presence of the asthenosphere layer at the depth from 180 to 300 km with the resistivity 20–40 Om·m. In order to get more strict estimation it is necessary to perform interpretation of BEAR data using MV data obtained by observatories located directly at the Fennoscandian Shield. May be this approach will made it possible to divide Fennoscandian Shield territory into the regions according to the thickness and bedding depth of the asthenosphere.

A n t a s h c h u k K. M., S a r a e v A. K., P r o k o f j e v O. M. Experience of AMT soundings application for geothermal exploration on the Kamchatka Peninsula // Problems of geophysics. Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 79–94. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

Results of audiomagnetotelluric (AMT) soundings fullled at searches of geothermal deposits in the north-west (Palana area) and central (Kluchi area) parts of the Kamchatka Peninsula are considered. The works were directed on the search of rather shallow (up to 2 km) low and middle-temperature (up to 100– 150 C) geothermal sources. In the Palana area researches were carried out in two stages, preliminary and detail. At the preliminary stage on AMT soundings data the prospects of the several beforehand selected sites were estimated. At the detail stage of the most perspective site investigations its 2D structure has been reliably determined and using the 2D inversion geoelectric sections up to depth of 2.5–3 km have been plotted. According to the sounding results the supplementary study of the allocated deep anomaly has been recommended with the subsequent check by drilling. In the Kluchi area the investigations have been executed in two sites — southern and northern. For the southern site the dipping of the basement in the eastern direction has been found, however perspective anomalies for geothermal sources detection have not been revealed. In the northern site AMT soundings data have allowed to specify its geologic structure and to allocate anomaly in the vicinity of an intrusive body and perspective for a geothermal source detection.

P e t r o v I. N., S e r g i e n k o E. S., S m i r n o v a R. V. About the law of additivity for partial thermoviscous remanent magnetizations in magnetite-containing rocks from hypergenesis zone // Problems of geophysics.

Issue 45. SPb.: Edition of St. Petersburg University, 2012. P. 95–109. — (The scientic papers of SPbU;

N 445).

New aspects of thermoviscous magnetization are presented in the paper. Concepts of partial thermovis cous remanent magnetization, true thermoviscous and true partial thermoviscous remanent magnetizations are introduced. Also a new idea about partial true absolute zero magnetic state of a sample — рTAZS — is described.

For three various samples from Angaro-Ylym collection of magnetites a check of Thellier law of additivity has been carried out for true partial thermoviscous remanent magnetization was provided. It is shown that for all three samples the sum of values of true partial thermoviscous remanent magnetizations is greater than the value of full true thermoviscous remanent magnetization. The model of carriers of remanent magnetization in a large natural magnetite grain from a hypergenesis zone is used in the discussion of experimental results.

Научное издание ВОПРОСЫ ГЕОФИЗИКИ Сборник статей В ы п у с к Редактор Н. И. Сочивко Компьютерная верстка Ю. Ю. Таурина Подписано в печать 29.12.2012. Формат 70100 1 /16.

Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 9,75. Тираж 100 экз. Заказ № Издательство СПбГУ.

199004, С.-Петербург, В. О., 6-я линия, 11/ Тел. (812) 328-96-17;

факс (812) 328-44- E-mail: editor@unipress.ru www.unipress.ru Издательско-полиграфический комплекс «Вести».

191311, С.-Петербург, ул. Смольного, д.

Pages:     | 1 | 2 ||
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.