1、五、 39Ar反冲(recoil)发现Ar-Ar测年技术对于测定月球物质小的全岩样品年龄特别有用，尤其是对细粒的月海玄武岩。图16中的虚线型式表示了典型的释气型式(Turner和Cadogan，1974)，是因为从低Ar保持力的富K位置有8%的放射成因Ar丢失。然而，其它样品或者表现出在高温部分表面年龄的显著降低或者是特别在细粒岩石中在大部分释气阶段表面年龄的逐渐降低。后者的实例导致研究人员怀疑样品内，可能是在照射过程中有Ar重新分配。Mitchell(在Turner和Cadogan,1974的文章中)提出在从39K的n，p反应中39Ar的反冲可引起该核素的小范围重新分布。Turner和Cad
2、ogan计算出该效应从含钾矿物表面到平均0.08m的深度能亏损氩(图17)。为了证明该过程对细粒物质的实际影响，他们将一个中粒铁质玄武岩在照射前研磨到1-10m。设想含钾晶格的大约10%在颗粒边界的0.1m内，因此39Ar能反冲出晶格。预期释放出的39Ar将进入到象斜长石、辉石和钛铁矿这类的低钾矿物中，导致低温释气老的表面年龄与高温释气年轻的表面年龄。,图16 细研碎由于39Ar的反冲对40-39年龄谱的影响,图17 由于反冲计算的含钾矿物表面39Ar浓度的下降,发现39Ar的反冲问题在试图将40Ar-39Ar测年应用到自生沉积矿物海绿石中更加特别严重(如Foland等，1984)。这可能是由
3、于构成球状颗粒的海绿石结晶体非常小的缘故。然而，Smith等(1993)证明这个问题可以通过将海绿石颗粒在照射前压紧装于小的玻璃安瓿中加以克服。为了校正从颗粒剩余部分中的Ar丢失，反冲产物便可收集起来用于分析。 六、热年代学定量化地壳岩石冷却速率更有用的方法是封闭温度的概念，其理论依据是矿物的氩丢失可以由热扩散系数加以描述：,6.13,这里D0是矿物的热扩散率、E是氩扩散的活化能、R是气体常数、T是绝对温度。指数造成D为非常强温度函数。因此，小的温度下降能引起迅速的氩扩散丢失态到非常缓慢的氩扩散丢失态的过渡。这种相当尖锐的过程构成封闭过程。Dodson将封闭温度TB定义如下：,6.14,这里A
4、是考虑含氩矿物晶体形状的几何参数(对球形、圆柱形、片状分别为55、27、9)、a是从内部到颗粒表面平均扩散路径的长度、为冷却时间常数。后者定义为：,6.15,这里(-C)B在封闭温度TB处的冷却速率。因此，将方程6.15代入6.14得到：,6.16,Buchan等(1977)提出了从Ar-Ar谱图计算封闭温度的方法并由Berger和York(1981a)作了改进。来自缓慢冷却地体中的矿物必须有坪年龄。在此坪中对每一加热阶段，在一定时间内释放的放射成,因40Ar的体积被用来计算D/a2。对于黑云母这类的片状矿物有如下一般形式的扩散方程(如Harrison和McDougall，1981)：,6.1
5、7,这里f是氩丢失分数、t是加热时间、q是几何因子。 在对数坐标对每一步温度的倒数图上将结果投点，形成一条Arrhenius线(如图18)。如果Ar扩散丢失服从预期的Arrhenius定律，那么坪年龄中每一步应构成一条直线，其斜率为活化能E，其y轴截距就是频率因子D0/a2。这些值使得方程6.16能解出来，如果在封闭温度(TB)处的冷却速率(-C)B能估计出。幸运的是，温度解对冷却速率只有弱的依赖性，也就是说该值一个数量级上的变化只引起计算出的封闭温度10%的变化。因为TB出现在方程6.16的两边，必须用迭代法解，但它迅速收敛。该方法的有力性是矿物的封闭温度直接依据所测测年矿物计算，,图18
6、安大略Haliburton 高地Grenville闪长岩中角闪石的Arrhenius图 7个实黑点排列确定的封闭温度,而不是依赖于文献中不同类型矿物一般化的封闭温度(它可能不适于所研究的特殊的冷却速率)。Berger和York(1981)将“热年代学”方法应用于加拿大南安大略格林威尔省造山后的冷却研究。格林威尔带中深成岩的年龄变化于1.0Ga到2.7Ga之间，但大多数K-Ar年龄低于1Ga，并被归结为碰撞造山作用后的抬升与冷却(Harper，1967)。Berger和York研究了来自Haliburton高地的闪长岩与辉长岩体，对该区都测定了详细的冷却曲线并解释这些岩石的古地磁数据。Halib
7、urton闪长岩的典型40-39的型式是如图19所示的合理坪。这些样品投点于图18与图20的Arrhenius图上。图18中，角闪石表现出相当简单的排列，尽管低温和高温点必须从回归线上排除。钾长石表现出一致的低温行为，但高温数据不规则，可能是由于在900以上晶格破坏所致。最不寻常的由黑云母所表现出的，在许多情况下产生构成近平行排列的两个热脉冲。然而，从两段计算出的封闭温度通常在误差范围内。Berger和York推测在正常行为中的破裂是由于结构破坏。,图19 用于确定封闭温度的角闪石、黑云母、钾长石分析的40-39年龄谱,图20 图19测定的格林威尔钾长石（实心和空心三角形）与黑云母（实心与空心
8、方块）的Arrhenius图,所有分析矿物的结果表示于封闭温度对年龄的图上(图21)。无误差棒的点没有达到可靠性判据(要求坪年龄与Arrhenius相关线两者都有四个或五个统计学上良好拟合的点)。数据说明了从在980Ma时角闪石大约700的封闭温度到900Ma时黑云母大约380的封闭温度的相当快速冷却(大约5/Ma)的清晰描述。其后，数据主要来自斜长石，表现出相当大的离散。Berger和York的原始解释(图21中的实线)称为后来300Ma期间非常缓慢的冷却(低于1/Ma)。然而，在对来自格林威尔Hastings盆地中的辉长岩(大约Haliburton高地以东80km)的研究中，Berger和
9、York(1981b)认识到900Ma后明显缓慢的冷却曲线可能真实代表更近的热事件。斜长石数据的后一种解释得到了Hanes等(1988)根据Hastings盆地Elzevir和Skootamata深成岩40-39测年的支持。Hanes等分析了表现在400到600Ma之间具当普通坪年龄范围的三个斜长石。37Ar/39Ar与释放的39Ar分数的变化用作这些矿物内不同域的Ca/K比值指标。这些型式的中部相当明显的峰丘指示所分析的斜长石是多相系统。它们显示了具不同年龄的两个不同类型的蚀变。,图21由40-39数据计算的矿物封闭温度图解,Hanes等提出分散的粗粒绿帘石和白云母蚀变可能形成于深成侵入作用
10、不久后的高温阶段，而细粒绢云母蚀变可能代表着小于400Ma的事件。黑云母中结构破坏的证据指出了Berger和York热年代学方法中的可能缺陷。因为黑云母是含水矿物，在真空加热中的Ar扩散丢失可能并不完全类似于(可能的)热液条件下自然界的Ar丢失(如Giletti(1974)提出的那样)。这个问题得到了Gaber等(1988)的证实，他们说明了对黑云母和角闪石在热液和真空加热实验间氩扩散系数具很大的差别。真空加热中这些含水矿物结构破坏的易感性对应用阶段加热分析测定它们的封闭温度已大受怀疑。取而代之的是，对封闭温度又返回来使用“文献”值。然而，文献值也必须慎重使用，因为Harrison等(1985
11、)的实验研究表明黑云母的封闭温度依赖于成分。对于56%的羟铁云母，该研究指出对100/Ma和10/Ma的冷却速率，封闭温度分别为350和310。更富铁的组分显示出更大的扩散系数，导致更低的封闭温度。,七、K长石热年代学与含水矿物热年代学方法的失败相反，日益增加的注意力集中在无水矿物K长石上。因为条纹出溶不可预测的效应，K长石具非常可变的封闭温度，必须由阶段加热法测定单个定年样品。Heizler等(1988)在测定缅因州西南Ponds深成岩中Chain的冷却曲线中说明了该方法。对三个长石单矿物他们获得了非常不同的封闭温度，建立了从330到180后阿巴拉契亚冷却线(图22中的实线)。然而，其他研究
12、者(如Foland，1974)提出K长石中的扩散是由不同大小的微结构域控制，而不是全颗粒范围。这就涉及到对阶段加热数据的不同处理方法。采用微域模式，Lovera等(1989)通过将每一Ar-Ar分析分解为一系列具不同年龄和封闭温度的次一级坪，重新解释了Heizler等的数据。他们将这些次级坪归结为长石颗粒内的扩散域，在大小上变化两个数量级。该模式通过将测定的阶段加热数据与依据不同大小域分布的模式谱对比得到了证明，就象由turner等(1966)应用到陨石研究中一样。不同大小域模式证明比均一模式拟合实验数据要好得多，因此证实了它的实用性。该方法的结果是每一分析得到了分离的但又是,图22 缅因州西
13、北Ponds深成岩Chain模式冷却计算出的钾长石封闭温度对坪年龄图解,重迭的冷却曲线段(图22中的空中符号)，而不是冷却曲线上的单一点。由Lovera等(1991)对单个长石晶体的进一步实验证明不同大小域是碱性长石的固有特征，因此它们不能通过手挑矿物分析将它们分开。K长石非常可变的域解释了它们在K-Ar研究中如此差的氩保持能力以致不能作为测年工具。最小的域在环境温度下确实遭受氩丢失，但大的域(阶段加热分析中取样)能具与黑云母一样高的封闭温度。因此，可得出K长石分析在将来低温热年代学研究中具很大潜力的结论(Hanes，1991)。这种类型的应用实例之一是研究沉积盆地和造山抬升历史。,6.3 激
14、光探针定年对K-Ar测年激光探针的应用日益成为一重要方法，但另人惊奇的是，该方法发展缓慢。Megrue(1967)开创了稀有气体分析激光熔样(ablation)的应用，但直到六年后才用到地质年代学(Mergrue,1973)。该研究是为了定年混杂月球角砾岩中的小碎屑而使用激光探针。活化后，直径100m的点用来自红宝石激光器的单脉冲照射。每一脉冲熔出30m深的坑，相当于大约1g的岩石，代表着所暴露表面的最小全熔分析。获得从附近几个点聚集的气体并在送入质谱分析前作冷阱分离。(典型的装备如图23所示)。10个不同碎屑的分析在K-Ar等时线图上揭示出年龄大约为3.7Ga和2.9Ga两个数据排列。Yor
15、k等(1981)通过证明散焦的连续波激光能用于类似于常规40-39测年中的阶段加热分析而开发出激光显微探针法。该方法由对来自安大略靠近Timmins的Kidd溪矿中的板岩的全岩样品加以说明。激光束聚焦到产生直径为0.6mm的点，使用1瓦的功率在几分钟后引起从表面的连续氩释放。激光阶段加热分析产生的结果与对相同样品的常规阶段加热的一致，代表了板岩中K-Ar系统开放的热事件的年龄。,图23 激光熔样Ar-Ar定年设备的示意图,York等(1981)使用的MS-10质谱计的低灵敏度限制了该方法的应用，但随后的发展中，特定目的建造的连续激光系统与高灵敏度质谱计相联接。Layer等(1987)通过分析角
16、闪石标样Hb3GR测试了该系统。从以前的阶段加热分析(Turner,1971a)已知产生坪年龄(图24a)。活化后，直径达0.5mm以上的单一颗粒在激光束内随着增加功率加热30秒。每一加热段后，获得氩然后分析。产生很好的坪(如图24b)，并且总释气年龄落在常规阶段加热结果的误差内。为了对缓慢冷却的地质系统证明激光阶段加热法，Layer等分析了来自安大略西北trout湖岩基中的黑云母。小的(0.25mm)黑云母颗粒得到的结果与对13mg黑云母的常规阶段加热分析是一致的。然而，来自相同手标本大的(1mm)黑云母激光阶段加热得到明显老的年龄(图25)该颗粒的总释氩年龄(26545Ma)更接近该岩基2
17、6992Ma的U-Pb侵入年龄。这表明较大的黑云母在变质冷却过程中可能封闭更早。,图24 Hb3GR标样的阶段加热结果：a)常规法；b)激光单颗粒法,图25 加拿大安大略Trout湖岩基中黑云母的激光单颗粒与常规阶段加热结果,Wright等(1991)通过使用激光阶段加热法对Trout湖岩基中不同大小单粒黑云母颗粒的定年拓展了此研究。仅分析具类似薄柱状的规则形状的颗粒。在颗粒半径测量和反应堆中活化后，每个标本作激光阶段加热分析，在分析过程中全颗粒通过增加强度处于激光束中沐浴。对于显示正常坪年龄的样品，它们的总释气年龄对颗粒大小作图(图26)。结果显示在颗粒大小(柱状半径)与总释气年龄间存在正相
18、关关系。这是由于在岩基的初始冷却历史中氩的扩散丢失。Wright等推测分布于主排列右边数据点的散布可能代表着大颗粒或者在样品破碎过程中的损坏或者是由更小的次级域构成的天然聚集体。图26中的正相关由较小颗粒的较大表面积/体积比，产生比较大颗粒低低的有效封闭温度加以解释。黑云母中Ar扩散的地质测定(如Onstott等，1989)可用来计算封闭温度的颗粒大小依赖性(0.1mm=275，0.23mm=295)。因此，图26中的排列就成了温度对时间的岩基冷却曲线解释。这便得到在295和275之间大约为0.33/Ma的计算冷却速率。该深成岩的高温冷却速率在较老的黑云母年龄和2700Ma的锆石U-Pb年龄(
19、封闭温度估计为750左右)间可计算出来。这段冷却曲线较陡，大约为5/Ma。,图26 Trout湖岩基黑云母单颗粒的综合释气年龄对颗粒大小图,Lee等(1990) 对初始冷却很长时间后遭受过热扰动的的黑云母和角闪石颗粒检验了激光阶段加热法。样品由与早元古代岩墙相邻受到烘烤的太古代片麻岩组成，两种矿物都用三种方法分析：常规阶段加热、单颗粒激光阶段加热及激光单点定年。三个方法的黑云母年龄紧靠2050Ma左右，被解释为岩墙侵入的时间。另一方面，对于角闪岩三种方法产生非常不同的结果。多颗粒众数的常规阶段加热和激光单点定年得到非常可变的年龄(图27)，而激光阶段加热得到好的坪，表面年龄为2430Ma。然而
20、，它并不对应已知的地质事件。Lee等(1991)推测该坪可能是由释气前矿物中来自不同域的氩混合的结果。对角闪石标准Mmhb-1的加热实验表明氩主要以三个主要脉冲释放出来(图28)。其中第一个。在930，与矿物颗粒边缘结构破坏的开始相关。然而，主要相的破坏出现于1050，形成强烈的平行解理的组构并伴随着晶体中榍石薄层破坏。最后，在1130，颗粒熔融。图27中激光阶段加热坪由960与1250间所释放的氩形成，表明它可能来自结构破坏过程中颗粒内的氩均一化。因此，尽管激光阶段加热是一种非常有效的方法，但有必要通过第二种方法(如激光点定年)从受扰动过的系统中检查数据。,图27 扰动角闪石样品激光打点和阶段加热年龄的对比 a)穿过颗粒的激光点年龄剖面；b)激光与常规阶段加热剖面,图28 角闪石标样Mmhb-1加热中观察到的释氩型式,
