alors à 31°C. La température augmente jusqu'à fin décembre et atteint un palier à 37.5°C. Les deux épisodes de refroidissement du mois de janvier 1990 peuvent être reliés à l'apport d'eau de pluie à une température moins élevée, de l'ordre de 20°C. En effet, une quantité de pluie importante (100 mm d'eau mesurée à l'Observatoire) sur l'ensemble du bassin versant que constitue le cratère, correspond tout à fait à l'ordre de grandeur du second refroidissement, soit 3.5°C pour un volume de 2.5 Mm³. Retranchant les effets de refroidissement dus à la pluie, la température peut être considérée comme constante à 37.5°C durant fin décembre et courant janvier. Les apports thermiques gazeux sublacustres s'équilibrent alors avec les pertes dues au rayonnement, à l'évaporation, et à la convection à la surface de l'eau. Fin janvier, quinze jours avant l'éruption, un nouvel apport thermique lié aussi à l'accroissement du flux gazeux, crée une augmentation rapide de la température, celle-ci atteint 39.5°C puis diminue légèrement durant les deux jours précédant l'éruption.

## ANALYSE DES PHENOMÈNES PRECURSEURS DE L'ERUPTION

Les phénomènes observés indiquent une migration rapide du magma vers la partie superficielle du volcan. La faible quantité d'énergie nécessaire à cette mise en place indique que le système est resté relativement ouvert depuis l'éruption précédente de 1966.

Les variations des paramètres sismiques, thermiques et acoustiques montrent l'existence de plusieurs épisodes de mise sous pression du volcan durant la migration magmatique. Ces épisodes se décomposent en trois phases successives.

a) Une mise en place continue du magma dans la structure, entrainant une libération régulière d'énergie sismique et l'augmentation du flux gazeux en surface.

b) Une phase de blocage de l'injection entrainant la stationnarité des paramètres physiques observés. Le taux de libération d'énergie sismique est alors faible, le flux gazeux et la température du lac constants. La sismicité reste confinée dans une région très superficielle, mais reflète néanmoins des mouvements de fluide.

c) Une phase de fracturation rapide avec une libération brutalement de l'énergie accumulée durant la phase précédente, ce qui entraîne une forte augmentation du flux gazeux et de la température en surface.

<figure><img src="image_57.png" /><figcaption>Fig. 7 Température du lac de cratère mesurée à 6 m de profondeur entre septembre 1989 et fevrier 1990.</figcaption></figure>

## DEROULEMENT DE L'ERUPTION

Le déroulement de l'éruption est connu essentiellement par les enregistrements sismiques et les observations du V.S.I. (communications orales), depuis l'observatoire situé 7 km à l'Ouest du cratère. Une première explosion à 11h41 (heures locales = GMT + 7) forme un panache d'environ 5 km de hauteur, d'abord blanc puis progressivement chargé de particules. Sept explosions distinctes se produisent avant 12h35. Des cendres boueuses tombent à l'observatoire à partir d'environ 12h. Une importante colonne éruptive est émise à 12h35 et se maintient en régime pendant une durée mal connue, mais probablement inférieure à 4 heures. La hauteur atteinte par le panache plinien est estimée par les observateurs de l'ordre de 10 km. A l'observatoire, les retombées de lapilli ponceux débutent vers 13h, d'abord mélangées à des cendres boueuses, et se poursuivent jusque vers 16 à 17 h. Les chutes de cendres ne s'arrêtent qu'au cours de la nuit. Après cette phase principale, seules quelques faibles explosions clôturent l'éruption les 11 et 12 février.

## STRATIGRAPHIE ET EXTENSION DES PRODUITS

Tous les dépôts reconnus (Figure 8) se rapportent à la séquence éruptive du 10 février. Ils correspondent à différentes manifestations: des projections de débourrage à composante phréatique, une déferlante ponceuse, des coulées pyroclastiques associées à une colonne éruptive plinienne. Un volume de produits proche de 0,2 km³ a été émis. Le magma est exprimé sous des formes variées, allant des ponces aux scories sombres. Toutefois, ces dernières semblent avoir une composition constante d'andésite basique à 2 pyroxènes, selon les premières observations et analyses disponibles: 55,00 % SiO₂, moyenne de 9 analyses recalculées à 100 sans H₂O, avec une déviation de 0,22.

### Dépôt de déferlante ponceuse

Ce dépôt est intercalé dans les produits grossiers de projections de débourrage au voisinage immédiat du cratère. Plus loin, il repose sur les cendres boueuses de cette phase de débourrage et, au-delà d'un rayon de 3 km, directement sur l'ancien sol. C'est un dépôt dont l'épaisseur décroît avec la distance au cratère (140 cm d'épaisseur maximale mesurée) et qui s'épaissit peu dans les vallées: 25 cm dans Kali (K.= Kali = rivière) Putih contre 15 cm dans la plantation Glodok à la même distance de 4 km du cratère. Il est constitué essentiellement de ponces, avec une proportion subordonnée de scories noires à intermédiaires juvéniles et de xénolites. Sur l'ancienne route du cratère, il est stratifié en 3 niveaux cendreux approximativement de même granulométrie mais distincts par leur coloration. Dans le secteur SW d'extension maximale (Figure 9), on observe une seule unité granoclassée, avec localement des laminations obliques discontinues dans les parties médiane et supérieure.

Partout, un niveau cendro-boueux de quelques centimètres, contenant des lapilli accrétionnés (Figure 8), surmonte le dépôt de déferlante. Il ne s'étend guère au-delà de lui, et tend à s'épaissir avec lui. Ceci suggère qu'il représente la retombée du nuage de la déferlante, plutôt que des retombées d'explosions postérieures. Dans tous les cas, un tel dépôt indique un laps de temps significatif entre la mise en place de la déferlante et le début de la phase en régime. Tout en étant
<figure><img src="image_58.png" /></figure>

Fig.8 Stratigraphie synthétique des produits de l'éruption du 10 Février 1990 du Kelut: 1. Produits initiaux de débourrage; 2, dépôt de déferlante ponceuse; 3, cendres boueuses à lapilli accrétionnés (retombée associée à la déferlante); 4, dépôts de coulées pyroclastiques clairs; 5-7, dépôts de retombée (phase plinienne); 6, dépôts de coulées pyroclastiques sombres; 8, dépôts de lahars. Pas d'échelle verticale.

essentiellement constituée de matériel juvénile, la déferlante semble donc un événement bien distinct de la phase en régi-
me, plutôt que la manifestation initiale de celle-ci. Deux
témoignages d'observateurs, l'un en aval immédiat de la plan-
tation Glodok, l'autre sur le flanc SE, suggèrent que la défer-
lante a été mise en place vers 12h.

Dans la zone d'extension de la déferlante (Figure 9), la destruction mécanique de la végétation est importante là où le dépôt a plus de 5 cm d'épaisseur environ, les effets thermiques se limitant par contre à quelques noircissures superfi cielles. Sous le dépôt, la végétation recouverte est également très incomplètement calcinée. Par contre, des bases de troncs encore enracinés et émergeant des dépôts ont été entièrement calcinées. La transition de la zone détruite avec la zone non affectée se fait progressivement sur quelques centaines de mètres, par une zone où les feuilles sont conservées en grande partie sur les arbres mais desséchées. La limite de la zone affectée correspond sensiblement à la limite externe du dépôt.

Dépôts de coulées pyroclastiques

Ces dépôts ont été reconnus dans quatre vallées principales (K.Pulo, K.Putih, K.Semut, K.Badak), mais toutes les vallées n'ont pu être visitées et il est possible que des coulées pyroclastiques aient emprunté d'autres vallées des flancs nord et est (Figure 9). Des dégagements de vapeur observés après la pluie au-dessus de K.Ijir et K.Konto, deux mois après l'éruption, y suggéraient la présence de dépôts encore chauds de coulées pyroclastiques.

Dans les quatre vallées, l'unité inférieure est de teinte clai-
re et épaisse de plusieurs mètres. Elle repose sur le dépôt de
la déferlante ponceuse lorsqu'il est observé (K.Putih), sinon
directement sur les formations pré-éruptives ou les cendres de
débourrage (K.Semut et K.Pulo). Les blocs (taille maximale
30 cm) sont presque exclusivement des fragments juvéniles
vésiculés à texture ponceuse ou scoriacée. Beaucoup sont des

bombes à surface mamelonnée, dont la partie externe sur
quelques centimètres est claire et plus ou moins vésiculée,
tandis que le coeur est scoriacé de teinte plus ou moins
sombre. Dans la matrice cendreuse, les ponces sont largement
dominantes sur les scories. Cette unité est surmontée directe-
ment par des dépôts remaniés de lahars (sa partie aval dans
K.Pulo), ou par d'autres unités de coulées pyroclastiques
moins épaisses et de teinte sombre (K.Semut, K.Putih). Il
existe localement au moins deux unités sombres. Dans celles-
ci, il y a toujours une proportion importante de bombes entiè-
rement scoriacées.

On ne dispose que de rares témoignages sur la mise en
place des coulées pyroclastiques. Leur richesse en bombes
suggère qu'elles ont été nourries par des projections prove-
nant d'une colonne éruptive verticale (coulées pyroclastiques
de type "St.Vincent"). Il est possible que les coulées pyroclas-
tiques ayant donné les dépôts clairs inférieurs aient eu une
mise en place sensiblement synchrone, nécessairement très tôt
dans la phase majeure de l'éruption. Des nuées ardentes dans
les directions de K.Badak et K.Pulo ont effectivement été
observées depuis l'observatoire du V.S.I. et de plus bas sur le
versant ouest, vers 12h45 et 12h38 respectivement. Les unités
sombres peuvent être en nombre différent selon les vallées et
leur corrélation stratigraphique d'une vallée à l'autre est diffi-
cile. Elles sont interstratifiées pour l'essentiel dans le dépôt
de retombée plinienne, et ont donc été déposées pendant la
phase en régime, et non à la fin de celle-ci.

Des dépôts grossiers d'écoulements sombres de scories ont en outre été observés sur une zone de crêtes, au niveau de l'ancienne route du cratère et à l'ouest de celle-ci, à des altitudes de 1100 à 1200 m, soit 100 à 150 m au-dessus des valées adjacentes. Ces dépôts constituent une unité massive, pauvre en fines, qui contient des bois carbonisés et des blocs scoriacés atteignant 30 cm. L'épaisseur de cette unité a un maximum mesuré de 1,10 m sur l'ancienne route, et diminue vers l'ouest. De tels dépôts n'ont pu être retrouvés sur d'autres crêtes à cause des difficultés d'accès dans la zone sommitale. Ils démontrent néanmoins que les écoulements de scories n'ont pas été seulement canalisés dans les principales vallées, mais que certains ont eu une énergie suffisante pour atteindre des zones hautes. La destruction totale observée dans un rayon d'environ 2 km du cratère a pu être produite *pro parte* par ces écoulements, *pro parte* préalablement par la déferlante ponceuse, selon les secteurs.

En dehors de l'aire sommitale de destruction, les coulées
canalisées ont provoqué très peu de destructions dans les val-
lées. La végétation des versants a été très largement conser-
vée, les effets mécaniques (troncs déracinés, branches et
troncs cassés) et les traces de calcination restant peu impor-
tants et limités à une zone irrégulière de quelques mètres au-
dessus de la surface des dépôts.

Dépôt de la retombée plinienne

Ce dépôt constitue une nappe décentrée vers le SW dont la
surface à l'intérieur de l'isopaque 1 cm est de 1760 km²
(Figure 10). Dans la zone sommitale, le dépôt principal de
lapilli ponceux n'est pas stratifié mais présente un granoclas-
sement avec une granulométrie devenant brutalement plus
fine dans le quart supérieur. Ce lit est surmonté par un niveau
plus brun de cendres grossières qui contient des lapilli accré-
tionnés. Ce niveau "caviar" dépasse 10 cm d'épaisseur dans la
<figure><img src="image_59.png" /></figure>

Fig. 9 Extension des produits et des effets de destruction. 1, bord externe du cratère; 2, zone de destruction majeure couverte (observations locales, étendues par extrapolation) par des dépôts d'écoulements pyroclastiques canalisés (vallées) et non canalisés (déferlante ponceuse et/ou facies non canalisés de nuées St.Vincent); 3, zone de destruction externe seulement affectée par la déferlante ponceuse et son dépôt.

zone sommitale mais disparaît rapidement (au-delà de 5 km dans l'axe SW). Il est lui-même surmonté par des cendres fines de quelques centimètres d'épaisseur, stratifiées en plu- sieurs lits de teinte de plus en plus claire vers le haut.

Dans la zone atteinte seulement par la retombée plinienne, les effets directs de destruction mécanique ont été très faibles. Assez haut sur les versants, les plantations ont été très peu touchées bien que le dépôt de retombée ait 20 à 30 cm d'épaisseur. Au voisinage de l'observatoire du V.S.I., des toits en tuile ont été transpercés de façon très éparse par des blocs (taille maximale 10 cm) projetés probablement ballistique- ment aux environs de 13h. Les dommages aux constructions et les victimes (32 morts selon les sources officielles) ont été principalement dus à l'effondrement de toits sous le poids des produits de retombées, à l'intérieur de l'isopaque 10 cm.

Dépôts remaniés et phénomènes secondaires

Au cours de cette éruption, il n'y a pas eu formation de lahars primaires, caractéristiques des éruptions précédentes du Kelut, sans doute à cause du faible volume du lac avant l'éruption (environ 2,5 Mm³ [Bercy et al., 1983], contre envi-

ron 40 Mm³ en 1919 [Kemmerling, 1921]). De nombreux lahars secondaires se sont formés dès les fortes pluies, à partir du 15 février et pendant 1 semaine surtout. Les lahars sont parvenus dans les zones habitées, le 15 dans K. Mangli (8 km du sommet) puis dans d'autres vallées les jours suivants. Il se formait encore des torrents boueux peu chargés après chaque pluie importante à la mi-avril. Une partie importante des dépôts de coulées pyroclastiques avait déjà été remobilisée à cette date, les dépôts étant incisés sur toute leur épaisseur et souvent inversés de plusieurs mètres dans les vallées.

Les éruptions secondaires sur les dépôts de coulées pyro- clastiques ont été nombreuses, du moins dans la première quinzaine de mars, et se poursuivaient de façon sporadique en avril. Les plus importantes ont formé des cratères de plus de 10 m de diamètre au centre de cônes secondaires surbaissés. Cette activité a pu nettement faciliter l'érosion.

PREMIERS ENSEIGNEMENTS TIRES DE L'ERUPTION

L'activité préhistorique récente du Kelut est représentée par deux types de dépôts: des niveaux superposés de retom- bées pliniennes pouvant atteindre 10 m d'épaisseur cumulée
<figure><img src="image_60.png" /><figcaption>Fig. 10 Carte d'extension de la retombée ponceuse de la phase plinienne. Courbes isopaques avec épaisseurs en cm.</figcaption></figure>

sur les plateaux, et des dépôts de coulées pyroclastiques de type "St. Vincent" dans les vallées. La présente éruption montre que ces deux types se mettent en place au cours d'une même éruption et peuvent représenter des équivalents strati-graphiques, alors que les conditions d'affleurement et l'éro-sion ne permettent généralement pas de retrouver les relative-ment minces niveaux pliniens dans les vallées.

L'éruption du 10 février 1990 apparaît donc comme repré-sentative du style de l'activité récente du Kelut; par sa magni-tude, elle correspond à une éruption moyenne de ce volcan. Elle présente néanmoins une particularité notable: grace à la

diminution du volume du lac de cratère par les exutoires arti-ficiels en fonction depuis 1967, cette éruption n'a pas produit de lahars primaires, qui étaient responsables antérieurement de l'essentiel des victimes.

Dans la zone où il y a eu des victimes par effondrement des toits, le dépôt plinien n'avait parfois que 8 à 10 cm d'épaisseur. Le caractère humide des cendres, en début et en fin d'éruption, a contribué outre l'augmentation importante de leur poids au maintien des dépôts sur les toits pourtant géné-ralement à forte pente. C'est là une donnée importante dont il faudra tenir compte à l'avenir pour l'établissement ou la révi-sion des cartes de risques.

*Remerciements:* Ce travail a été réalisé grâce à la collaboration du Volcanological Survey of Indonesia et en particulier du Dr. W. TJET-JEP, il a bénéficié du soutien financier du Ministère des Affaires Etrangères, de la Délégation aux Risques Majeurs, et du Centre de Recherches Volcanologiques.

REFERENCES

Bercy, C., J-C Sabroux, and S. Suparwoto, Underwater noise survey in the crater lake of Kelut volcano (Indonesia), in *Forecasting Volcanic events, Developments in volcanology*, ed. by Tazieff H. and Sabroux J-C., Elsevier, Amsterdam, 259-543, 1983.

Fréchet, J., Sismogenèse et doublets sismiques, *Thèse d'Etat, Univ. Sci. Med. Grenoble*, 207 p, 1985.

Kemmerling, G.L.L., De Uitbarsting Van den Keloet in den nacht van de 19 den op den 20 sten Mei 1919, *Volcanol. Meded.*, 2, 1921

Lee, W.H.K. and S.W. Stewart, Principles and applications of microear-thquake networks, *Academic Press, New York*, 292 p, 1983.

Poupinet, G., W.L. Ellsworth, and J Fréchet, Monitoring velocity variations in the crust using earthquake doublets: an application to the Calaveras fault, California, *J. Geophys. Res.*, 89, 5719-5731, 1984.

Poupinet, G., J. Fréchet, W.L. Ellsworth, M.J. Frémont and F. Glangeaud, Doublet analysis: Improved accuracy for earthquake prediction studies, *Earthq. Predict. Res.*, 3, 147-159, 1985.

Reksowirogo, L.D., Mt Kelut, in *Catalogue of references on Indonesian volcanoes with eruption in historical time*, ed. by Kusumadinata K., Volcanological Survey of Indonesia, 281-302, 1974.

Tokarev, P.I., Prediction of the location and time of the Klyuchevskaya group volcanoes, *Nanka, Moscow* (in russian), 118 p, 1966.
<figure><img src="image_61.png" /></figure>
# UTILISATION D'UN RESEAU INCLINOMETRIQUE POUR LA LOCALISATION EN TEMPS REEL DU DEPLACEMENT DU MAGMA AVANT UNE ERUPTION.

HUGHES DELORME, PIERRE-ANTOINE BLUM ET ALFRED HIRN

Institut de Physique du Globe de Paris - Observatoires Volcanologiques
4 Place Jussieu - Tour 14-24 - 75252 Paris Cedex 05

Depuis 1985 un nouveau modèle de tiltmètres en silice a été installé au Piton de la Fournaise (Ile de la Réunion). En plusieurs occasions ce réseau a permis de connaitre le déplacement du magma avec une résolution temporelle de quelques minutes au cours de brèves crises pré-éruptives. En août 1988, les données procurées par ces équipements ont donné en temps réel la migration de l'inflation et la dynamique du déplacement. Grace à un réseau sismique dense, il nous a été possible de proposer un modèle temporel de migratron du magma, et de correler différentes données géophysiques telles que les dry-tilts, un géodimètre automatique, les hypocentres des séismes de la crise, et la réitération du réseau géodésique permanent.

In 1985 a new type of silica tiltmeter array was set up at Piton de la Fournaise volcano (Réunion Island). On several occasions, this network has provided the possibility of monitoring at intervals of a few minutes the migration of magma during short pre-eruptive crises. In August 1988, the data given by this technique indicated in real time the migration of an inflation center and the dynamism of this displacement. Thanks to a very dense seismic array, it was possible to propose a temporal model for the migration of the magma, and to correlate various geophysical data such as dry-tilts, automatic geodimeter, seismic hypocenters, and geodetic reoccupation.

## INTRODUCTION

Le Piton de la Fournaise est un des volcans les plus actifs du monde. Situé au sud-est de l'Ile de la Réunion (Océan Indien), à 800 km de l'île de Madagascar, son activité est essentiellement effusive. La périodicité moyenne des éruptions est de l'ordre de 12 à 14 mois. Leur durée varie entre une journée et trois mois. La quasi-totalité des phases effusives récentes a eu lieu à l'intérieur de la caldeira inhabitée de l'Enclos Fouqué (6 km de diamètre). La majeure partie des fissures éruptives est concentrée autour du cône central (2600 m d'altitude) supportant les cratères Bory et Dolomieu (Figure 1).

A partir de 1979, un Observatoire Volcanologique a été installé progressivement. Il a été équipé de réseaux de sismologie, magnétisme et mesures des déformations. Après des événements éruptifs isolés (1979, 1981, 1983-1984), l'activité a été très importante entre juin 1985 et 1989, avec plus de 20 éruptions étudiées par les réseaux géophysiques [SEAN Bull., 1985 à 1988; Lénat et al., 1989; Delorme et al., 1989, 1990; Zlotnicki et al., 1990]. Les éruptions sont maintenant plus espacées (deux en 1990, 18 janvier et 18 avril 1990, [SEAN Bull., 1990]).

Le réseau permanent de sismographes a montré que l'activité sismique est principalement concentrée à des altitudes proches, ou supérieures au niveau de la mer, sous le sommet. De plus rares événements en profondeur sont détectés légèrement à l'est du cône central. L'activité microsismique interéruptive est faible, mais augmente progressivement en quelques jours avant les phases pré-éruptives. Les phases intrusives sont marquées par une activité sismique intense, mais brève (10 minutes à six heures).

<figure><img src="image_62.png" /></figure>

**Fig. 1.** Réseaux sismique et inclinométrique. Les stations permanentes (télétransmises sur l'Observatoire, à 15 km de distance) et temporaires (à déclenchement) sont indiquées en même temps que le réseau inclinométrique (stations télétransmises). Le distancemètre FENNEL est placé en bordure du cratère DOLOMIEU, au sommet, et vise, sur une portée de 700 mètres, un prisme réflecteur permanent du réseau géodésique sommital.
## PREMIERES OBSERVATIONS SUR LES DEFORMATIONS

Durant la phase d'installation de l'Observatoire, des croix de nivellement (19 stations, dont 4 sur le sommet) ont été régulièrement mesurées, ainsi que quelques profils de nivellement sur les secteurs accessibles du volcan.

Ces observations ont conduit à une première conclusion importante: la majeure partie des déformations liées aux érupsions est limitée au seul sommet, ou à des zones très proches des fissures au moment de la mise en place du magma, à proximité de la surface. Durant les périodes inter-éruptives les déformations sont d'un ou deux ordres de grandeur plus faibles (10 µRd au grand maximum en un mois sur le sommet), que pour les phases intrusives elles-mêmes (plus de 100 µRd couramment sur le sommet). La base du cône central, 400 m plus bas, est par contre peu affectée par les déformations clinométriques au cours des éruptions, ou seulement lors de l'ouverture de fissures émissives très proches. Le fond de la caldeira, ainsi que les stations "hors Enclos Fouqué" ne donnent pas de déformations observables par cette technique trop peu sensible.

Du fait de la réitération nécessairement limitée, et de la sensibilité moyenne des techniques de mesure employées, les éventuelles déformations pré-éruptives ont été peu détectées. De plus ces techniques ne donnent que l'effet cumulé de la mise en place des laves durant la phase intrusive, sans information sur la dynamique de ces phénomènes. Un réseau géo-désique (7 repères au sommet et 7 sur la bordure de la caldeira) a permis de suivre la topographie avec précision et de confirmer la répartition géographique des déformations. La réitération de ce réseau, moins fréquente, indique le mouvement progressif du flanc est du volcan et confirme la même disproportion entre les mouvements inter-éruptifs et les déplacements liés aux phases intrusives elles-même. La zone sommitale est fréquemment affectée, lors d'intrusions, de déplacements en certains points de la bordure est des cratères sommitaux, de l'ordre de quelques dizaines de centimètres, dans les trois dimensions. Entre 1984 et 1989, cette bordure est a bougé de plus d'un mètre.

L'ensemble de ces techniques a apporté une connaissance très utile des mouvements du massif lors d'intrusions. Cependant les résultats obtenus manquent de précision quant à la dynamique et à la datation des effets observés. C'est bien sûr le manque de sensibilité des mesures qui limitait la connaissance géographique des effets. C'est surtout l'absence de mesures en continu qui contraignait la connaissance de la dynamique des déformations.

## INSTALLATION D'UN RESEAU INCLINOMETRIQUE PERMANENT

Afin de rechercher d'éventuelles déformations pré-éruptives, un réseau automatique et permanent d'inclinomètres sensibles a été installé progressivement dès 1985 sur la partie la plus sollicitée du massif, le sommet, et dans le fond de la caldeira. Le but de ce réseau était d'obtenir en temps réel à l'Observatoire, à 15 km de distance, par le biais de télétransmissions, les évolutions clinométriques des parties les plus actives du volcan, et ce avec une périodicité aussi grande que l'informatique associée le permettait (cinq, puis une minute). Des déformations à long terme, liées aux phases inter-éruptives, ainsi que le mouvement du magma à proximité de la surface lors des intrusions pourraient donc être mis en évidence.

Dans la même période un distancemètre laser automatique

a été installé, sur une portée de 700 m avec une résolution centimétrique, au travers du cratère Dolomieu (voir Figure 1). Les mesures sont effectuées toutes les 15 mn.

Le réseau inclinométrique permanent est constitué de trois stations dans la partie sommitale (BOR Bory, SOU Soufrière et DOL Dolomieu, Figure 1), et d'une station dans le fond de l'enclos Fouqué (CHA Chapelle, à 4 km du sommet). Une cinquième est en cours d'équipement sur le flanc est du massif. Une station clinométrique de très haute sensibilité (RER) a été enfin installée à distance du massif pour évaluer les mouvements à long terme de l'ensemble de l'édifice volcanique, à près de 8 km des cratères sommitaux.

L'inclinomètre utilisé pour ces stations est un pendule horizontal en silice monolithique de résolution $10^{-7}$ Rd. Il a été conçu à partir d'un inclinomètre de haute résolution ($10^{-10}$ Rd) développé en 1957 [Blum, 1963; Saleh, 1987; Delorme et Blum, 1990; Saleh et al., in press.].

Le capteur de déplacement du pendule est constitué d'une lampe et d'une cellule photoélectrique fixées sur un bâti en silice derrière la masse pendulaire constituée d'une feuille d'aluminium. L'ensemble de l'instrument est inclus dans un cylindre en pyrex sous vide, protégé par une cloche métallique et une isolation thermique. Le cylindre de pyrex et le bâti du pendule sont fixés dans le sol par l'intermédiaire d'un cône en silice introduit en force dans la roche. Le choix du bloc rocheux (quelques mètres carrés en surface) dans lequel l'appareil est fixé est donc très délicat pour être sûr de la représentativité des mouvements observés, par rapport aux mesures effectuées au moyen de croix de nivellement (surface couverte de l'ordre de $1500 \text{ m}^2$). Il convient donc d'éviter les régions trop fracturées. La lecture de la tension produite par la cellule ($\pm 5$ V) est liée linéairement à la position du pendule, donc à la variation d'inclinaison du site. L'électronique associée permet une résolution de 12 bits et une sensibilité moyenne de $0,5 \mu\text{rd}$.

L'installation de cet appareil est délicate uniquement pour des problèmes d'humidité et de perturbations thermiques diurnes. Le reste est simple et peu onéreux. Le calibrage est effectué sur le terrain.

Le choix du site est également critique du fait de l'éventuelle réponse thermique du sol. Il n'a pas été possible d'installer toutes les stations dans des sites enterrés, cave ou tunnels de lave comme BOR, CHA ou RER. Il en résulte parfois d'importantes variations diurnes (DOL surtout) qu'il faut essayer de corriger par la mesure simultanée de la température du sol et de l'air. D'autres équipements peuvent être raccordés à ce réseau, pluviomètre, baromètre (corrections du distance-mètre), extensomètres de fissures. Un maximum de seize capteurs, dont les paramètres essentiels de l'électronique (batterie, alimentations, contrôle du convertisseur), sont échantillonnés par un microordinateur CANON X07 et transmis toutes les cinq minutes (une minute depuis 1989) sur l'Observatoire pour y être traités en temps réel par un ordinateur. Après calibration chaque station donne les composantes du vecteur clinométrique du site surveillé, selon les axes des deux inclinomètres installés "radialement" et "tangentiellement" au sommet. L'orientation est faite avec une précision de 5°.

Du fait des perturbations diurnes, la précision des mesures est affectée par une dispersion due aux corrections de température. La précision d'un point moyen journalier est de l'ordre de 5 à 10 µRd pour la station la plus perturbée (DOL). Les mesures à moyen terme (cinq à quinze jours) souffrent parfois
de ce défaut. Le géodimètre laser donne une précision centimétrique, corrections faites de la température et de la pression.

## LE RESEAU SISMIQUE

L'activité sismique est enregistrée en continu dans treize stations sur le volcan et télémétrée en continu sur l'Observatoire. Le site proche de BOR est équipé d'une station trois composantes haute dynamique (114 dB) LENNARTZ télémétrée. Un autre site (CHA) est lui aussi équipé d'un sismographe à deux composantes (la verticale, et une horizontale). Les séismes associés aux éruptions sont en général de faible magnitude (maximum autour de trois en mars 1986) et enregistrés essentiellement par les stations les plus proches. Depuis 1985, et vu la recrudescence des éruptions, différentes tentatives ont été faites pour essayer de localiser avec plus de précision les hypocentres en ajoutant des stations trois composantes autonomes à déclenchement automatique tout autour du cône central. C'est à l'occasion de l'éruption du 31 août 1988 que sept stations supplémentaires ont été installées et suivies avec succès, conduisant à la localisation des séismes avec une précision relative excellente [Delorme et al., in press.].

## DESCRIPTION DE L'ERUPTION DU 31 AOUT 1988

Depuis juin 1985 jusqu'à décembre 1988, l'activité éruptive a été soutenue avec des intervalles de moins de trois mois entre chaque éruption. L'activité inter-éruptive a toujours été faible et essentiellement limitée au sommet, à des altitudes de l'ordre de 1000 m, soit à 1500 m sous la surface. De brèves crises sismiques, sans éruption, mais accompagnées de faibles déformations sommitales ont été quelquefois enregistrées. L'énergie sismique associée était d'un ou deux ordres de grandeur en dessous de celle des crises intrusives. Les déformations associées étaient toujours inférieures à 20 µRd. (par ex. 20 avril et 12 novembre 1988 [SEAN Bulletin, 1988]).

Le déclenchement des intrusions est toujours rapide et bruital. La durée varie entre dix minutes et six heures. Quelques rares événements de magnitude supérieure à 2 sont enregistrés. Après la phase de migrations, d'une durée de l'ordre de dix à cinquante minutes, suivie parfois de quelques dizaines de minutes de crise sismique sans déformation supplémentaire (crise du 14 décembre 1988 par exemple), la lave s'épanche à partir de fissures situées à l'intérieur du Dolomieu ou en bas du cône central. Ces fissures peuvent atteindre jusqu'à 1600 m de long (2 décembre 1985 par exemple), parfois en différents échelons.

La possibilité de sortie "hors-enclos Fouqué" des laves, dans des zones habitées, donne de l'importance à la détermination en temps réel du point de sortie et de la progression des laves. Une à deux éruptions en moyenne par siècle ont été observées en dehors de la caldeira, à une distance variant entre 4 et 8 km du sommet. La dernière date de mars 1986 [Delorme et al., 1988]. Le déplacement des laves depuis la zone centrale vers les bords de la caldeira de l'Enclos Fouqué est rapide (4 km du sommet en quelques dizaines de minutes le 18 avril 1990, [SEAN Bull., 1990]).

Après l'éruption du 18 mai 1988 située au nord-ouest du cône, avec émission de près de trente millions de mètres cubes de basalte aphyrique, l'activité microsismique a été faible (magnitude inférieure à 1) et exclusivement sommitale. La station inclinométrique SOU enregistre alors une déflation progressive du flanc nord-est de la zone centrale. Les autres

Modules (microradians)

<figure><img src="image_63.png" /></figure>

**Fig. 2a.** Module des vecteurs inclinaison au cours du temps. Une position de référence moyenne a été prise durant les heures précédentes. Le module des vecteurs inclinaison a été calculé à partir des données recueillies sur les inclinomètres radiaux et tangentiels.

<figure><img src="image_64.png" /></figure>

**Fig. 2b.** Variations enregistrées par le distancemètre FENNEL. Les mesures brutes du distancemètre sont corrigées de la température (température de l'air à la station), et de la pression (enregistrée au sommet).

<figure><img src="image_65.png" /></figure>

**Fig. 3.** Energie sismique libérée au cours de la crise du 31-08-1988. L'énergie sismique a été calculée à partir de la durée des évènements enregistrés à la station sismique SOUFRIERE (à proximité de la station inclinométrique SOU).

stations ne détectent pas de déformations significatives. Cet effet superficiel semble être dû au départ des laves injectées à proximité de la surface, au cours de l'intrusion du 18 mai. A la fin du mois d'août, l'activité augmente alors lentement avec un à trois événements par jour de magnitude légèrement supérieure à 1.

Le 31 août à 11h23 (toutes heures T.U., Heure locale = T.U. + 4), au début d'une crise sismique intense, les inclinomètres de DOL et SOU enregistrent des variations de pente progressives, conséquence directe du début de l'intrusion
Nord Sud (microradians)

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<figure><img src="image_67.png" /></figure>

DOLOMIEU 31-08-1988

Nord-Sud (microradians)

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**Fig. 4a, 4b, 4c.** Déplacement de la verticale aux stations inclinométriques du sommet BOR, DOL, et SOU. Le déplacement est calculé à partir de la position moyenne des inclinomètres au cours des heures précédents la crise éruptive (dispersion faible et sans variation thermique importante). Les heures indiquées correspondent aux heures de mesures (décalage dans les transmissions, et période de mesure de cinq minutes). Le découpage de la crise est basé sur les déplacements et les réorientations ainsi observés.

magmatique (Figures 2 et 3). Comme il est discuté plus loin, ces résultats indiquent en temps réel la migration des laves sous la surface. Ces informations contribuent à l'alerte donnée aux autorités locales et servent alors à guider le personnel de l'Observatoire, et les gendarmes, sur le lieu présumé de l'ouverture des fissures.

C'est avec l'apparition d'un trémor important et généralisé sur tout le réseau sismique que les fissures s'ouvrent à 13h48, au sud-ouest de la station BOR, à l'altitude 2250 m. Trois échelons successifs se propagent alors jusqu'à l'altitude de

2150 m, en dessous du cratère Rivals (éruption de 1972).

Les émissions de basalte aphyrique ont été importantes durant les cinq premiers jours, puis cessèrent à compter du 10 septembre. Mis à part une légère reprise d'activité autour du 15-16 octobre, il n'a été observé qu'un dégazage assez important, accompagné d'explosions dans le cratère de vingt mètres de haut édifié par les projections, au niveau de la fissure la plus au sud (altitude 2150 m). Seul un trémor faible a été enregistré jusqu'au début de novembre. Le total des laves émises a été estimé à $4.10^6$ m$^3$, volume courant au regard des éruptions de ces dernières années [voir SEAN Bull., 1985 à 1988, et 1990]. Lorsque le cône éruptif s'est fermé, les laves sont alors sorties par des tunnels adventifs à quelques centaines de mètres du cratère. Une grande partie de la zone sud de l'Enclos Fouqué a ainsi été couverte de laves aa. Quelques plus rares émissions de pahoehoe ont aussi été observées.

Les courbes enregistrées par le réseau d'inclinomètres sont indiquées en figure 2. La station CHA n'a pas enregistré de variations supérieures à 2 µRd. Il est d'ailleurs rare que cette station enregistre des variations importantes. Lors de la crise du 18 avril 1990, les inclinomètres ont enregistré près de quatre microradians parce que la zone du gonflement initial était bien au nord du cratère central, donc plus proche que pour les éruptions précédentes. Mais cela est exceptionnel, les effets à distance étant alors trop peu importants vu la sensibilité de la station (de l'ordre de 0,5 µRd). Seule la station RER, à haute sensibilité (mieux que $5.10^{-9}$ Rd), permet de suivre les effets à grande distance et à long terme [Delorme et al., 1990]. Pour étudier la variation d'inclinaison au cours du temps, une position moyenne a été choisie dans les heures précédant le début de la crise, heures de faible variation diurne.

La première observation essentielle est que le début des déformations est parfaitement corrélaté avec le début de la crise sismique, donc la courbe d'énergie sismique cumulée (Figure 3). Pour surveiller le déplacement de la zone de gonflement, l'évolution de la verticale au cours du temps, par rapport à la position moyenne choisie pour chaque station, est traçée dans les figures 4a, b et c. De plus, le réseau géodésique sommital a été réitéré après l'éruption (en septembre). Les déplacements horizontaux, même s'ils correspondent à des effets cumulés, sont intéressants pour confirmer les mouvements enregistrés et sont donc portés également sur la figure 5. Les épicentres calculés à partir de toutes les données sismiques recueillies par les réseaux permanent et temporaire ont été portés sur cette même figure 5, selon le découpage horaire que les variations inclinométriques ont suggéré.

La seconde remarque est l'importance des mouvements d'inclinaison (SOU 60 µRd maximum, mais DOL plus de 300 µRd, et BOR 950 µRd). Toutes les crises de ces dernières années ont conduit à des observations similaires et du même ordre de grandeur. Cependant les résultats acquis par le réseau géodésique (maximum 20 cm) ou le distancemètre automatique FENNEL (maximum 8 cm, Figure 2) sont plus faibles que pour d'autres crises [SEAN Bulletin, 1988].

## DISCUSSION ET MODELISATION DU DEPLACEMENT

Il a été possible de découper la phase pré-éruptive en quatre étapes successives :

Du début de la crise sismique (11h30) jusqu'à 11h57, les vecteurs inclinométriques croissent à DOL (près de 200 µRd) et à SOU (autour de 55 µRd). La direction de l'inflation reste
<figure><img src="image_69.png" /></figure>

Fig. 5. Mesures géophysiques et modélisation du déplacement du magma au cours de la crise du 31-08-1988. Sur ce graphique sont portées les projections en surface des essais sismiques, selon le découpage horaire proposé dans le texte. Le déplacement de la verticale aux stations inclinométriques a également été ajouté ainsi que les vecteurs déplacement obtenus lors de la réitération du réseau géodésique sommital.

très constante (Figure 4), ce qui interdit toute hypothèse de déplacement horizontal de la source de gonflement. Il est à noter que BOR n'enregistre durant cette même période aucune variation significative avant 11h56. Il est donc possible de suggérer soit une augmentation progressive de pression dans une source immobile, soit un déplacement strictement vertical de cette source, soit encore les deux simultanément. Cependant l'anisotropie des effets sur les stations du sommet permet d'éliminer toute modélisation simple du type point source [Mogi, 1958; Yokohama, 1974].

Pour d'autres crises (18 mai 1988, 14 décembre 1988, ou 18 avril 1990) la réponse est bien corrélée avec le début de la crise sur toute les stations. Durant cette même période, les hypocentres sont limités à une zone réduite de 200 m de large, 500 m de long sur 600 m de haut, légèrement inclinée avec un pendage de 75-80°. Si nous supposons que l'essaim sismique localisé signale la zone où les tensions sont maximales et la fracturation la plus active, ce volume ainsi défini peut représenter le toit du volume en inflation, voire une partie du volume lui-même. Or l'orientation du vecteur enregistré sur DOL ainsi que celui de SOU reste quasiment perpendiculaire à l'axe principal. Il est facile de constater que BOR est installé dans l'axe de cette zone. Si l'on se reporte aux calculs effectués par Walsh et Decker [1971] ou ceux d'Okada [1985], l'absence de mouvement de BOR et l'orientation de ceux de DOL et SOU sont bien expliqués par une source rectangulaire finie plaçée à cet endroit.

Entre 11h58 et 12h15, les vecteurs inclinométriques sont

réorientés rapidement. Il est possible d'expliquer cela par un déplacement de la source d'inflation ou la mise en pression d'une seconde source. La localisation des hypocentres change légèrement après le séisme principal à 12h05. La profondeur reste la même (0 à 1 km d'altitude). L'orientation de la zone active tourne légèrement plus au nord-est. L'analyse de la nature des séismes ne permet pas de proposer de migration de la contrainte. Il n'y a pas non plus de migration continue des hypocentres. Dès cette période, BOR commence à enregistrer un mouvement croissant et légèrement tournant, alors que SOU décroît et effectue une rotation plus marquée.

Autour de 12h15 - 12h20, la réorientation a cessé et le même phénomène d'augmentation du vecteur inclinométrique est observé sur les deux stations DOL et BOR, avec une orientation à nouveau bien constante. La délimitation de l'essaim sismique est nette, plus large que précédemment, à la même profondeur moyenne, mais plus au sud-ouest que les précédents.

Durant cette troisième phase, quelques séismes sont localisés plus au sud-ouest et proches de la surface, à proximité de la zone de fracturation observée lors de l'éruption (13h48). Cette zone a d'ailleurs été le siège de nombreuses éruptions (3 décembre 1983 et 18 janvier 1984, [Lénat et al., 1989; Zlotnicki et al., 1990]; 2 décembre 1985, [SEAN Bull., 1985]).

## CONCLUSION

L'utilisation en temps réel des données des stations inclinométriques permet, dans un premier temps, de confirmer le caractère d'alerte que le réseau sismique donne actuellement en premier. Il a en effet déjà été enregistrées de nombreuses séries d'évènements sismiques, de durées brèves, sans déformations enregistrées, et ne débouchant jamais sur une éruption. D'autre part, jamais aucune crise intrusive, conduisant à une éruption, n'a débuté sans au même moment une réponse quasi instantanée et importante des inclinomètres (près de vingt éruptions entre 1985 et 1990 observées avec au moins un inclinomètre enregistré en continu sur le sommet). Depuis 1989, la fréquence d'échantillonnage est d'une minute sur le réseau. Cette simultanéité est encore mieux confirmée (18 janvier et 18 avril 1990, [SEAN Bull., 1990]).

Depuis août 1988, il a été possible de localiser rapidement (une dizaine de minutes pour avoir deux vecteurs inflation successifs) la zone initiale de gonflement. L'anisotropie dans le cas présenté (31 août 1988), ainsi que la fréquence basse de mesure (5 mn) n'a pas permis de localiser plus rapidement cette source. Dans la crise du 18 avril 1990, l'Observatoire a pu, du fait de l'isotropie et de la plus haute fréquence de mesure (1 minute), localiser plus vite la source initiale de pression [SEAN Bull., 1990].

Il est par ailleurs important de noter que, une fois la source localisée, le déplacement ou l'arrêt du gonflement sont à suivre avec attention. Là encore, ce réseau a apporté des informations complémentaires aux données sismiques. Cependant la localisation d'évènements sismiques en surface a été révélatrice de la fracturation finale conduisant à l'émission des laves.

Dans toutes les éruptions suivies par ce réseau inclinométrique, l'analyse simultanée des séismes et des vecteurs inclinométriques permet donc de localiser avec succès la zone d'éruption. La modélisation des sources de gonflement ne peut pas toujours être faite en temps réel en suivant l'intersection des vecteurs gonflement comme cela fut le cas en avril 1990
[SEAN Bull., 1990]. La possibilité de sources non sphériques, dykes par exemple, avec des conséquences sur l'anisotropie de la réponse sur les différentes stations, ne pourra être correctement traitée que par des modèles numériques plus évolués et une augmentation de la densité des stations, spécialement en dehors du sommet. Cependant les analyses faites en continu par l'Observatoire lors des cinq ou six dernières éruptions ont toujours donné des estimations temporelles et spatiales suffisantes pour la tâche de prévision qui lui est assignée.

REFERENCES

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# ETUDE DU DETERMINISME DES SEQUENCES TEMPORELLES DES ERUPTIONS VOLCANIQUES

JACQUES DUBOIS ET JEAN LOUIS CHEMINEE

Institut de Physique du Globe de Paris,
Observatoires Volcanologiques
4, place Jussieu - 75252 PARIS Cedex 05

Deux séries de test - poussière de Cantor et méthode de Grassberger et Procaccia avec recherche d'un attracteur - on été appliquées aux séquences éruptives de deux ensembles de volcans basaltique, Piton de Fournaise et système hawaiien. Ces test montrent que de telles séquences ne sont pas aléatoires. Bien que d'aspect chaotique, elles résultent d'un chaos déterministe à faible nombre de degrés de liberté. Les séquences éruptives de ces volcans se font suivant deux régimes différents: des éruptions en rafale dues au fonctionnement de réservoirs superficiels et des éruptions plus régulières liées aux mécanisme éruptif d'une chambre magmatique principale.

Two series of statiscal tests - "Cantor dist" and the Grassberger and Procaccia with "attractor research" - were applied to the recent eruptive sequences of two basaltic volcanoes: Piton de la Fournaise, Réunion, and the Hawaii system. These tests show that the sequences are not random. Sequences are chaotic but result from deterministic chaos with a small number of degrees of liberty. Two different regimes of activity are deduced from our study: (1) strings of eruption presumably connected with the activity of superficial reservoirs, and (2) more regular recurrence probably linked with the recharge of a main magma chamber.

## INTRODUCTION

L'étude statistique des séquences d'éruptions volcaniques a été abordée par plusieurs auteurs. En effet une prévision à long terme des phases éruptives d'un volcan, basée sur l'analyse quantitative des données du passé, permettrait une meilleure prévention des phénomènes.

Mais généralement, la plupart de ces études ont conclu sur le caractère purement aléatoire des séquences éruptives. Wickman [1966 et 1976], pionnier en la matière, a proposé un modèle purement statistique où les éruptions ont été traitées comme des événements aléatoires et l'activité volcanique comme un processus stochastique. Klein [1982] dans son étude sur Hawaii et Stieltjes et Moutou [1989] sur le Piton de la Fournaise procèdent par des approches similaires.

Récemment nous avons montré [Dubois et Cheminée, 1988, 1991] que l'on pouvait étudier les séquences éruptives de certains volcans en utilisant une analyse fractale appliquée au domaine temporel. Par cette approche on a mis en évidence des corrélations à long terme que l'on ne soupçonnait pas auparavant. La contradiction apparente qui semble exister entre ces résultats est liée à la difficulté qu'il y a à caractériser la notion de phénomène aléatoire.

Comme nous l'avons montré dans une étude récente [Sornette et al., 1991], mettre en évidence la nature aléatoire d'un phénomène dans une séquence temporelle nécessite plusieurs tests différents. Le caractère aléatoire d'une série implique l'existence d'une distribution limitée mais signifie aussi l'absence de corrélations. Ainsi les tests randomisés (tests sur le caractère aléatoire d'une distribution) peuvent être divisés en deux catégories principales.

Ceux de la première indiquent que les événements sont distribués suivant une distribution de probabilité bien définie, par exemple Kolmogorov-Smirnov. La distribution peut être plate correspondant à une probabilité uniforme ou prendre n'importe quelle autre forme.

Les tests de la deuxième catégorie sont établis essentiellement pour détecter des corrélations dans les séquences d'événements. Par exemple le test de corrélation séquentiel calcule une fonction de corrélation usuelle qui, lorsqu'elle s'évanouit, indique que les événements sont indépendants les uns des autres. Un autre test consiste à examiner la longueur de séquences monotones, par exemple les segments qui croissent ou qui décroissent, et de comparer la distribution des longueurs de segments à celles que l'on observerait pour une variable purement aléatoire. Signalons enfin le test des sous-séquences: après avoir extrait une sous-séquence (par exemple en extrayant un événement de chaque couple d'événements de la séquence initiale) on peut appliquer à celle-ci l'ensemble des tests mentionnés plus haut.

Toutefois, un fait étonnant a été reconnu récemment [Arnéodo et Sornette, 1984]: certains systèmes déterministes répondent à tous les tests sur le caractère aléatoire des séquences qu'ils génèrent. En d'autres termes le fait de répondre positivement à tous les tests sur le caractère aléatoire du système n'implique pas que le système ne soit pas de dynamique déterministe et ceci pour deux ensembles des systèmes.

1) Dans le premier type, un système possédant plusieurs degrés de liberté qui sont intimement couplés peut développer une dynamique aléatoire résultant de la complexité créée par la superposition et le couplage des différentes évolutions de chaque degré de liberté (exemples: mouvement Brownien, turbulences, etc...). Dans la plupart des cas, l'évolution de la variable physique qui nous intéresse est indissociable de celle d'un processus aléatoire. Toute prédiction est complètement impossible dans ce cas et les seules assertions que l'on puisse faire concernent la probabilité de l'occurrence d'un événement.

2) Dans le 2ème type de dynamique, un système avec seulement un petit nombre de degrés de liberté peut présenter un comportement dynamique très complexe qui a été défini comme chaos déterministe [Bergé et al., 1984]. Il nécessite: a) une dépendance aux conditions initiales; b) la réinjection
de la dynamique dans un domaine proche par des processus non linéaires.

Des séquences temporelles de tels systèmes dynamiques à faible dimension ont été beaucoup étudiées dans le passé et on a remarqué que lorsque ces systèmes sont suffisamment chaotiques leur dynamique est indissociable de processus réellement aléatoires. Plus précisément les séquences temporelles des systèmes dynamiques déterministes peuvent répondre positivement à tous les tests aléatoires communs aux statisticiens.

Ainsi le fait que Wickman et Klein aient observé que des séries temporelles d'éruptions remplissaient les conditions des tests aléatoires n'implique pas que les systèmes qui les génèrent ne soient pas déterministes.

C'est ce que nous allons examiner ici en appliquant deux nouveaux tests: la poussière de Cantor et la fonction corrélation de Grassberger et Procaccia [1983] et la recherche d'un attracteur. Un 3ème test peut être utilisé, il s'agit de la méthode du 1er retour [Sornette et al., 1991] que nous ne traiterons pas ici.

## LES DONNEES

Dans cette étude nous utilisons les données recueillies sur des volcans dont l'activité importante a été bien répertoriée. Il s'agit essentiellement de volcans basaltiques: en premier lieu, le Piton de la Fournaise (Ile de la Réunion), Hawaii et ses deux volcans actifs Mauna Loa et Kilauea et, à titre de comparaison, l'Etna. Le grand nombre d'éruptions utilisées, une centaine, explique ces choix. Toutefois pour certains tests (poussière de Cantor) nécessitant des séries moins longues nous prendrons exemple sur des volcans andésitiques pour mettre en évidence la différence fondamentale dans leur comportement.

Toute étude sur des séries temporelles d'éruptions conduit à bien préciser ce que l'on entend par événement éruptif. Cette difficulté avait été examinée par Wickman [1966] qui remarque que le début d'une éruption peut être reconnu avec une précision de quelques minutes lorsque l'éruption se produit sur un volcan dont les conduits sont bouchés entre les éruptions. Il est beaucoup plus difficile de noter quand une éruption se termine et donc quand débute la période de repos. Cependant, ajoute Wickman, dans les cas où le repos dure plusieurs années et que la durée d'une éruption est seulement de quelques jours ou au plus un à deux mois, ce n'est pas un problème majeur.

Dans les exemples traités ici, il n'y a pas d'ambiguïtés pour les éruptions récentes (depuis 1930) du volcan du Piton de la Fournaise. Mais pour Hawaii il faut distinguer les éruptions avec émissions de laves et les événements notés injections ou intrusions qui sont répertoriés depuis que se sont développés les réseaux importants de capteurs géophysiques. Par souci d'homogénéité avec les séquences anciennes nous ne prenons en compte que les éruptions avec émissions de laves ou de cendres. On définit à partir des catalogues trois paramètres:

1. Le temps $t_1$ (i) est défini comme l'intervalle du temps entre la fin d'une éruption et le début de l'éruption suivante i + 1,

2. Le temps $t_2$ (i) est la durée de l'éruption i,

3. Le temps $t_3$ (i) sépare le début de l'éruption i du début de i + 1. On a évidemment $t_3(i) = t_1(i) + t_2(i)$.

## MODELE D'UNE POUSSIERE DE CANTOR

L'application de cette méthode à des séquences d'éruptions volcaniques est issue de l'analyse par "box counting". Rappelons-la brièvement telle qu'elle a été utilisée par Smalley et al. [1987] sur des séquences de séismes dans un espace à

une dimension, le temps, puis par Dubois et Cheminée [1988] sur des séquences d'éruptions du Piton de la Fournaise.

Partons de l'exemple bien connu de l'ensemble triadique de Cantor [Bergé et al., 1984]; sur un intervalle [0, 1], on retire le tiers médian en laissant les deux segments adjacents de longueur 1/3 (Figure 1). On continue l'opération à l'ordre supérieur sur les deux segments pleins restants et ainsi de suite pour les ordres suivants. Cet ensemble d'opérations donne des segments de plus en plus fins qui constituent une poussière de Cantor. On quantifie cette fragmentation par sa dimension factale D.

Etant donné le nombre $N_i$ d'objets de taille $t_i$ de rang i on a: $N_i = 1/t_i^D$. Dans l'exemple choisi: $N_{i+1}/N_i = 2$ et $t_{i+1}/t_i = 1/3$:

$$D = - \frac{\text{Log}(N_{i+1}/N_i)}{\text{Log}(t_{i+1}/t_i)} = - \frac{\text{Log} 2}{\text{Log} \frac{1}{3}} = 0,6309$$

On peut également considérer la fraction $x_i$ de pas de longueur $t_i$ qui contient de la poussière. La relation $x_i$ et $t_i$ s'établit ainsi:

$N_i t_i = x_i L$ et $N_{i+1} t_{i+1} L$, L étant la longueur du segment initial:

$$\frac{x_{i+1}}{x_i} = \frac{N_{i+1} t_{i+1}}{N_i t_i} = \left(\frac{t_{i+1}}{t_i}\right)^{1-D} = \left(\frac{1}{3}\right)^{1-D} = \frac{2}{3}$$

$$\text{d'où } D = \text{Log} 2/\text{Log} 3 = 0,6309$$

On peut généraliser la fragmentation en faisant varier les deux rapports $N_{i+1}/N_i$ et $t_{i+1}/t_i$. D varie de 0 à 1, O est la dimension euclidienne d'un point et 1 est celle d'un segment plein

Partons d'une approximation tronquée de la poussière de Cantor [Mandelbrot, 1982]. Si l'on bat au hasard (ou randomise) l'ordre des intermissions (intervalle entre deux événements) on les rend statistiquement indépendantes les unes des autres et Mandelbrot a montré que dans ces conditions le nombre N des intermissions dont la longueur est supérieure ou égale à t est $N = N_0 t^D$ où $N_0$ est le nombre total d'intermissions dans la période analysée. Par ailleurs la probabilité pour qu'une intermission ait une longueur T supérieure ou égale à t est: $\text{Pr}(T \ge t) = t^{-D}$.

<figure><img src="image_70.png" /><figcaption>Fig. 1 Modèle de poussière de Cantor - Ensemble tridique</figcaption></figure>
## RESULTATS ET INTERPRETATION

Ils ont été exposés dans deux publications antérieures [Dubois et Cheminée, 1988, 1991]. On peut les résumer ainsi. Dans le cas du Piton de la Fournaise on trouve deux valeurs caractéristiques de la dimension fractale (Figure 2) D = 0,45 pour les périodes de repos allant de 1 à 10 mois et D = 0,67 pour les périodes allant de 12 à 48 mois. La figure montre les données observées Log tᵢ, Log xᵢ pour les périodes 1930-1987 et 1950-1987.

La même représentation pour Hawaii indique aussi une double rythmicité aussi bien pour le Kilauea (D = 0,58 pour t < 2 ans et D = 0,75 par t > 2 ans) que pour le Mauna Loa (D = 0,4 pour t < 6 ans et D = 0,8 par t > 6 ans).

En revanche pour l'Etna une seule valeur de D = 0,85 satisfait à l'ensemble des données pour des périodes comprises entre 1930 et 1987. L'interprétation proposée dans le cas des deux cycles distincts est liée à la présence d'une chambre magmatique avec ou sans réservoirs secondaires dont le remplissage et la vidange se feraient avec des débits différents [Dubois et Cheminée, 1988, 1991]. On rejoint ainsi pour le Piton de la Fournaise l'interprétation de Lénat et Bachelery [1988] basée sur le schéma des émissions cumulées de lave. On remarque en effet que la nature pétrographique des laves change suivant qu'on a affaire à des éruptions importantes provenant de la chambre, prenant naissance sur les flancs du volcan (on a alors des océanites) ou à des éruptions de petit volume (provenant des réservoirs) se produisant en rafales dans la région sommitale. Ce schéma convient également à chacun des deux appareils volcaniques du complexe d'Hawaii.

## RECHERCHE D'UN ATTRACTEUR

Dans le paragraphe précédent le test du modèle de la poussière de Cantor a montré que les séquences des éruptions n'étaient pas aléatoires et qu'elles découlaient d'un déterminisme. Le test que nous proposons maintenant permet de mettre en évidence la présence d'un attracteur dans le système

dynamique qui génère ces séquences.

Pour cela nous appliquons la méthode de Grassberger et Procaccia [1983]. Pour étudier un système dynamique il est commode de se placer dans son espace de phases. On appelle espace de phases l'espace de référence dont les axes sont les coordonnées de position et de vitesse (dans le cas de deux dimensions, dérivée n du mouvement dans un espace à n dimensions) et trajectoire de phases toute courbe de cet espace représentative d'une évolution du système. Un ensemble de trajectoires des phases constitue un portrait de phases. Lorsque le temps s'écoule le point représentatif du système dans l'espace des phases se déplace et trace une courbe qui décrit l'évolution dynamique du système. Sur une longue durée on peut espérer que la dynamique du système devienne stationnaire et le sous espace sur lequel le mouvement du point représentatif se situe est appelé l'attracteur du système. Par exemple si le mouvement est périodique l'attraction est une courbe fermée. En général la plupart des systèmes dans la nature présentent des dynamiques complexes et le mouvement du point représentatif de l'espace des phases est très compliqué.

L'attracteur correspondant peut présenter des structures spéciales d'homothétie interne. Dans ce cas on l'appelle attracteur étrange ou attracteur chaotique. Bergé et al. [1984] nous rappelent qu'à partir d'une variable temporelle X (t) on peut construire une trajectoire dans un espace à p dimensions en prenant comme coordonnées d'un point figuratif X(t), X(t + τ), X(t+2τ),..., X(t + (p-1)τ), où τ est un retard convenablement choisi.

Dans le cas des séquences d'éruptions volcaniques, les valeurs discontinues successives de l'intervalle de temps séparant les éruptions varient de façon importante, ce qui nous interdit l'application de la méthode dans le domaine temporel. On peut toutefois se placer dans l'espace des numéros d'ordre des éruptions et affecter à X les valeurs des durées correspondantes des intervalles séparant les éruptions. On peut alors construire la trajectoire de phase prenant pour point courant Pi. dans un espace à p dimensions, le point de coordonnées

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**Fig. 2** Graphique bilogarithmique représentant xᵢ en fonction de tᵢ. Les périodes considérées, 1930 - 1987 et 1950 - 1987, mettent en évidence deux cycles distincts D = 0,45 pour l'un et D = 0,70 pour l'autre.
$X_i, X_{i+1}, ..., X_{i+p-1}$, le pas $\tau$ étant remplacé par le pas de discrétisation dans l'espace des numéros d'ordre des éruptions.

Dans un régime chaotique les positions de deux points d'une même trajectoire, éloignés dans le temps, sont sans corrélation entre elles. Par contre si tous les points sont situés sur un attracteur il y a une corrélation spatiale entre eux que l'on caractérise par une fonction de corrélation appropriée. Cette fonction est:

$$C(r) = \lim_{m \to \infty} (1/m^2)$$

[nombre de paires i, j, dont la distance $|x_i - x_j| < r]$

où i et j sont deux indices repérant les points sur la trajectoire qui en compte m au total.

Si on vérifie que $\ln C(r) = v\ln(r)$ c'est que $C(r) = r^v$.

En pratique on construit la trajetoire des phases pour des valeurs entières de p, dimension de cet espace, p prenant successivement les valeurs 2, 3, 4, 5,... Pour chaque valeur de p on calcule C(r) à partir des valeurs des distances

$$|x_i - x_j| = [(x_i - x_j)^2 + (x_{i+1} - x_{j+1})^2 + \dots + (x_{i+(p-1)} - x_{j(p-1)})^2]^{1/2}$$

puis la pente de la courbe $\ln C(r) = f(\ln r)$.

Dans le cas d'un bruit blanc, la pente qui mesure l'exp

sant v ne cesse de croître quand p augmente.

Au contraire si v devient indépendant de p alors que le régime est apparemment chaotique c'est que le chaos est déterministe et l'attracteur correspondant étrange. Le nombre de degré de liberté du système dynamique étudié est égal à la dimension entière immédiatement supérieure ou égale à celle de l'attracteur.

Pour appliquer la méthode aux séquences éruptives, les restrictions imposées par la qualité et la fiabilité des observations limitent le nombre des événements qui peuvent être utilisés pour le traitement. On dispose ainsi de seulement 106 événements pour Hawaii (les deux volcans étant considérés ensemble) et de 139 pour le Piton de la Fournaise. Les calculs ont été faits sur les valeurs $t_1(i)$, $t_2(i)$, $t_3(i)$, définis plus haut.

Le tableau et la figure 3 résument les résultats pour le Piton de la Fournaise.

<table><thead><tr><th>Intervalle du temps de la présente étude</th><th>1870-1990</th><th>1900-1990</th></tr></thead><tbody><tr><td>Nombre d'événements</td><td>139</td><td>110</td></tr><tr><td>Dmax pour t<sub>1</sub>(i)</td><td>1.6 ± 0.2</td><td>1.6 ± 0.2</td></tr><tr><td>Dmax pour t<sub>2</sub>(i)</td><td colspan="2">croît avec la dimension de l'espace des phases (donc aléatoire)</td></tr><tr><td>Dmax pour t<sub>3</sub>(i)</td><td>1.7 ± 0.2</td><td>1.6 ± 0.2</td></tr></tbody></table>

<figure><img src="image_72.png" /><figcaption>Fig. 3 Dimension de l'attracteur en fonction de la dimension de l'espace de phase pour les séquences 1,2 et 3. Les courbes représentatives de l'1 et l'3 "saturent" pour des valeurs voisines de 1,6 et 1,7, dimensions des attracteurs étranges qui génèrent ces séquences. La courbe 2 montre la croissance continue de v indiquant un chaos non déterministe pour les durées des éruptions.</figcaption></figure>

<caption>Figure 3</caption>
Dans le cas du système éruptif d'Hawaii où l'on dispose de 106 événements concernant les éruptions du Kilauea et celles du Mauna Loa pendant la période 1823-1990 [d'après Klein, 1982 et le catalogue du Smithsonian], on obtient une valeur maximale de D~ 4.6 qui semble correspondre à un système dynamique dont le nombre de degrés de liberté est plus de deux fois celui du Piton de la Fournaise.

## INTERPRETATION ET CONCLUSIONS

Les deux séries de tests exposés plus haut appliquées à 2 ensembles de volcans basaltiques permettent de mettre en évidence le caractère déterministe de séquences éruptives qui paraissent à première vue aléatoires.

Le test de la Poussière de Cantor a montré, dans les cas du Piton de la Fournaise et d'Hawaii, que les séquences d'éruptions se répartissaient suivant deux régimes différents. Dans la première classe d'intervalle la faible valeur de D (0,45 pour le Piton de la Fournaise, 0,5 pour chacun des deux volcans d'Hawaii) indique une tendance au groupement des éruptions en rafales tandis que pour les intervalles plus long les plus grandes valeurs de D indiquent une tendance à une plus grande régularité.

Suivant les volcanologues qui, se basant sur la géomorphologie, la pétrologie et le dynamisme éruptif du Piton de la Fournaise, avaient proposé le fonctionnement couplé de deux chambres magmatiques, nous apportons avec ce test des arguments à ce mécanisme.

L'analyse faite dans le 2ème test confirme pour le volcan de la Réunion la double rythmicité de façon très claire. L'attracteur de dimension 1,7 correspond à un système dynamique à deux degrés de liberté qui peut être schématisé comme résultant de l'interaction de deux systèmes oscillants (deux chambres magmatiques) indépendants.

Ces deux régimes s'interprètent alors ainsi [Dubois et Cheminée, 1991]: le rythme le plus irrégulier correspondrait à la réponse mécanique superficielle de l'édifice à la sur pression des volatils due au refroidissement du magma [Tait et al., 1989]; le second plus régulier pourrait correspondre aux éruptions de picrite dans les cycles de 17 ans attribués par Albarède et Tamagnan [1988] à l'évolution pétrologique du magma profond.

Le troisième test dit "du premier retour" n'est pas traité ici. Il permet [Sornette et al., 1991] de confirmer le caractère déterministe des volcans Piton de la Fournaise et Hawaii et doit permettre d'établir des prédictions (non linéaires) à moyen terme.

Pour résumer, l'ensemble de ces tests appliqués aux séquences d'éruptions de plusieurs volcans basaltiques montre que de telles séquences ne sont pas aléatoires. Bien que d'aspect chaotique, elles résultent, selon l'expression utilisée en Physique non linéaire, d'un chaos déterministe à

faible nombre de degrés de liberté. Ces approches ouvrent des perspectives nouvelles à l'étude des phénomènes physiques qui sont à l'origine des processus éruptifs.

## REFERENCES

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Berge, P., Y. Pomeau and C. Vidal, L'ordre dans le Chaos, vers une approche déterministe de la turbulence, *Hermann*, 1984.

Dubois, J. et J.L. Cheminée, Application d'une analyse fractale à l'étude des cycles éruptifs du Piton de la Fournaise (La Réunion): modèle d'une poussière de Cantor, *C. R. Acad. Sci. Paris*, t. 307, 1723-1729, 1988.

Dubois, J. et J.L. Cheminée, Fractal analysis of eruptive activity of some basaltic volcanoes, *J. Volc. Geotherm. Res.*, 45, 1991.

Grassberger, P., and I. Procaccia, Characterization of strange attractors, *Phys. Rev. Lett.*, 50, 5, 346-349, 1983.

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Lenat, J.F., and P. Bacherely, Dynamics of magma transfers at Piton de la Fournaise volcano (Reunion Island, Indian Ocean) in: *Chi-Yu and R. Scarpaed. by Modeling of Volcanic processes. Earth Evol. Sci. Special issue. Friedr. Vieweg und Sohn, Braunschweij/Weisbaden*, 57-72, 1988

Mandelbrot, B., The Fractal Geometry of Nature, W.H. Freeman and Co., San Francisco, 256 p. 1982.

Smalley, R.F., J. Chatelain, D. Turcotte, and R. Prevost, A fractal approach to the clustering of earthquakes: applications to the seismicity of the New Hebrides, *Bull. Soc. Am.*, 4, 1368-1381, 1987.

Sornette, A., J. Dubois, J.L. Cheminée, and D. Sornette, Are sequence of volcanic eruptions deterministically chaotic?, in press *J. Geophys. Res.*, 1991.

Stietjes, L., and P. Moutou, A statistical and probabilistic study of the historic activity of Piton de la Fournaise, Réunion Island, Indian Ocean, *J. Volc. Geotherm. Res.*, 36, 67-86, 1989.

Tait S., C. Jaupart, and S. Vergniolle, Pressure, gas content and eruption periodicity of a shallow crystallising magma chamber, *Earth Planet. Sci. Lett.*, 92, 107-123, 1989.

Wickman, F.E, Repose period patterns of volcanoes, *Arxiv Mineral. Geol.*, 4(7), 291-364, 1966.

Wickman, F.E., Markov models of repose period patterns of volcanoes, in *Random Processes in Geology*, Springer Verlag, 135-161, 1976.
<figure><img src="image_73.png" /></figure>
# FLUIDES VOLCANIQUES

PATRICK ALLARD

Centre des Faibles Radioactivités
Laboratoire mixte C.N.R.S.-C.E.A.
91191 Gif/Yvette

Les programmes de recherche français sur les fluides volcaniques ont connu un essor important au cours des quatre dernières années, bien que menés par un petit nombre de chercheurs. Les travaux ont porté sur différents types de volcans, alimentés par des magmas de composition variée (carbonatite à dacite) et situés dans des contextes tectoniques contrastés (zones de rift, zones de subduction, marges continentales, points chauds). Parmi les principaux thèmes abordés, on citera l'étude chimique et isotopique des gaz magmatiques et fumerolliens (gaz majeurs, gaz rares, métaux, isotopes stables et radioactifs) celle des émanations gazeuses diffuses affectant les flancs des édifices (CO₂, He, Rn), l'étude géochimique et minéralogique des sublimés, en particulier de leur teneur en iridium, l'étude des abondances et du comportement des volatils en inclusion ou dissous dans les magmas (H₂O, CO₂, S, Cl, F), enfin la quantification des flux volatils (gaz et aérosols) émis par le volcanisme subaérien. Quelques volcans ont également fait l'objet d'une surveillance géochimique, notamment par des méthodes nouvelles de mesure en continu. Ces travaux ont donné lieu à de nombreuses coopérations et publications internationales.

Increasing research on volcanic fluids has been done in France over the past four years, though involving a few scientists. Fluid studies were conducted on different types of volcanoes, fed with magmas of varied composition (carbonatite to dacite) and located in contrasted tectonic environments (rift zones, subduction zones, continental margins, hot spots). Among the main topics, one may cite the chemical and isotopic studies of magmatic and fumarolic gas emissions (major species, rare gases, metals, stable and radioactive isotopes), as well as of diffuse soil gas emanations from the flanks of volcanoes (CO₂, He, Rn), geochemical and mineralogical studies of volcanic sublimates, particularly of their iridium content, microprobe and nuclear studies of the abundances and behaviour of volatiles in melts (H₂O, CO₂, S, Cl, F), and the quantification of volcanic volatile fluxes. Geochemical volcano survey was performed on selected sites and new methods for continuous monitoring were developed. These works have resulted in numerous international collaborations and publications.

## INTRODUCTION

L'ascension des magmas vers la surface s'accompagne de l'individualisation progressive d'une phase volatile composée de nombreuses espèces majeures et mineures (H₂O, CO₂, SO₂, halogènes, gaz rares, vapeurs métalliques, etc.), dont tout ou partie s'échappe sous forme gazeuse et particulaire à travers les volcans. Grâce à leurs propriétés, ces fluides exercent une influence déterminante sur la rhéologie des magmas, leur mode de stockage et différenciation, et sur la dynamique des éruptions. Ils véhiculent donc des informations précieuses tant sur les sources magmatiques, que sur les processus volcaniques eux-mêmes. Plus généralement, ils participent aux transferts des éléments entre l'intérieur et la surface de la planète et peuvent avoir un impact considérable sur la physico-chimie de l'atmosphère lors des grandes éruptions "stratosphériques". L'intérêt de l'étude de ces fluides, longtemps sous-estimé, est aujourd'hui de plus en plus largement reconu, tant en France qu'à l'étranger.

En France, les recherches dans ce domaine ont été particulièrement productives au cours des quatre dernières années, bien que menées par un très petit nombre de chercheurs, ingénieurs et techniciens appartenant à différents organismes (CNRS, IPG, CEA, BRGM). Les principaux thèmes abordés et les principaux résultats obtenus sont brièvement décrits ci-dessous.

## COMPOSITION CHIMIQUE ET ISOTOPIQUE DES GAZ MAGMATIQUES ET FUMEROLLIENS

Les volcans actifs, en éruption ou en sommeil, émettent en permanence des gaz sous forme "visible" (panaches, fumierolles). L'étude de la composition chimique et isotopique de ces émissions a été développée sur différents volcans du globe, représentatifs de contextes tectoniques variés.

### Gaz majeurs et gaz rares

Les proportions chimiques et isotopiques (origine) de l'eau, du carbone (CO₂), du soufre (SO₂, H₂S), de l'azote et des gaz rares on été étudiées simultanément ou séparément dans des échantillons de gaz magmatiques - prélevés au contact même des laves (T = 1000°±200°C) - ou de gaz fumerolliens, provenant de différentes régions:

- zones de rifts: Afar [Allard, 1986], Islande [Marty et al., sous presse], Afrique orientale [Javoy et al., 1989].

- zones de subduction: Amérique centrale, Antilles, Indonésie, USA, Japon, Nouvelle Zélande, Italie [Allard, 1986; Javoy et al., 1986; Allard, 1988; Le Guern, 1988; Allard et al., 1989; Marty et al., 1989; Quisefit et al., 1989; Marty et Giggenbach, 1990, Tedesco et al., sous presse; Tedesco et Toutain, 1991].

- hot spots: Réunion [Meynier et al., 1990], Kerguelen [Delorme et al., 1990].

- volcanisme alcalin des marges continentales: Italie (Champs Phlégréens, Vésuve; [Allard et al., 1988; Tedesco et al., 1990]).
Les résultats mettent en évidence des variations chimiques et isotopiques de ces constituants qui sont dûes, d'une part, à des effets de source (relation avec l'origine et la composition des magmas), d'autre part, à des fractionnements lors des procèsus de dégazage et de transfert (relation avec l'activité volcanique). Ainsi, les gaz "andésitiques" sont dans l'ensemble plus riches en eau (et en chlore) mais plus pauvres en soufre (C/S >) que les gaz "basaltiques", reflétant des différences connues de solubilité mais aussi d'abondance initiale de ces espèces dans les magmas. Les différences de solubilité des gaz en fonction de la pression (Ar<CO₂≈He<SO₂<H₂O<HCl>) expliquent certaines variations entre volcans (différente profondeur de dégazage des magmas) ou sur un même volcan (effets de bilan au cours d'éruptions).

Les données isotopiques permettent d'identifier la contribution de gaz provenant du manteau. Alors que l'origine de l'eau est souvent complexe et/ou dominée par l'influence des sources météoriques (superficielles), la présence de carbone et de soufre d'origine mantélique est décelable dans la plupart des gaz: les rapports isotopiques de ces deux éléments sont en effet comparables à ceux mesurés dans les météorites (pour S) ou dans des matériaux solides tels que MORB, péridotites, carbonatites et kimberlites. Certains gaz (ex.: Oldoinyo Lengai, Tanzanie; rift de Hengill, Islande) contiennent également de l'azote appauvri en ¹⁵N par rapport à l'atmosphère, probablement caractéristique du manteau [Javoy et al., 1989; Marty et

al., sous presse]. L'indice le plus clair d'un dégazage mantélique est fourni par le rapport ³He/⁴He de l'helium, presque toujours supérieur au rapport de l'atmosphère (Rₐ = 1.4x10⁻⁶), qui varie depuis des valeurs basses de 2-3 Rₐ (Champs Phlégréens, Vésuve: [Tedesco et al., 1990]) à 5-8 Rₐ dans les zones de subduction étudiées [Allard, 1986, 1988; Marty, 1988; Marty et al., 1989], jusqu'à 12-15 Rₐ pour les gaz de hot spot, issus d'un manteau plus profond ou/et moins dégazé (Réunion: [Meynier et al., 1990]; Islande: [Marty et al., sous presse]).

Certains gaz volcaniques des zones de subduction montrent toutefois un net enrichissement en isotopes lourds (D, ¹³C, ³⁴S) par rapport aux fluides typiques du manteau [Allard, 1986]. Cet enrichissement, notamment pour le carbone, a été attribué soit au fractionnement des isotopes du carbone lors des dégazages [Javoy et al., 1986; Javoy et Pineau, 1989] - dont la valeur de 4,0-4,5‰ pour les basaltes semble également s'appliquer aux carbonatites liquides [Javoy et al., 1989], soit à des contributions crustales à partir de sédiments subductés ou de la croûte traversée par les magmas [Allard, 1986, 1988]. En fait, une combinaison de ces deux types d'influence est probable. Le rapport isotopique de l'helium, traceur univoque d'un apport mantélique et non fractionné lors des dégazages, a été utilisé comme référence pour discuter cette question [Allard, 1986, 1988; Marty et al., 1989]. On montre ainsi que les gaz volcaniques les plus enrichis en ¹³C tendent à être simultanément appauvris en ³He et enrichis en

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**Fig. 1.** Composition isotopique du carbone et rapport CO₂/³He dans les gaz volcaniques des zones orogèniques (triangles) et dans les fluides basaltiques dérivés du manteau (autres symboles). Les symboles pleins correspondent à des échantillons prélevés à T≥ 400°C jusqu'à 1000°C. L'influence potentielle d'un fractionnement isotopique au cours du dégazage (observé dans les MORB) et celle d'une simple addition de CO₂ sont indiquées (flèches). On observe que de nombreux gaz volcaniques des zones orogèniques sont nettement enrichis en carbone "lourd" par rapport aux fluides mantéliques (CO₂/³He supérieur d'un ordre de grandeur). [Allard, 1988 et en prep.].
<figure><img src="image_75.png" /></figure>

Fig. 2. Distribution des espèces minérales, en fonction de la température, dans les produits de sublimation des gaz du volcan Momotombo, Nicaragua [Quisefit et al., 1987].

CO₂ (Figure 1), une observation difficilement explicable par un seul processus de fractionnement et compatible avec une addition de CO₂ lourd, d'origine sédimentaire.

### Elements mineurs et traces

De nombreux éléments mineurs ou en traces (alcalins,

alcalino-terreux, métaux, terres rares, etc.) sont présents sous forme de gaz ou d'aérosols dans les émissions volcaniques, qui, lors du refroidissement, se retrouvent condensés sous forme de sels (chlorures, sulfures, sulfates, etc.) ou sous forme élémentaire dans des phases minérales (sublimés) et dans les condensats aqueux.

Plusieurs travaux ont été tout spécialement consacrés à l'étude de leurs abondances et de leur comportement, dans des échantillons provenant de volcans variés (St. Helens, Usu, Etna, Momotombo, Poas, Piton de la Fournaise; [Le Guern, 1988; Toutain, 1987; Quisefit et al., 1988a, 1989; Toutain et al., 1990, Tedesco et Toutain, 1991]). Les résultats font apparaître des différences significatives d'abondance élémentaire ou minérale, fonction de la composition des magmas, de la température des gaz et de leur évolution jusqu'à la surface. La confrontation des résultats expérimentaux et des données fournies par les modèles thermochimiques permet de juger des conditions d'équilibre de dépôt, de retracer les séquences de sublimation en fonction de la volatilité des espèces (Figure 2) et, ainsi, de mieux comprendre à la fois les processus de condensation et différenciation des gaz magmatiques et les processus de genèse des gîtes métallifères associés au volcanisme.

Ces travaux sont basés en grande partie sur une méthode d'échantillonnage par tubes de quartz proposée par Le Guern et Bernard [1982] et nécessitent l'utilisation de méthodes analytiques lourdes (XRF, activation neutronique, PIXE, ICP-MS).

A noter tout spécialement les résultats de Toutain et Meyer [1989] sur l'iridium dans les sublimés volcaniques: la présen-

<figure><img src="image_76.png" /></figure>

Fig. 3. Mise en évidence, par profil aérien, d'un dégazage diffus de CO₂ à partir des flancs de l'Etna, en plus des émissions visibles du panache provenant des cratères sommitaux (marqué par l'enrichissement simultané de CO₂ et SO₂). Profil circulaire, sous le vent, à 3200 m altitude [Carbonnelle et al., 1985; Allard et al., 1991, sous presse].
ce de ce platinoïde n'a été décelée que dans les produits du Piton de la Fournaise, confirmant ainsi les premières observations de Zoller et al. [1983] sur le Kilauea: les volcans de hot spot, alimentés par un manteau plus primitif, seraient les seuls à émettre des quantités décelables d'iridium. Cette observation, qui reste à confirmer par de plus amples mesures, étaye la possibilité d'une contribution volcanique de type hot spot pour certaines anomalies stratigraphiques en Ir.

## Aérosols radioactifs

Les mesures effectuées depuis 1976 sur une dizaine de volcans actifs ont montré que les panaches volcaniques ou les gaz chauds (T> 450°C) sont enrichis en isotopes radioactifs 210 du plomb, du bismuth et du polonium - descendants à longue période du radon, qui s'échappent directement des magmas sous forme de gaz, puis forment des aérosols. De plus, alors que dans un magma non dégazé ces isotopes sont en équilibre radioactif (rapport d'activité égaux à 1), dans les panaches Bi-210 et surtout Po-210 sont très enrichis vis à vis de Pb-210, en raison de leur volatilité supérieure. Ces isotopes radioactifs sont donc des traceurs sensibles des émissions volcaniques et des processus de dégazage.

Lambert et al. [1986] ont proposé un modèle de dégazage magmatique permettant d'expliquer les variations de leurs rapports d'activité dans le panache de l'Etna et basé sur les paramètres suivants: coefficients de partage de Pb, Bi, Po entre phase gazeuse et phase solide (≈ 1 pour Po), temps de dégazage (θ) et taux d'alimentation de la cellule de dégazage en magma non degazé (μ). Il a été démontré que θ et μ varient étroitement avec l'activité volcanique [Le Cloarec et al., 1988] et permettent d'evaluer les volumes de magma dégazant. Les coefficients d'émanation d'autres métaux (Cd, Cu, Se, Zn, Al, K, Mg, Na) ont pu être déduits de ceux de Pb et Bi et de leurs rapports de concentration à ces deux éléments dans les gaz et dans les laves [Pennisi et al., 1988]. Par normalisation aux flux volcanique global de Po-210, la contribution volcanique de ces éléments a ensuite pu être estimée [Lambert et al., 1988; Le Cloarec et Marty, sous presse] (Tableau 1).

Ce modèle, appliqué aux émissions magmatiques d'un volcan andésique (White Island, Nelle Zélande; [Le Cloarec et al., 1989 et soumis], indique des valeurs de θ et μ cohérentes avec un niveau d'activité volcanique moindre et des coefficients de partage des métaux différents de ceux mesurés à l'Etna, liés au chimisme différent des magmas.

## DEGAZAGES DIFFUS

L'une des découvertes à l'actif des équipes françaises au cours des années quatre vingt est celle de l'existence de dégazages diffus de CO₂ et de gaz rares au travers des édifices volcaniques, en plus des émissions "visibles". Initialement décelées à l'Etna [Carbonnelle et al., 1982; Allard et al., 1987, 1988, et sous presse], ces dégazages diffus ont depuis été mis en évidence sur plusieurs volcans en Italie (Vulcano, Vésuve, Champs Phlégréens; [Baubron, 1987, 1989; Allard et al., 1988; Baubron et al., 1990]), en Indonésie (Lamongan, Dieng; [Baubron, 1989]), et en Martinique [Baubron et Allard, 1991]. Les procédures expérimentales utilisées ont été décrites par Baubron et al., 1991.

Plusieurs implications importantes découlent des faits observés [Allard et al., 1989]:

- Du CO₂ et des gaz rares (He, Rn, Ar) s'échappent des

<figure><img src="image_77.png" /><figcaption>Vulcano gas geochemical map</figcaption></figure>

<figure><img src="image_78.png" /><figcaption>Fig. 4. Cartographie des émanations diffuses de CO₂ dans la partie active de Vulcano [Baubron et al., 1990].</figcaption></figure>

flancs de la plupart des volcans, les niveaux de concentration et de flux variant notamment avec l'intensité de l'activité. Sur un volcan en actité magmatique semi-permanente comme l'Etna (Figure 3), le flux de CO₂ diffus est presque équivalent au flux éruptif provenant des cratères sommitaux (≈ 35x10³ tonnes de CO₂ par jour en moyenne ; [Allard et al., sous presse]). On doit donc tenir compte de ces contributions dans le budget volatil global du volcanisme subaérien.

- Les caractéristiques chimiques et isotopiques (³He, ¹³C) de ces émanations diffuses, ainsi que leurs variations temporales et spatiales, démontrent leur lien génétique avec les gaz de cratère et, généralement, leur origine magmatique. Elles
<table><thead><tr><th rowspan="2"></th><th colspan="2">Volcanic</th><th>Natural</th><th>Antropogénic</th></tr><tr><th>Φ (a)</th><th>Φ (b)</th><th>Φ (b)</th><th>Φ (c)</th></tr></thead><tbody><tr><td>Bi</td><td>2.5</td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>Se*</td><td>0.3</td><td>0.1-1.8</td><td>9.3</td><td>3.8</td></tr><tr><td>Cd</td><td>1.7</td><td>0.14-1.5</td><td>1.3</td><td>7.6</td></tr><tr><td>Pd</td><td>4.2</td><td>0.54-6</td><td>12</td><td>332</td></tr><tr><td>Cu</td><td>22</td><td>0.9-18</td><td>28</td><td>35</td></tr><tr><td>Zn</td><td>8.5</td><td>0.31-19</td><td>45</td><td>132</td></tr></tbody></table>

* Particulate Se only. Gaseous Se seems to account for about 40 % of the Se released.

(a) Le Cloarec and Marty [1991]

(b) Nriagu [1989]

(c) Nriagu and Pacyna [1988]

<caption>**Tableau 1.** Flux volcaniques globaux de quelques métaux, comparés aux flux globaux naturels et anthropogèniques (Le Cloarec et Marty, sous presse).</caption>

traduisent donc un vaste dégazage magmatique, en profondeur, des espèces les moins solubles (CO₂, He). D'autre part, grâce à leurs autres caractéristiques (accés aisé, absence de composés acides corrosifs, proximité éventuelle de distribution électrique), ces fuites gazeuses latérales offrent des

conditions favorables pour effectuer une surveillance géochimique continue, à l'écart des zones à risque [Allard et al., 1988; Baubron et al., 1990; Toutain et al., sous presse].

- La prospection des gaz du sol permet d'établir des cartes géochimiques des volcans (Figure 4), utilisables pour des

<figure><img src="image_79.png" /><figcaption>**Fig. 5.** Abondance du soufre dans différents types de magmas: tholéiites (Ardoukoba, Afar; Lakagigar, Islande), picrites (Piton de la Fournaise, Réunion) et basaltes alcalins (Etna, Sicile). Analyses des inclusions vitreuses de phénocristaux d'olivine dans des téphra (Metrich et Clochiatti, 1989; Metrich et al., 1991; Metrich, données non publiées).</figcaption></figure>
études structurales (failles actives) ou pour la prévision (intrusions). Les risques potentiels liés aux émanations diffuses (mais concentrées!) de gaz tels que CO₂ et radon peuvent également être précisés [Baubron et al., 1990; Baxter et al., 1990].

- Enfin, ces émanations d'origine profonde pourraient avoir un effet sensible sur la teneur en ¹⁴C des végétations locales et, donc, sur l'age des éruptions datées par bois carbonisés. Elles pourraient également contribuer au stockage de CO₂ dans les lacs de cratère (Lac Nyos).

## FLUX VOLCANIQUES ET BILANS DE DEGAZAGE

La détermination des flux de matière volatile émis par les volcans est importante pour évaluer l'impact du volcanisme sur l'atmosphère, mais aussi pour évaluer les volumes de magma sous-jacents et comprendre la dynamique de leur dégazage en relation avec l'activité de surface. Deux méthodes complémentaires permettent cette détermination, l'une directe (mesure des flux), l'autre indirecte (analyse des volatils en inclusion ou dissous dans les laves).

### Mesures directes

Des mesures aériennes de flux de SO₂, par spectrométrie de corrélation (COSPEC), ont été effectuées sur deux volcans en activité eruptive: l'Etna [Martin et al., 1986; Allard et al., sous presse] et le Stromboli [Allard et al., soumis]. Les flux moyens respectifs sont élevés, de l'ordre de 4000 et 1000 tonnes par jour, l'Etna produisant à lui seul près de 10% de la contribution globale des volcans en soufre. Autrement, les flux mesurés varient fortement en fonction de l'activité (entre 1000 et 25000 t/j à l'Etna). Rapportés au SO₂, les flux d'autres espèces (CO₂, métaux, aérosols radioactifs) ont pu être évalués à l'Etna et devraient l'être prochainement au Stromboli. Les volumes de magma nécessaires pour alimenter de tels flux sont supérieurs d'un ordre de grandeur aux volumes de lave produits dans le même temps.

Plusieurs estimations des flux volcaniques globaux ont été faites sur la base des données expérimentales (SO₂) ou par référence à des espèces dont le flux a pu être évalué indépendamment (³He, Po-210). Ces estimations concernent en particulier CO₂ [Allard, 1986, 1989; Marty, 1988], COS [Belviso et al., 1986] et plusieurs métaux [Lambert et al., 1988; Le Cloarec et Marty, sous presse] (Tableau 1).

### Mesures indirectes

L'analyse des abondances initiales dans les magmas (inclusions vitreuses et fluides des phénocristaux) de volatils tels que H₂O, CO₂, S, Cl, F, de leur taux de dégazage (abondances résiduelles dans les verres matriciels), et de leur comportement au cours de l'ascension des magmas vers la surface, constitue un objectif central des recherches menés par le Laboratoire Pierre Sée à Saclay. L'analyse par microsonde (neutronique, et bientôt nucléaire) est couramment employée pour doser S (Figure 5), Cl et F. Les développements récents de l'analyse du carbone [Metrich et Mosbach, 1988], du fluor [Mosbach et al., 1991] et de l'hydrogène [Tirira et al., 1991] permettent aussi une meilleure connaissance de la répartition à l'échelle micrométrique de ces éléments dans les verres. Parallèlement, l'approche expérimentale du comportement du chlore [Metrich et Rutherford, sous presse] révèle une forte solubilité de cet élément dans les magmas hydratés hyperalcalins,

source possible de fluides riches en chlore et éventuellement minéralisateurs.

Plusieurs volcans ont fait l'objet de recherches: Etna [Clochiatti et al., 1988; Metrich et Clochiatti, 1989; Metrich, 1990; Clochiatti et al., 1990], Lakakigar en Islande [Metrich et al., 1991], Piton de la Fournaise, Stromboli et Vulcano, Merapi [Allard et al., en prep.], Ardoukoba (Djibouti), Erebus (Antarctique). Les données obtenues permettent notamment d'établir des bilans minimum de dégazage pendant les éruptions, que l'on peut ensuite confronter aux flux réels (mesurés). Ces données peuvent également être comparées à celles sur les volatils dissous ou inclus dans les laves sous-marines [ex.: Javoy et al., 1987] et interprétées à la lumière des modèles de dégazage des magmas récemment élaborés [Jaupart et Vergniolle, 1988; Bottinga et Javoy, 1989, 1990].

## SURVEILLANCE GEOCHIMIQUE

Grâce à leurs propriétés physiques et thermodynamiques, les fluides volcaniques sont des indicateurs véloces et sensibles des changements d'état d'un volcan. Leur surveillance constitue donc un approche potentielle, complémentaire de l'approche géophysique, pour la prévision des éruptions.

Une surveillance géochimique des fumerolles et/ou des sources thermales de la Soufrière de Guadeloupe et de la Montagne Pelée (Martinique) est ainsi assurée par l'Institut de Physique du Globe. Signalons également les efforts entrepris par l'ORSTOM pour surveiller l'activité des volcans de Vanuatu et des îles de Mattew et Hunter (Bull. Global Volcanism Network, 15, Nov. 1990). Par ailleurs, une surveillance discontinue mais régulière de gaz fumerolliens est ou a été réalisée sur quelques volcans: Vulcano, où la températures des fumerolles au cratère dépasse maintenant 600°C, contre 300°C il y a quelques années [Tedesco et al., sous presse; Le Cloarec et al., en prép.; suivi de Po-210], Champs Phlégréens, où les variations géochimiques ont anticipé de plusieurs mois les réactions géophysiques du système lors de la dernière crise sismo-volcanique [ex.: Tedesco et al., 1988], et Momotombo (Nicaragua), où l'évolution de la relation température-fugacité d'oxygène des gaz a été suivie dans le temps [Benhamou et al., 1988].

Une station de surveillance en continu des émanations gazeuses du sol (CO₂, He et Rn) a été installée d'abord sur le Vésuve [Allard et al., 1988], puis à Vulcano [Toutain et al., accepté]. Sur ce dernier, des variations chimiques significatives ont été observées, corrélables avec les changements de composition des fumerolles du cratère, qui confirment l'utilité des fuites gazeuses diffuses pour la surveillance. Mentionnons encore le suivi des émissions de radon-222 effectués au Piton de la Fournaise et, avec de nouvelles sondes à détecteur de silicium (Barasol), sur quelques volcans indonésiens [Sabroux et al., 1990]. Pour finir, insistons sur le succès enregistré par les scientifiques français dans la télédétection de signaux acoustiques précurseurs de l'éruption majeure du Kelut (Java est, Février 1990), reflétant l'activité croissante des fumerolles sous-lacustres [Vandemeulebrouck et al., 1990].

## COLLABORATIONS INTERNATIONALES ET PROSPECTIVES

Ces différentes recherches sur les fluides volcaniques ont donné lieu à des collaborations internationales avec les instituts scientifiques de très nombreux pays, (Italie, USA, Japon, Islande, URSS, Indonésie, Amérique centrale, Cameroun,
etc.). Le développement de ces recherches devrait être procédé en Europe, au niveau européen, par la mise en place du Programme EPOCH, consacré en partie à l'étude des phénomènes et des risques telluriques. Cette opportunité pourrait être mise à profit par les autorités scientifiques françaises pour soutenir plus activement encore les efforts entrepris dans ce domaine par un petit nombre de chercheurs (en moyenne 10 publications de rang A par an sur les quatre dernières années) et, ainsi, conforter la place de notre pays dans les programmes internationaux.

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# DEGAZAGE DES MAGMAS ET DYNAMISME ERUPTIF

SYLVIE VERGNIOLLE

Laboratoire de Dynamique des Systèmes Géologiques-
Institut de Physique du Globe - 4, place Jussieu - 75252 Paris Cedex 05

Basaltic eruptions show characteristics of separated flow, where gas bubbles move with respect to the liquid. They also show transitions in flow regime, from bubbly to slug in strombolian eruptions and from bubbly to annular in hawaiian eruptions. The pressure at the vent is small and, in the bubbly flow, different regimes are possible. By contrast, dacitic eruptions do not exhibit strong differential movement of bubbles, and the exit pressure is high. Laboratory experiments on the ejection of a bubbly liquid in a narrow volcanic conduit show that a continuous degassing leads to discontinuous eruptive behaviour. Our experiments reproduce the difference between hawaiian and strombolian activity and the detailed behaviour of both eruptions type as well. For hawaiian activity, the transition between a cyclic activity and a continuous one, occurs when the mass gas flux is less than a critical value, about $10^3$ kg/s. During hawaiian eruptions, the transitions between different eruptive behaviour show changes in quantity and sizes of bubbles, that are trapped at the top of the magma chamber. Near the roof, average bubble diameters are between 0.1 and 0.6 mm for a gas volume fraction of a few percents. Summit tilt deformation data and estimates of gas flux in the magma chamber may give constraints on the bubble distribution inside the magma chamber. Puu o'o and Mauna Ulu eruptions (Kilauea volcano, Hawaii) occur in different states of the magma chamber. Puu o'o eruption is related to a reinjection from below of a already bubbly liquid, while Mauna Ulu eruption results from the continuous formation of new bubbles at the base of the magma chamber and does not call for a deep reinjection of liquid.

## INTRODUCTION

L'importance de l'exsolution des volatiles et de leur expansion dans le conduit volcanique sur la dynamique des éruptions a été montré dans les modèles précédents [Wilson et Head, 1981; Head et Wilson, 1987]. Le bilan des volatiles à Kilauea (Hawaii) indique que le magma se dégaze durant son stockage en profondeur dans un réservoir qui correspondrait à la chambre magmatique [Gerlach and Graeber, 1985; Greenland, 1989]. Il a également été montré que la phase CO$_2$ est présente dans la chambre avant l'éruption [Gerlach et Graeber, 1985; Greenland, 1989]. La présence des gaz a été également montré durant les éruptions à l'Etna, où les gaz magmatiques s'exsolvent continuellement à partir du réservoir et ont un large temps de résidence dans la chambre magmatique [Lambert et al, 1985; Le Cloarec et al., 1988]. Cette phase gazeuse librement exprimée prend la forme de bulles de gaz qui montent à travers le magma. Tait et al. [1989] montrent que les éruptions volcaniques sont liées à la cristallisation fractionnée et la sursaturation des espèces volatiles dans une chambre magmatique superficielle et prédit l' ordre de grandeur des intervalles de repos des volcans basaltiques et des volcans plus visqueux. Dans cet article, nous allons examiner les conséquences de la présence de gaz dans la chambre magmatique sur le comportement éruptif du magma.

## ECOULEMENT SEPARE A DEUX PHASES ET ERUPTIONS BASALTIQUES

Il existe plusieurs types d'écoulement à deux phases qui est dépendent du contenu plus ou moins important en gaz exsolvé. Ces modèles de dynamique des fluides appliqués aux éruptions volcaniques sont généralement faits avec l'hypothèse du modèle homogène, où le gaz et le liquide sont contraints de se déplacer à la même vitesse [Wilson et Head, 1981; Head et Wilson, 1987]. Les éruptions basaltiques montrent les caractéristiques des écoulements séparés comme par exemple les transitions de

régimes d'écoulement, de l'écoulement bulleux à l'écoulement intermittent dans le cas strombolien et de l'écoulement bulleux à l'écoulement annulaire dans les éruptions hawaiennes (Figure 1) [Vergniolle et Jaupart, 1986]. Tous les régimes à deux phases sont caractérisés par une vitesse de mélange appellée superficielle, qui dépend à la fois de la vitesse mais aussi du contenu en gaz, ou par un flux volumique par unité de section. Cette vitesse caractéristique est de $10^{-3}$ à $10^{-2}$ m/s pour les écoulements bulleux ou intermittent, et de 1 m/s pour les écoulements annulaires. Les équations des écoulements à deux phases ont été utilisées pour déterminer dans quelles conditions l'approximation homogène n'est plus valable. Dans le régime bulleux pour lequel de nombreuses bulles se déplacent à travers le liquide, il y a de très larges différences entre les modèles à deux phases et le modèle homogène, et notamment sur les prédictions du contenu en gaz et de la pression. Le modèle homogène est justifié pour les laves visqueuses telles que les dacites parce que la viscosité limite le mouvement des bulles. En revanche, ce modèle n'est plus approprié dans le cas des laves basaltiques pour lesquelles la taille des bulles est plus grande que 1 cm, ce qui est le cas à la fois dans les éruptions hawaiennes (fontaine de lave et phase effusive) et les éruptions stromboliennes. En conséquence, les laves basaltiques doivent être caractérisées par des contenus en gaz plus faibles et de plus faibles valeurs de la pression de sortie. De même, les éruptions basaltiques correspondent rarement à la sortie de laves très bulleuses comme les mousses ou bien de panaches constitués d'une très forte quantité de gaz et de cendres, qui sont le propre des régimes à laves beaucoup plus visqueuses. Le support des écoulement à deux phases permet le traitement de deux populations de bulles. Cette étude conduit à des informations sur des paramètres très mal constraints comme le coefficient effectif de friction sur le conduit, le contenu en gaz et la taille des bulles dans la chambre. On suggère que les transitions d'écoulement observées sont simplement liées aux changements de la quantité et de la taille des bulles dans la chambre magmatique et à l'entrée du conduit.
<figure><img src="image_80.png" /><figcaption>Fig.1 Differents écoulements à deux phases et leur équivalent volcanique</figcaption></figure>

<figure><img src="image_81.png" /><figcaption>Fig. 2a Dispositif expérimental</figcaption></figure>

## STABILITE DE L'ECOULEMENT BULLEUX DANS UN CONDUIT: L'ACTIVITE EFFUSIVE HAWAIIENNE

Les équations des écoulements à deux phases sont utilisées pour comprendre le comportement et la stabilité des écoulements bulleux basaltiques, tels ceux observés dans les érupsions latérales du volcan Kilauea [Swanson et al., 1972, 1976, 1979; Wolfe et al., 1989]. On peut montrer que ces écoulements sont stables. Ceci suggère leur faible sensibilité à de légères variations des paramètres initiaux, et explique qu'ils sortent dans l'atmosphère à des pressions proches de la pression atmosphérique.

Cette étude prend en compte à la fois les vésicules d'exsolution dues à la décompression du gaz dans le conduit volcanique et les bulles qui viennent directement de la chambre magmatique. L'écoulement de ce mélange constitué de magma et de bulles de gaz dans un conduit de type volcanique, est entièrement déterminé si l'on connaît la vitesse initiale du liquide, la taille des bulles, le pourcentage initial de gaz et la pression initiale du mélange à la base de ce conduit. Cette étude suppose que les pourcentages de gaz ne sont pas trop grands (inférieur à 30 %), ce qui corespond à des bulles petites par rapport au conduit volcanique. Alors, lorsqu'il y a mouvement des bulles par rapport au liquide (1) la pression de sortie du mélange est abaissée par rapport au cas où les bulles se déplacent à la même vitesse que le liquide, et (2) plusieurs régimes sont possibles pour une pression de sortie déterminée [Vergniolle et Jaupart, en préparation]. En effet, pour une vitesse initiale de liquide donnée, suivant la valeur du pourcentage volumique de gaz ou la valeur de la pression initiale, on obtient soit deux régimes d'écoulement, soit un seul régime, soit aucun régime. De plus, quand deux régimes sont possibles alors, le régime à "grosses bulles" n'est pas stable alors que le régime à petites bulles est stable. Tous ces effets permettent donc de déterminer quelles sont les conditions les plus probables qui régnent à la base du conduit volcanique. Dans le cas hawaiien, le modèle montre qu'il y a environ 1% de bulles en volume et de diamètre inférieur à 1 cm.

## MODELES DE LABORATOIRE DE DEGAZAGE D'UNE CHAMBRE MAGMATIQUE: APPLICATIONS AUX ERUPTIONS HAWAIIENNES ET STROMBOLIENNES

Les éruptions basaltiques sont souvent caractérisées par des changements cycliques d'activité. A Hawaii, des périodes de fontaines continues alternent avec des périodes plus longues d'activité effusive [Swanson et al., 1972, 1976, 1979; Wolfe et al., 1989]. Dans les éruptions stromboliennes, l'activité est constituée d'explosions régulières et intermittentes [Chouet et Mc Getchin, 1974]. Nous avons réalisé des expériences analogiques en laboratoire de dégazage du magma dans un réservoir qui se vide dans un conduit plus petit [Jaupart et Vergniolle, 1988, 1990]. La chambre magmatique et le conduit volcanique sont modélisés par une cuve cylindrique surmontée par un fin tube vertical. La cuve est remplie avec des huiles silicones et des solutions de glycérols pour étudier une large gamme de viscosité de liquide et de tension surperficielle. Les bulles de gaz sont générées au fond de la cuve avec des caractéristiques connues (diamètre des bulles et flux total de gaz) (Figure 2a).

Les bulles montent et s'accumulent au toit où elles forment une couche de bulles, appellée mousse, dont l'épaisseur augmente au cours du temps. Quand la mousse atteint une épaisseur
critique, les bulles coalescent et la mousse se détruit en générant des poches de gaz dont la taille dépend de la viscosité du liquide et de la tension superficielle. A faible viscosité, il se forme une seule grande poche de gaz qui s'écoule dans le conduit (Figure 2b - e). Cela correspond à un écoulement annulaire où un jet de gaz central expulse le film de liquide en mouillant les bords du conduit (Figure 2d). A plus grande viscosité, il se forme un grand nombre de poches de taille plus faible (Figure 2f). En montant dans le conduit, elles éclatent de façon régulière. Ce comportement explique le régime intermittent. Ces expériences montrent que la présence d'une contraction entre la chambre et le conduit joue un rôle majeur dans la détermination du comportement éruptif.

D'autre part, cette étude montre que l'on peut distinguer 3 régimes différents selon le comportement de la couche de mousse: (1) un écoulement permanent horizontal d'une mousse faite de bulles venant de l'intérieur de la cuve, (2) un régime d'alternance entre la phase de construction de la mousse et sa destruction conduisant à une violente éruption d'une seule et volumineuse poche de gaz, (3) la persistance d'une couche de petites bulles, qui coalescent en partie en générant de petites poches de gaz, ce qui conduit à une écoulement intermittent dans le conduit. Nous avons proposé une théorie simple pour expliquer les deux régimes (1 et 2). Les bulles dans la mousse se déforment sous l'action de la poussée d'Archimède. En utilisant un modèle géométrique de leur tassement, l'évolution de la forme de la bulle est calculée en fonction de l'épaisseur de la mousse. La mousse devient

instable lorsque son épaisseur dépasse une valeur critique $h_c = 2\sigma/\epsilon\rho_1 gR$, où $\sigma$ est le coefficient de tension superficielle, $\rho_1$ la densité du liquide, g l'accélération de la gravité, R le rayon initial de la bulle et $\epsilon$ le pourcentage volumique de gaz dans la mousse. L'épaisseur de la mousssse est déterminée par l'équilibre entre le flux de bulles venant du fond de la cuve et le flux sortant dans le conduit. Cette étude montre que l'épaisseur de la mousse est proportionnelle à $(\mu_m Q / \epsilon^2 \rho_1 g)^{1/4}$ où $\mu_m$ est la viscosité de la mousse et Q le flux de gaz imposé. Une condition nécessaire et suffisante pour la coalescence de la mousse est obtenue lorsque la mousse atteint l'épaisseur critique $h_c$. Dans un liquide de propriétés physiques données, pour que la mousse coalesce, le flux de gaz doit toutefois excéder une valeur critique qui dépend de la viscosité, de la tension superficielle et de la taille des bulles. Il y a un très bon accord entre cette théorie simplifiée et les déterminations expérimentales du flux de gaz critique et du temps séparant deux coalescences de deux mousses consécutives (Figure 3).

En résumé, ces expériences ont montré qu'un processus continu de dégazage dans la chambre magmatique peut conduire à un comportement éruptif discontinu. Ceci est un résultat fondamental. Les données utilisées sont les taux d'éruptions et les temps de repos entre les phases de fontaines, provenant des éruptions de Mauna Ulu (1969) et Puu o'o (1983) [Swanson et al., 1972, 1976, 1979; Wolfe et al., 1989]. Cela permet de contraindre trois variables très importantes, que sont la superficie de la chambre magmatique, la

<figure><img src="image_82.png" /><figcaption>Fig. 2b Démarrage de la coalescence de la mousse. La couche de mousse est blanche tandis que la poche de gaz en formation est grise.</figcaption></figure>
<figure><img src="image_83.png" /></figure>

Fig. 2e Démarrage de l'éruption. On remarque le nez de la poche de gaz à la base du conduit.

taille et le pourcentage de gaz. La superficie de la chambre magmatique doit être de quelques dizaines de kilomètres carrés, avec une valeur minimum de 8 km². Des résefvoirs de dimensions similaires sont imagées par des méthodes sismiques d'atténuations tomographiques sous l'"East Rift Zone" du volcan Kilauea [Ho-Liu et al., 1989]. Prés du toit de la chambre, la fraction volumique de gaz est de quelques % et les bulles de gaz ont un diamètre compris entre 0.1 et 0.6 mm (Figure 4). Ces estimations sont proches des prédictions du modèle de nucléation et de croissance des bulles dans les liquides basaltiques [Sparks 1978; Bottinga et Javoy, 1989] aussi bien que des observations sur les basaltes sous-marins profonds [Moore, 1965]. La transition entre l'activité cyclique et continue se produit quand le flux massique de gaz devient inférieur à une valeur critique de l'ordre de 10³ kg/s. Dans ce modèle, les changements de régimes éruptifs reflètent des changements dans la quantité et la tailles des bulles qui atteignent le toit de la chambre.

DYNAMIQUE DU DEGAZAGE D'UNE CHAMBRE HAWAIIENNE

Il y a deux possibilités pour expliquer ces changements de régimes: (1) le magma est stratifié dans la chambre et devient progressivement apauvri en gaz lorsque la profondeur augmente, (2) la taille de bulles n'est pas uniforme et suit une loi de distribution: en effet, le toit de la chambre piège les plus grosses bulles, qui montent le plus vite pendant les stades iniziaux de l'éruption, et progressivement piège des bulles de plus en plus petites correspondant à des flux de gaz de plus en

plus faibles pendant le déroulement de l'éruption. Le but de cette étude est de connaître mieux l'état en gaz dans la chambre juste avant l'éruption et ainsi de comprendre l'origine des éruptions. Plusieurs types de répartition du gaz dans la chambre sont proposées ainsi qu'un modèle simplifié de chambre stratifiée [Vergniolle et Jaupart, 1991]. On utilise les données de déformations de la zone sommitale et les données du flux de gaz dans la chambre pour déterminer la répartition géométrique du gaz dans la chambre juste avant l'éruption. On montre que la déformation de la zone sommitale est reliée au volume de gaz présent dans cette chambre. Ainsi, une inflation du volcan correspond à une augmentation du volume de gaz tandis qu'une déflation correspond à une diminution de ce même volume. L'autre information contraignante est que le flux de gaz dans la chambre diminue au cours du temps, ce qui a été montré dans les études précédentes (Figure 5b). Plusieurs distributions initiales de taille de bulles dans la chambre magmatique sont considérées. Les bulles se déplaçent au cours du temps, en fonction de leur taille initiale et leur profondeur dans la chambre. Pour le premier exemple, toutes les bulles ont la même taille, alors le flux de gaz calculé au toit de la chambre, augmente. On voit là simplement que les bulles proviennent de profondeurs de plus en plus grandes au cours du temps et donc sont soumises à une décompression de plus en plus importante. Dans le deuxième exemple, la distribution des bulles est gaussienne et la taille moyenne de bulles est identique pour les différentes profondeurs. Cette distribution a le même effet sur le flux de gaz, qui augmente.

<figure><img src="image_84.png" /></figure>

Fig. 2d Éruption du jet de gaz, similaire à la fontaine de lave hawaïenne
<figure><img src="image_85.png" /><figcaption>Fig. 2e Fin de l'activité de fontaine et redecente du liquide dans le conduit</figcaption></figure>

<figure><img src="image_86.png" /><figcaption>Fig. 3 Débit de gaz critique en fonction du paramètre sans dimension : Remarquer le bon accord entre les lois théoriques et expérimentales</figcaption></figure>

<figure><img src="image_87.png" /><figcaption>Fig. 2f Activité réelle à une tente plus visqureuse. Les exploitations strombohennes</figcaption></figure>

<figure><img src="image_88.png" /><figcaption>Fig. 4 Taille des bulles dans la chambre en fonction de la surface de la chambre magmatique. Cette taille est construite par les données de volume de gaz sorti (courbe 3 et 4) ainsi que par le flux de gaz (courbe 1 et 2)</figcaption></figure>
<figure><img src="image_89.png" /><figcaption>Fig. 5a Distribution gaussienne de bulles dans la chambre magmatique juste avant l'éruption.</figcaption></figure>

<figure><img src="image_90.png" /><figcaption>Fig. 5b Calcul du flux de gaz au cours du temps, au toît de la chambre pour différentes tailles de bulles. Remarquez le bon accord entre les données du Pu'u 'O'o et le calcul correspondant aux bulles 0.4 mm. Les fractions volumiques de gaz sont de :
0.03 % à 0.5 % pour les bulles de 0.1 mm
0.02 % à 2 % pour les bulles de 0.4 mm
0.0001 % à 2 % pour les bulles de 0.8 mm</figcaption></figure>
Toutefois, de telles répartitions de bulles sont contraires aux observations. Nous avons ensuite considéré une répartition de bulles gaussienne, pour laquelle la taille moyenne des bulles augmente avec la profondeur (loi de décompression du gaz) (Figure 5a). Alors, le flux de gaz au toit du réservoir et le volume de gaz encore piégé dans la chambre, diminuent au cours du temps. Cette répartition simple, qui simule la réinjection d'un liquide bulleux dans la chambre magmatique, explique très bien les observations de l'éruption du Puu o'o. On montre que pour cette éruption, la taille moyenne des bulles à la base de la chambre est proche de 0.4 mm pour une fraction volumique de gaz variant entre au fond de la chambre (0.05%) et le toit (4%) (Figure 5b). La fin de l'éruption du Puu o'o correspond ainsi à l'épuisement du volume de gaz dans la chambre. Pour l'éruption du Mauna Ulu de 1969, le flux de gaz au toit de la chambre diminue d'une façon analogue à celle du Puu o'o mais le volume de gaz piégé dans la chambre augmente. Seule une répartition stratifiée en bulles dans la chambre permet d'expliquer ces deux effets. La chambre est constituée de deux couches. Dans la couche supérieure de 1000 m de haut, les bulles de gaz ont les mêmes caractéristiques que pour l'éruption du Puu o'o (taille moyenne initiale de 0.687 mm à la base de cette couche et soumise à l'effet de la décompression et fraction volumique de 0.003 % à 1.5 %). Cette couche supérieure explique bien la décroissance du flux de gaz. Toutefois, le volume de gaz piégé à l'intérieur de la chambre augmente car la couche inférieure est constituée de petites bulles qui grossissent par decompression lors de leur montée dans la chambre. Des bulles de taille moyenne proches de 0.2 mm et dont la taille moyenne initiale ne dépend pas de la profondeur, convient parfaitement si la fraction volumique de gaz est supérieure à 25 %. L'origine de la couche inférieure de bulles peut parfaitement correspondre à l'existence d'un flux de gaz à la base de la chambre qui serait lié à la cristallisation de la chambre saturée. Cette étude suggère donc que l'origine des deux éruptions est légèrement différente. L'éruption de Puu o'o est liée à une réinjection profonde d'un liquide bulleux, ce qui est en accord avec sa longue durée, tandis que l'éruption du Mauna Ulu est le résultat de l'évolution en système clos de la chambre magmatique.

## CONCLUSION

Nous avons montré que les éruptions basaltiques ont les caractéristiques des écoulements séparés, et qu'il existe des transitions de régimes d'écoulement. On montre que la faible pression de sortie des éruptions basaltiques est liée à l'existence du mouvement séparé du gaz. Les éruptions dacitiques, où un tel mouvement n'est pas significatif, conduisent à des phénomènes plus explosifs. Les experiences analogiques de vidange d'un magma bulleux contenu dans une chambre magmatique à travers un conduit volcanique de dimensions plus faibles montrent qu'un processus continu de dégazage peut conduire à un comportement éruptif discontinu. Ces expériences reproduisent à la fois le comportement hawaiien et strombolien ainsi que le comportement détaillé de chaque éruption. Dans ce modèle, les changements de régimes éruptifs reflètent des changements dans la quantité et la tailles des bulles qui atteignent le toit de la chambre. Grâce aux données de déformations et de flux de gaz, on montre que les éruptions de Mauna Ulu (1969-1974) et Puu o'o (1983-) ont des origines légèrement différentes. L'éruption de Puu o'o est liée

à une réinjection profonde d'un liquide bulleux, tandis que l'éruption du Mauna Ulu est le résultat de l'évolution en système clos de la chambre magmatique.

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<figure><img src="image_91.png" /></figure>
# LES TRANSITIONS DE POLARITE DU CHAMP GEOMAGNETIQUE

JEAN-PIERRE VALET

Laboratoire de Paléomagnétisme - Institut de Physique du Globe
4 Place Jussieu - Tour 24-14 - 75252 Paris Cedex 05, France

## INTRODUCTION

Les inversions représentent des périodes d'instabilités majeures du champ géomagnétique associées à une réorganisation des mouvements du fluide conducteur dans le noyau externe. L'étude des inversions a débuté il y a une vingtaine d'années grâce aux développements du paléomagnétisme dans l'espoir que la connaissance détaillée du comportement du champ lors des transitions révèle des aspects fondamentaux de la dynamo terrestre. Les premières données ont rapidement montré que le renversement de la direction se produit pendant une période très brève (quelques milliers d'années), est accompagné d'une décroissance de l'intensité d'environ un ordre de grandeur, et que le champ magnétique perd son caractère dipolaire. Parmi différents modèles, les enregistrements paléomagnétiques ont favorisé dans un premier temps l'hypothèse d'un champ transitionnel dominé par des composantes à symétrie zonale. L'accumulation des résultats a ensuite suggéré la présence d'autres termes de géométrie plus complexe qui soulignent la nécessité d'accumuler des données de plus en plus détaillées.

L'étude des transitions de polarité a été articulée autour de plusieurs thèmes complémentaires. En premier lieu, il est fondamental d'acquérir des données sur le même renversement provenant de sites répartis autour du globe afin de distinguer la nature de la géométrie dominant le champ de transition. Par ailleurs, les séquences d'inversions permettent d'observer l'évolution des mécanismes du renversement sur de longues périodes de temps. L'étude des excursions géomagnétiques est indissociable de celle des inversions complètes de polarité et plusieurs travaux ont été consacrés à ces phénomènes. Un effort particulier a été porté récemment sur l'étude des constantes de temps associées aux variations rapides observées sur certains enregistrements.

Les études paléomagnétiques d'inversions ont constitué un axe de recherche majeur durant les quatre dernières années. Le nombre de publications et de sessions spéciales organisées dans les colloques internationaux témoigne bien de l'intérêt porté à ces problèmes. La contribution française a joué un rôle tout à fait prépondérant puisque quatre laboratoires (Gif sur Yvette, Montpellier, Rennes et l'IPGP) ont focalisé une partie importante de leurs activités dans ce domaine accompagnées dans la plupart des cas, par des collaborations internationales.

## NATURE DES ENREGISTREMENTS

Les caractéristiques des renversements dépendent étroitement des processus d'acquisition de l'aimantation. En premier lieu, il est donc nécessaire de considérer les propriétés du signal magnétique (résolution temporelle, nature de l'information..) inhérentes aux deux principaux types d'enregistrements,

volcaniques et sédimentaires.

Les enregistrements volcaniques ont l'avantage d'être associés à l'aimantation thermorémanente qui permet une détermination précise de la direction et de l'intensité absolue du champ magnétique contemporain de la coulée. Par sa nature même, une coulée volcanique est un témoin instantané qui n'intègre pas les variations rapides des composantes non dipolaires. Le principal inconvénient des séquences de lave réside dans l'impossibilité d'établir une chronologie précise. Si la succession des coulées est facilement reconnaissable par des arguments géologiques il est impossible de contraindre l'incertitude sur les datations à l'intérieur de la très faible durée de la transition (quelques milliers d'années). Il ne faut donc pas sous-estimer les effets liés au caractère sporadique des émissions de coulées de laves. Une distribution temporelle incomplète ou tronquée affecte de façon significative la configuration des trajectoires du pôle géomagnétique virtuel (cf. note en fin de texte) et peut conduire à des interprétations erronés comme l'ont également montré [Weeks et al., 1988].

Les sédiments permettent au contraire un bon contrôle stratigraphique mais sont sujets à deux types de filtrage. Le premier correspond simplement au temps de sédimentation intégré sur la hauteur de la carotte. L'effet de ce type de filtre a été clairement démontré par Laj et al. [1988] qui ont découvert des échantillons transitionnels de 22 mm en tranches successives de 5 mm (la moyenne des directions des tranches correspond à celle de l'ensemble de l'échantillon). L'autre aspect, beaucoup plus délicat, est lié à l'orientation progressive des grains magnétiques plus ou moins tardivement après le dépôt. Ce processus induit un lissage des variations du champ sur une période qu'il n'est pas aisé de déterminer.

Une attention particulière a été portée sur ces problèmes. Plusieurs modélisations effectuées en parallèle dans des laboratoires français et américains ont examiné les effets d'une acquisition tardive de l'aimantation [Valet et al., 1988a; 1989; Rochette, 1990; Weeks et al., 1988]. Il est relativement difficile de dégager des conclusions générales qui dépendent souvent de la vitesse de sédimentation et des variations des paramètres liés au champ lui-même. Néanmoins, une conséquence directe est que les trajectoires des PGV apparaissent beaucoup plus confinées en longitude (Figure 1). Dans certains cas où l'inversion est de courte durée, les directions normales et inverses (antipodales) interviennent dans la moyenne et produisent des directions intermédiaires artificielles avec une symétrie axiale. L'effet de l'orientation tardive des grains magnétiques (aimantation rémanente post-détritique, PDRM) a également été examiné dans le cas où les directions dipolaires nord et sud ne sont pas parfaitement antipodales [Rochette, 1990]. L'enregistrement peut être considérablement affecté surtout si la fenêtre de lissage est grande par rapport à la durée des changements directionnels. Dans le cas où les inclinaisons
<figure><img src="image_92.png" /></figure>

**Fig. 1** Effet du lissage induit par un processus tardif d'acquisition de l'aimantation sur la trajectoire des PGV. Les oscillations présentes sur la trajectoire d'origine (L=0) disparaissent suivant le taux de résolution de l'enregistrement (L=1 puis L=2) [d'après Valet, 1985]

des polarités inverses et normales ne sont pas exactement opposées, la trajectoire des PGV se rapproche de la longitude (ou de la longitude antipodale) du site tandis que, lorsque les déclinaisons sont asymétriques, l'effet inverse est observé.

Néanmoins, certains autres aspects peuvent difficilement résulter des processus de la PDRM. A titre d'exemple, les modélisations témoignent que des rebonds directionnels ou encore des variations rapides ne peuvent pas être induits par un lissage mais que leur amplitude peut être affectée considérablement. Les enregistrements sédimentaires procurent donc en quelque sorte une estimation réduite de l'amplitude des variations géomagnétiques. Les travaux effectués sur ces problèmes confirment que les enregistrements doivent présenter une résolution temporelle assez élevée (c'est à dire des taux de sédimentation d'au moins 4 à 5 cm/ 1000 ans) pour accéder à des données fiables. Ces aspects soulignent l'importance de ces problèmes dans l'interprétation des données transitionnelles en termes de comportement du champ géomagnétique.

## VARIATION RAPIDES ET CONSTANTES DE TEMPS

Une séquence de trois inversions datant du Serravalien (11-12 Ma) a été étudiée dans l'île de Zanthe en Grèce [Laj et al., 1988]. Le renversement le plus détaillé (Figure 2) qui présente de grandes variations directionnelles [Laj et al., 1987] a fait l'objet d'une attention particulière. Un saut brutal du nord au sud est en effet enregistré sur une épaisseur de 10 mm qui, sur la base du taux de sédimentation moyen de ces séries, correspond à une durée compris entre 500 et 1000 ans (soit de l'ordre de 0.2 à 0.3 degrés par an).

Cette vitesse, bien que surprenante, est bien inférieure (de deux

ordres de grandeur) aux valeurs mentionnées par Prévot et al. [1985] lors de certains épisodes enregistrés dans la séquence volcanique de la Steens Mountain (Oregon) datant de 15 Ma. L'étude de cette inversion a montré au moins deux changements directionnels très rapides à différents stades de la transition suggérés par une évolution des directions au sein d'une même coulée.

Coe et Prévot [1990] ont poussé l'investigation en recherchant une explication éventuelle à cette observation dans les processus liés à l'acquisition de l'aimantation thermorémanente. La coupe verticale détaillée d'une des coulées concernées représentée sur la Figure 3 confirme une progression des directions, d'abord proches à la base de celle de la coulée inférieure puis évoluant vers celle de la coulée supérieure. La base se serait donc normalement refroidie dans le champ contemporain de la coulée précédente tandis que le centre aurait enregistré les variations brutales qui se sont produites quelques jours plus tard. Les échantillons situés dans la partie supérieure auraient, quant à eux, été réchauffés et réaimantés dans le champ contemporain de la coulée suivante. Les auteurs soulignent que, dans l'état actuel des travaux, il s'agit de la seule explication rationnelle des données. Suivant cette interprétation, la vitesse des variations, qui atteindrait au moins 3° et 300 gammas par jour, est très largement supérieure à la variation séculaire du champ interne actuel de quelques degrés par siècle et des changements d'intensité de quelques centaines de gammas sur plusieurs années. Par ailleurs, l'amplitude totale des variations entre les deux coulées atteindrait 800 gammas, valeur aussi difficilement compatible avec une origine externe. La cohérence des variations au sein de la coulée est par ailleurs peu compatible avec cette hypothèse. Une origine interne requiert,
<figure><img src="image_93.png" /><figcaption>**Fig. 2** Variations de la latitude du PGV et de l'intensité relative du champ observées lors d'une transition normale-inverse enregistrée dans l'île de Zante (Grèce). La transition est caractérisée par un démarrage très rapide [d'après Laj et al., 1987].</figcaption></figure>

quant à elle, des vitesses très rapides du fluide à la surface noyau-
manteau (4 à 5 fois supérieures aux déterminations basées sur le
jerk de variation séculaire de 1969) et une forte révision à la bais-
se des estimations de la conductivité électrique du manteau.

Si leur réalité géomagnétique est établie ultérieurement, ces
variations seront très délicates à déceler dans les séquences
sédimentaires en raison du lissage du signal et des taux de sédi-
mentation nécessaires. Certaines séquences sédimentaires de la
plaine du Pô présentent de forts taux de sédimentation (pouvant
atteindre 80 cm par 1000 ans) appropriés pour ce type d'étude.
Des études conjuguées menées par les équipes du CFR de Gif-
sur Yvette et de l'IPGP n'ont malheureusement pas tout à fait
abouti aux résultats espérés. L'événement d'Olduvai supérieur
étudié dans la séquence du Crostolo par l'équipe du CFR [Tric
et al., 1991a] est caractérisé par une aimantation dominée par de
la greigite, sulfure de fer dont il est difficile d'établir le délai de
formation à l'échelle de temps qui nous intéresse. Dans le cas
de la séquence du Stirone [Mary et al., 1991], la transition

Gauss-Matuyama est caractérisée par une minéralogie complexe
incompatible avec ce type d'étude.

Malgré des différences, les observations déduites des enregistre-
ments sédimentaires et volcaniques plaident néanmoins en faveur
de l'existence de changements directionnels de grande ampleur et
rapides lors des inversions. La détermination des constantes de
temps demeure un problème délicat qui nécessité l'obtention de
nombreux enregistrements conjugués du même phénomène.

NATURE DU CHAMP DE TRANSITION

Toute information relative à la géométrie du champ transi-
tionnel requiert un nombre important d'observations du renver-
sement provenant de sites géographiquement bien distribués. A
cet égard, les inversions récentes qui sont les plus faciles à
identifier dans une séquence se prêtent le mieux à ce type
d'étude. Les enregistrements sédimentaires sont sans doute
plus appropriés puisque les données bio- et magnétostratigra-
<figure><img src="image_94.png" /></figure>

Fig. 3 Coupe verticale d'une coulee echantillonnee en detail dans la sequence volcanique de la Steens Mountain representant la progression des directions en termes de leur distance angulaire par rapport à la direction de la coulée inférieure [d'après Coe et Prévot, 1989].

phiques permettent de correler des séries éloignées géographiquement. Nous récapitulons ci-dessous les résultats relatifs aux inversions récentes ayant fait l'objet d'études distinctes.

### L'inversion-Brunhes-Matuyama

La transition Brunhes-Matuyama (0.73 Ma) a fait l'objet d'une quinzaine d'études. Les premiers résultats obtenus par Hillhouse et Cox [1976], longtemps considérés parmi les données les plus importantes, permirent de conclure que le champ transitionnel n'est pas dipolaire. Toutefois, la résolution temporelle pouvait être améliorée significativement ainsi que l'enregistrement de la variation séculaire précédant la transition. Une nouvelle étude [Valet et al., 1988b] entreprise dans cette optique a révélé la présence de réaimantations secondaires très importantes, qui n'avaient pas été décelées auparavant, de telle sorte que les directions finales présentent des caractéristiques fort différentes des précédentes (Figure 4). La trajectoire des PGV reste néanmoins significativement différente de celle des autres enregistrements et ne remet donc pas en cause le caractère non dipolaire du champ de transition. Elle est située le long des Amériques et sa proximité du méridien du site suggère une symétrie zonale.

Deux autres enregistrements de cette inversion ont récemment été obtenus dans deux sites de forage du leg 108 de l'Ocean Drilling Program à l'équateur et à 25°N [Valet et al., 1989a; Valet et al., 1989b]. Cette répartition géographique est particulièrement propice. En effet, si le champ est dominé par une symétrie octopolaire, un site équatorial enregistre les plus fortes variations de l'inclinaison de 0° à 90°. Aucun changement significatif de ce paramètre, qui reste proche de 0° tout au long du renversement, n'est observé tandis que les valeurs de la déclinaison reflètent l'importance des composantes est-ouest. La trajectoire des PGV est fortement éloignée (90° environ) de la longitude du site.

Ces études de Brunhes-Matuyama indiquent une durée de transition très courte de l'ordre de 2000 ans. Contrairement aux propretés attendues si le champ de transition est dominé par des composantes axisymmétriques, elle est invariante avec la latitude du site d'observation (Figure 5). La rapidité de cette transition explique sans doute les difficultés à obtenir des enregistrements volcaniques (qui manquent cruellement). Les seules données volcaniques disponibles proviennent d'une séquence de laves à Tahiti [Chauvin et al., 1990]. Malheureusement, quelques coulées seulement ont enregistré des directions intermédiaires probablement associées au début
<figure><img src="image_95.png" /></figure>

Fig. 4 Variations de la déclinaison et de l'inclinaison observées au Lac Tecopa comparées aux résultats d'une étude précédente effectuée par Hillhouse et Cox [1976] [d'après Valet et al., 1987].
<figure><img src="image_96.png" /></figure>

Fig. 5 Durée apparente de la transition Brunhes-Matuyama. Les quatre enregistrements sélectionnés présentent une distribution géographique appropriée pour discerner une évolution éventuelle de la durée de la transition avec la latitude (prédite dans le cas d'un renversement dominé par des composantes axisymétriques). Toutes les données indiquent une durée très courte de l'ordre de 2000 ans [d'après Valet et al., 1989].

<figure><img src="image_97.png" /></figure>

Fig. 6 Compilation des trajectoires des PGV obtenues pour les enregistrements de Brunhes-Matuyama présentant des garanties expérimentales satisfaisantes. La localisation des sites est indiquée par des astérix. Aucune cohérence globale n'est apparente [d'après Valet et al., 1989]

de l'inversion et qui sont sensiblement identiques (Figure 7). Les PGV correspondants (représentés en fait par un groupe de points) sont relativement proches de la longitude du site. Les auteurs suggèrent que le début de la transition est dominé par un terme quadripolaire mais l'absence d'autres directions intermédiaires limite cette interprétation.

La quinzaine d'études de Brunhes-Matuyama devrait permettre une modélisation à peu près correcte de la géométrie du champ lors de la transition. Malheureusement, une telle description se heurte à deux problèmes majeurs: d'une part, la mauvaise répartition des sites d'études (principalement tous dans l'hémi-

sphère nord) et d'autre part la qualité des enregistrements. En effet, seul un petit nombre a une résolution acceptable et les plus détaillés ne présentent en fait souvent pas de garanties expérimentales suffisantes, comme en témoignent les nouveaux résultats du lac Tecopa. Tout travail de modélisation nécessité donc une évaluation critique des données disponibles. En se basant sur plusieurs critères de sélection, il est quelque peu frustrant de constater que seulement quatre enregistrements sont alors retenus. La compilation des résultats (Figure 6) ne donne pas l'image d'une géométrie simple du champ et suggère la présence d'harmoniques d'ordre élevé.
## L'inversion Jaramillo-Matuyama

La section échantillonnée à Tahiti [Chauvin et al., 1990] qui comprend 123 coulées successives a également fourni des enregistrements des inversions encadrant les épisodes de Jaramillo et du Cobb Mountain. Malheureusement, la transition Matuyama-Jaramillo est trop peu documentée pour permettre une interprétation des données en termes de champ géomagnétique. La transition Jaramillo-Matuyama (0.96 Ma) est par contre très bien définie et constitue, avec environ 23 directions intermédiaires, l'enregistrement volcanique le plus détaillé à ce jour (après l'étude de la Steens Mountain). La trajectoire des PGV (Figure 7) ne présente pas de confinement longitudinal particulier et peut être décrite par plusieurs phases successives. Durant le premier épisode, le PGV migre brutalement au sud puis revient dans l'hémisphère nord. La seconde phase est caractérisée par une très large boucle au dessus de l'océan Pacifique, qui n'est pas sans rappeler la boucle de la deuxième phase de l'enregistrement de la Steens Mountain, puis s'achève par le trajet vers le pôle sud. D'une façon générale, les composantes est-ouest apparaissent aussi importantes que les composantes nord-sud, observation qui ne privilégie pas la présence d'un champ à symétrie zonale.

Deux autres enregistrements de cette transition ont été obtenus à partir de sédiments océaniques. Le premier [Herrero-Bervera et Theyer, 1986], situé à proximité de l'île de Kauai, est décrit par une succession d'oscillations entre le nord et le sud et peu de directions vraiment intermédiaires. Dans la seconde étude [Clement and Kent, 1986], effectuée à partir d'un prélèvement dans l'Atlantique nord, aucune direction de polarité normale n'est observée avant la transition que les auteurs eux-mêmes n'interprètent pas en termes de comportement géomagnétique. Selon Chauvin et al, ces deux enregistrements ne sont pas suffisamment documentés pour permettre une comparaison avec les données volcaniques de Polynésie.

## Olduvai-Matuyama

Une étude détaillée de cette inversion a été effectuée par Tric et al. [1991a] à partir de la séquence sédimentaire affleurant le long de la rivière Crostolo dans la plaine du Pô. L'aimantation est portée par de la greigite (et résulte donc de transformations chimiques), mais plusieurs indications vont dans le sens d'une acquisition précoce. La succession des PGV (Figure 8) consiste en 3 étapes: un mouvement à des latitudes sud-moyennes suivi d'une période de calme, le retour à une position presque totalement nord et la transition finale vers le pôle sud. La trajectoire est largement confinée dans une bande de longitude centrée sur les Amériques à 90° à l'ouest du site d'observation. Elle diffère de la trajectoire obtenue à partir d'une carotte de sédiments océaniques dans l'océan indien mais elle est sensiblement identique à celle d'une autre étude dans le Pacifique nord [Herrero-Bervera, 1986,1987] et en partie similaire aux résultats obtenus dans l'Atlantique nord. Selon les auteurs la concordance de ces données suggère la présence d'une composante dipolaire significative pendant tout le renversement.

## Les excursions du Pléistocène

Les excursions géomagnétiques peuvent être considérées comme des tentatives de renversements avortées et leur étude doit donc être envisagée conjointement à celle des inversions.

En particulier, il est crucial d'observer quelles sont les modalités qui conduisent au succès ou à l'échec du renversement. Plusieurs excursions ont fait l'objet d'études détaillées durant les quatre dernières années. Dans certains cas, leur caractère mondial semble être à peu près établi, tandis que dans d'autres les données sont encore insuffisantes pour conclure.

### L'événement du Laschamp.
Les coulées volcaniques de la Louchardière et de Royat dans la chaîne des Puys présentent des directions d'aimantation déviant de plus de 40° de la direction du champ dipolaire géocentré [Chauvin et al., 1989] et sont toutes deux contemporaines de l'événement du Laschamp (45 ka). La détermination des paléointensités à Louchardière conclue à une valeur moyenne de 13 uT compatible avec un état transitionnel du champ à cette époque.

Cette étude ne peut pas être dissociée des résultats obtenus par le même groupe en Islande sur l'excursion de Skalamaelifell [Marshall et al., 1988]. à partir de 22 coulées dont les âges radioélétriques (40-50 ma) sont contemporains du Laschamp. Bien qu'il soit impossible d'établir formellement si il s'agit du même phénomène, la valeur moyenne de la paléointensité du champ aussi basse que 4.3+0.6 uT confirme qu'à cette époque le champ dipolaire était considérablement affaibli. Il est quelque peu troublant que toutes les coulées islandaises aient enregistré la même direction intermédiaire à 110° de celle du dipôle axial centré. Le groupement des PGV correspondant situé à 90° du méridien du site est incompatible avec une symétrie zonale. Etant donné l'absence d'autres directions intermédiaires, il est impossible de corréler directement ces données à celles du Laschamp. Les auteurs suggèrent que la présence de directions anormales ou intermédiaires résulte de la faiblesse du champ dipolaire qui localement favoriserait l'émergence du champ non dipôle.

### L'événement Cobb Mountain.
Une excursion datée autour de 1.1 Ma enregistrée dans la séquence volcanique étudiée à Tahiti [Chauvin et al., 1990] correspond à l'âge de l'événement du Cobb. L'enregistrement présente seulement 3 groupements de directions intermédiaires de telle sorte que l'événement est relativement mal documenté (Figure 7). Les déterminations de paléointensité absolue sont comprises entre 4 et 8 uT, valeurs comparables à celles des autres transitions de polarité étudiées dans la même séquence. L'enregistrement du Cobb Mountain le plus détaillé a été obtenu dans une carotte de sédiments océaniques de l'Atlantique nord par Clement et Kent [1987] qui suggèrent la présence d'une période normale de très courte durée. Dans le cas de Tahiti, il est impossible de distinguer entre cette hypothèse ou celle d'une simple excursion. Toutefois, un arrêt de l'activité volcanique lors d'une période de polarité normale est d'autant plus probable si cet épisode fut court. Le faible nombre de directions intermédiaires à Tahiti et l'impossibilité d'établir leur chronologie ne permettent pas d'envisager des conclusions sur la géométrie du champ.

### L'événement du Blake.
Deux carottes de Méditerranée ont été retenues pour cette étude [Tric et al., 1991b]. Le premier enregistrement est particulièrement détaillé tandis que l'autre a une résolution beaucoup plus faible. Ils présentent des caractéristiques analogues comme la présence d'un épisode de polarité inverse et sont compatibles avec une durée totale de l'événement de 4000 ans. Le Blake a une double structure dépeinte par une excursion suivie de l'inversion complète de polarité et enfin du retour à la polarité normale (Figure 9). La morphologie de la transition, sa structure dynamique et la présence d'un court épisode de polarité inverse témoignent que cet événement doit être considéré comme un véritable intervalle très
<figure><img src="image_98.png" /><figcaption>Fig. 7 Synthèse des résultats obtenus par Chauvin et al., [1990] sur les renversements de la séquence volcanique de Tahiti [d'après Chauvin et al., 1990]. Pour chaque transition, les données sont représentées sous forme des changements directionnels en projection équatoriale avant (a) et après (b) rotation des directions.</figcaption></figure>
UPPER-OLDUVAI

<figure><img src="image_99.png" /></figure>

Site:

Latitude: 32.6 N
Longitude: 11.6 E

<figure><img src="image_100.png" /></figure>

**Fig. 8** Trajectoire des PGV relative à la transition Olduvai-Matuyama enregistrée dans les sédiments marins de la plaine du Pô (section du Crostolo) [d'après Tric *et al.*, 1991a].

court de polarité inverse. La trajectoire des PGV est distribuée sur deux bandes de longitude. La première partie, de loin la mieux documentée, est située au dessus des Amériques tandis que le reste des PGV suit la longitude antipodale. Pour l'essentiel, cette configuration est similaire à celle obtenue en Oregon [Herrero-Bervera, 1989] pour le même événement (présumé). Comme dans le cas de la transition Olduvai-Matuyama, les auteurs interprètent cette ressemblance par la présence d'une composante dipolaire significative.

## L'INTENSITE DU CHAMP TRANSITIONNEL

Une décroissance d'intensité importante accompagne toujours les inversions. Sa durée apparaît souvent plus longue que les changements directionnels, en particulier sur les enregistrements sédimentaires. C'est par exemple le cas des inversions récentes (Brunhes-Matuyama, Jaramillo, Olduvai etc..) ou encore de la séquence étudiée à Maherado dans l'île de Zanthe [Laj *et al.*, 1988]. Dans cette dernière étude cependant, les variations sont souvent plus complexes puisque l'on observe un regain de l'intensité à des valeurs assez élevées tandis que le PGV occupe une position analogue à celle d'une période de polarité stable. Un retour de l'intensité à des valeurs pré-transitionnelles en présence de directions normales stables est également observé entre les deux phases successives de l'épisode de la Steens Mountain [Prévot *et al.*, 1985]. Dans les deux cas, ces épisodes sont interprétés comme le rétablissement temporaire d'une structure dipolaire pendant la transition. Dans le cas de la Steens Mountain, contrairement aux enregistrements sédimentaires, décroissance et regain d'intensité sont synchrones avec les changements directionnels. L'enregistrement présente cependant des intensités plus faibles au début qu'à la fin de l'inversion suggérant que l'ensemble des variations n'a peut-être pas été enregistré par la séquence. D'autre part, comme pour toutes les études volcaniques, la chronologie des coulées ne peut pas être établie; il est par conséquent impossible de déterminer le laps de temps entre la dernière coulée transitionnelle et la suivante ou encore entre deux coulées successives en période de polarité stable.

La détermination des paléointensités absolues est délicate. Roperch *et al.*, [1990] et Chauvin *et al.*, [1990] ont analysé de très nombreux échantillons provenant des séquences volcaniques des îles voisines de Huahine et de Tahiti. Aucun résultat fiable

n'a pu être obtenu à Huahine et seulement la moitié des échantillons de Tahiti a été conservée. Il est donc impossible dans ce cas précis d'examiner la relation entre les changements directionnels et les variations d'intensité pour une transition particulière. Néanmoins, l'ensemble des déterminations aboutit à des valeurs très faibles en période transitionnelle (3 à 8 uT), inférieures à celles rapportées à la Steens Mountain (de l'ordre de 10uT).

A défaut de pouvoir focaliser leur analyse sur une inversion, l'hauvin et al ont moyenné toutes les données de l'intensité d'aimantation rémanente naturelle (ARN) relatives aux cinq renversements de Polynésie par intervalles successifs de 10° d'écart angulaire par rapport à la direction du dipôle axial centré. L'utilisation de ce paramètre peut être discutable mais les moyennes compensent en grande partie les incertitudes et les effets non linéaires liés aux problèmes d'aimantation ou d'altération. La courbe reportée Figure 10 montre une dépendance remarquable avec la distance angulaire par rapport à l'axe nord-sud (ou encore avec la latitude du pôle géomagnétique virtuel). Il est frappant de constater que la décroissance et le regain d'intensité sont restreints aux intervalles dont la déviation angulaire est inférieure à 30° tandis qu'au-delà l'intensité présente de faibles valeurs, caractéristiques d'un état transitionnel. L'allure de la courbe polynésienne contraste avec les résultats d'une analyse similaire effectuée en Islande à partir de 2000 coulées. A cette latitude, l'intensité du champ transitionnel est significativement plus élevée d'environ un facteur 2. Curieusement, la différence observée entre les deux sites serait sensiblement du même ordre de grandeur qu'en période de polarité stable. Malheureusement, le faible nombre de séquences volcaniques étudiées ne permet pas de pousser plus loin l'interprétation et d'examiner si l'intensité transitionnelle présente réellement une dépendance avec la latitude d'observation.

Ces résultats illustrent clairement l'importance des études de paléointensité pour parvenir à décrire la structure et la morphologie du champ de transition. Jusqu'à présent, l'interprétation des données paléomagnétiques a été principalement focalisée autour des variations directionnelles sans prêter une attention particulière à leur relation avec l'intensité du champ. Ce paramètre est pourtant fondamental puisqu'il permet d'observer les importances relatives des diverses composantes. Dans cette optique, C. Mary (en cours de rédaction) a développé un mode de représentation qui permet de visualiser sur le même diagramme changements directionnels et variations d'intensité. Il consiste à représenter l'évolution de chaque composante par une projection analogue aux diagrammes de désaimantation (dits de projection orthogonale) utilisés de façon courante en paléomagnétisme pour distinguer les composantes d'aimantation. Ce mode de représentation a l'avantage de distinguer la simple décroissance du terme dipolaire axial centré des variations temporelles des autres composantes.

## MODELES PHENOMENOLOGIQUES ET OBSERVATIONS

Deux types de modèles phénoménologiques ont été proposés pour expliquer le caractère non dipolaire du champ de transition. Dans leur principe, le premier suppose que le champ transitionnel ressemble au champ non dipolaire (cf. note en fin de texte) après la disparition du champ dipôle principal tandis que le second invoque la croissance d'harmo-niques zonales de second ordre favorisée par la présence de plusieurs sources dipolaires.

L'hypothèse formulée initialement par Cox selon laquelle un
<figure><img src="image_101.png" /><figcaption>Fig. 9 Double structure de l'événement du Blake représentée par l'évolution de la latitude des PGV en fonction de la hauteur stratigraphique [d'après Tric et al., 1991b].</figcaption></figure>
<figure><img src="image_102.png" /><figcaption>Fig. 10 Comparaison des intensités d'aimantation correspondant aux données volcaniques de Polynésie et d'Islande en fonction (a) de l'écart angulaire par rapport à la direction du dipôle axial centré (b) de la latitude des PGV [d'après Chauvin et al., 1990].</figcaption></figure>

champ non dipolaire statique serait observé lors de plusieurs renversements consécutifs a été écartée par les données obtenues à partir d'une séquence de renversements en Créte [Valet et al., 1988b] puis par d'autres résultats ultérieurs. L'étude de Créte a été complétée par une autre séquence de trois inversions dans la même aire géographique (île de Zanthe, Grèce) et séparée de la précédente par un intervalle de 5 Ma [Laj et al., 1987]. Les trois transitions présentent une structure beaucoup plus complexe avec des changements géomagnétiques très rapides alternant avec des périodes de quasi-stationnarité (Figure 11). Les trajectoires du PGV ne sont pas systématiquement confinées le long d'un méridien et présentent de grandes excursions directionnelles qui précédent ou suivent le renversement lui-même comme à la Steens Mountain.

Toutes ces observations ne sont pas facilement compatibles avec les modèles simples évoqués précédemment. Par exemple, l'idée d'un mécanisme diffusif à l'intérieur du noyau [Hoffman, 1979] n'est pas conciliable avec les constantes de temps des variations très rapides décelées récemment. De même, les écarts significatifs à une géométrie axisymétrique doivent être pris en considération dans les modèles phénoménologiques.

Reprenant les idées théoriques de Parker [1959] et Levy [1972] qui avaient conduit au développement des modèles à diffusion de flux [Hoffman, 1979], Mazaud et Laj [1989] ont élaboré un modèle capable de rendre compte de ces phénomènes. Le champ poloidal est représenté par une assemblée de dipôles interactifs de durée de vie finie. Chaque dipôle, seulement sensible au moment magnétique de ses voisins, est aligné parallèlement ou antiparallèlement à une direction déterminée. L'évolution temporelle du système est régie par les fluctuations thermodynamiques (statistique de Boltzmann à deux niveaux) des différents paramètres qui se répercute

sur les changements de polarité des dipôles individuels en fonction de leur constante de couplage. Plusieurs propriétés majeures du champ sont observées telles que l'existence de renversements spontanés, d'excursions ou encore de la variation séculaire. Les trajectoires des PGV sont confinées longitudinalement mais pas nécessairement proches du méridien du site. Enfin, il est intéressant de mentionner que dans ce modèle l'introduction de composantes non dipolaires dérivantes (similaires au champ actuel) modélisées par une rotation différentielle entre le noyau (qui contient les dipôles) et la surface externe (où le champ est calculé) ne change pas les caractéristiques du renversement.

Cette dernière observation diffère fondamentalement de celles de Weeks et Fuller [1988] qui ont incorporé des composantes non dipolaires dérivant vers l'ouest dans le modèle à symétrie zonale présenté plusieurs années auparavant par Williams et Fuller [1981]. Les changements directionnels résultant présentent de grandes boucles dont le nombre et la taille dépendent de la relation entre la durée de la transition et la vitesse de dérive du champ non dipolaire (Figure 12a). La trajectoire des PGV reste plus ou moins dépendante de la longueur du site (ou de la longitude antipodale) liée par la présence des harmoniques zonales.

En raison de la rapidité des constantes de temps caractéristiques de la dérive du champ non dipôle, les prédictions de ce type de modèle ne peuvent être testées qu'à partir d'enregistrements volcaniques détaillés ou d'enregistrements sédimentaires caractérisés par un taux de sédimentation très élevé. A notre connaissance, les deux seuls enregistrements volcaniques précis obtenus à ce jour sont ceux de la transition Jaramillo-Matuyama (à Tahiti) et de la Steens Mountain (en Oregon) dont les trajectoires de PGV sont représentées sur la Figure 13 a et b. Bien que la succession des épisodes transi-
<figure><img src="image_103.png" /><figcaption>Fig. 11 Trajectoire des PGV correspondant à une des inversions de la séquence de Zanthe caractérisée par une structure complexe [d'après Laj et al., 1988].</figcaption></figure>
<figure><img src="image_104.png" /></figure>

**Fig. 12** Comparaison des trajectoires des PGV respectives aux transitions a) Jaramillo-Matuyama [Chauvin et al., 1990], et b) Steens Mountain [Prévot et al., 1985] (15Ma) enregistrées respectivement en Polynésie et en Oregon. Les PGV obtenus sur l'île de Mahuti (Polynésie) par Roperch et Duncan [1990] sont représentés en c).

tionnels soit différente, il est frappant de retrouver dans les deux cas la présence de grandes boucles directionnelles et une configuration similaire des trajectoires des PGV, très dispersées en longitude mais contenues dans l'hémisphère centré sur la longitude du site d'observation. Ces observations sont également en accord avec la distribution des directions intermédiaires obtenues à l'issue de l'étude d'une inversion (malheureusement pas clairement identifiée) enregistrée dans la séquence volcanique de Huahine [Roperch et Duncan, 1990]. Plus de la moitié des PGV (Figure 13c) sont éloignés de la longitude du site et la dispersion générale est compatible avec la présence de fortes variations séculaires du champ non dipôle (Figure 13c).

Les résultats des enregistrements volcaniques sont donc conformes aux prédictions du modèle de Weeks et Fuller [1988]. Les trajectoires apparaissent toutefois moins régulières (variations soudaines, périodes de stabilité apparente)

que celles prédites par les auteurs. Roperch et Duncan suggèrent que les enregistrements paléomagnétiques des transitions présentant une configuration simple du champ sont la conséquence d'un échantillonnage extrêmement réduit des variations du champ par la séquence volcanique. Ce comportement résulte en effet simplement de la distribution temporelle irrégulière des coulées. Weeks et al., [1988] ont examiné les conséquences du caractère sporadique des émissions de lave (simulé par une distribution temporelle poissonienne) sur l'enregistrement des variations du champ prédites par leur modèle. Dans tous les cas (Figure 12b), la trajectoire des PGV est affectée et révèle alors des propriétés identiques à celles de Polynésie et de la Steens Mountain.

L'accord avec le modèle peut être développé plus loin. par analogie avec l'enregistrement sédimentaire le plus détaille (à notre connaissance) obtenu en Crète [Valeš et al., 1986]. Des oscillations à long terme de la direction du champ, présentes à la fois avant et pendant le renversement avec les mêmes constantes de temps, suggèrent que la variation séculaire du champ non dipolaire persiste effectivement pendant la transition. Toutefois, l'amplitude des fluctuations est beaucoup plus faible que les grandes boucles des enregistrements volcaniques. La différence est probablement liée aux effets du lissage induit par le mécanisme d'acquisition de l'aimantation (cf paragraphe I) qui explique également l'absence de telles fluctuations sur la plupart des enregistrements sédimentaires caractérisés par un taux de sédimentation relativement peu élevé. Le lissage du signal confine alors les trajectoires dans des bandes de longitude qui dépendent essentiellement de la configuration du champ non dipolaire. Il en résulte un manque de cohérence apparent entre les sites d'observation comme par exemple dans le cas des enregistrements de la transition Brunhes-Matuyama.

Une interprétation très différente a été donnée récemment par Tric et al., [1991a] puis reprise et développée par Laj et al., [1991]. Selon ces auteurs, les enregistrements récents compilés avec des données plus anciennes amènent à une révision radicale des idées sur la morphologie du champ de transition. Une synthèse de nombreux enregistrements sédimentaires fait apparaître que les PGV sont fréquemment situés dans une bande de longitude passant sur les Amériques ou à son antipode (Figure 14). En particulier, les trajectoires de la transition Olduvai supérieur obtenues en Italie, dans le Pacifique, et dans l'Atlantique coincident pour une large part. De même, les deux trajectoires correspondant à l'événement du Blake enregistré dans des sédiments du Pacifique [Herrero-Bervera, 1990] et en mer Tyrrhénienne oscillent entre ces deux longitudes. La comparaison a été étendue aux enregistrements des îles de Crète et de Zanthe, ainsi qu'à un enregistrement de la transition Gauss-Matuyama en Argentine dont les PGV sont également observés à l'intérieur de ces deux secteurs [Ruocco, 1989]. Les auteurs interprètent ces résultats par la présence d'un terme dipolaire significatif bien que la complexité de certaines inversions les incitent à envisager une structure globale plus complexe. Ils mentionnent également que l'intensité du champ non dipolaire doit être réduite de façon significative puisque, malgré la décroissance de l'intensité dipolaire, les trajectoires restent significativement confinées en longitude.

Laj et al., [1991] observent également que ces deux bandes de longitude correspondent à des régions du noyau caractérisées par un fort mouvement toroidal et à des régions de vitesses sismiques anormalement rapides à l'intérieur du man-
<figure><img src="image_105.png" /></figure>

<figure><img src="image_106.png" /><figcaption>Fig. 13 a) Trajectoires des PGV prédites par le modèle phénoménologique de Weeks et Fuller [1988] pour des sites d'observation placés à une latitude de 35°N et séparés successivement de 60° en longitude. En a) projections polaires avec le site d'observation amené à O° en b) vue équatoriale de l'intersection du méridien du site avec l'équateur. b) Effets de l'échantillonnage lié au caractère sporadique des coulées de lave sur les trajectoires des PGV. En A) la courbe d'origine calculée par le modèle. En B) les résultats correspondants à plusieurs échantillonnages différents avec 20 échantillons. En C) avec 40 échantillons. De nombreuses irrégularités sont induites sur la trajectoire par le processus de l'échantillonnage.</figcaption></figure>
<figure><img src="image_107.png" /></figure>

Fig. 14 Diagramme de fréquence de la longitude moyenne des trajectoires des PGV établi par Tric et al. [1991a] pour les enregistrements décrits dans le texte. Dans le cas b) les événements courts et les inver sions caractérisés par des trajectoires distribuées dans deux bandes de longitude distinctes ont été inclus. La bande de longitude comprise entre 240° et 300° correspond à celle des Amériques.

teau. Il y aurait donc, selon eux, un lien possible entre les mouvements du fluide dans le noyau qui régissent le fonctionnement de la géodynamo et la température à l'interface noyau-manteau controllée par la convection du manteau.

CONCLUSION

Si ces dernières conclusions sont confirmées, elles représen-
tent sans nul doute une étape majeure dans notre connaissance
du champ géomagnétique et, plus globalement, du fonctionne-
ment thermique de la planète. Néanmoins, l'existence d'inter-
prétations différentes suivant les enregistrements sélectionnés
pose le problème fondamental de l'examen critique des don-
nées. A titre d'exemple, l'interprétation déduite des enregistre-
ments volcaniques ne peut pas être étayée par la plupart des
études de sédiments en raison de leur faible résolution. De
même, la compilation des enregistrements sédimentaires de Laj
et al ne prend pas en compte la disparité des études de
Brunhes-Matuyama les plus récentes, n'incorpore pas les don-

nées volcaniques ou encore ne considère qu’un seul enregistre-
ment de Gauss-Matuyama parmi les trois publiés. Plusieurs cri-
tères de sélection avaient été proposés qui apparemment ne suf-
fisent pas à discriminer les problèmes. Il semble clair que des
enregistrements parallèles et détaillés de la même inversion
sont cruciaux pour distinguer les limites du bruit de fond et,
d’une façon plus générale, tester la reproductibilité des don-
nées. Il est également établi que des études volcaniques et sédi-
mentaires de la même transition sont fondamentales pour dis-
tinguer réellement la nature et les limites de l’information
apportées par ces deux types de roches. Malheureusement,
cette dernière condition n’a pas encore été satisfaite.

Le nombre d'études et la qualité des résultats obtenus
durant ces quatre dernières années témoignent de l'intérêt pri-
mordial porté par la communauté sur ces questions. Ces déve-
loppements ont été concrétisés par les deux premières études
volcaniques détaillées associées à des déterminations absolu-
lues de paléointensité et par des enregistrements sédimen-
taires à haute résolution. Les résultats mettent en évidence
une morphologie parfois complexe de la transition et la pré-
sence de variations rapides du champ qui conduisent à recon-
sidérer les modèles proposés initialement. Dans l'idéal, la
résolution du problème de la géométrie du champ requiert un
nombre élevé d'enregistrements de la même inversion avec
une couverture géographique appropriée afin de parvenir à
réaliser une inversion des données. La transition Brunhes-
Matuyama était sans doute le meilleur candidat mais sa courte
durée permet difficilement d'effectuer des études détaillées.
Les limites Olduvai-Matuyama ou Gauss-Matuyama sont cer-
tainement plus appropriées.

Pôle géomagnétique virtuel: Deux types de représentation sont uti-
lisées pour visualiser les changements directionnels lors d'une inver-
sion. La première qui repose sur la notion de pôle géomagnétique vir-
tuel (PGV) fait l'hypothèse que le champ conserve une symétrie dipo-
laire. Le PGV représente la position du pôle correspondant au dipôle
axial centré sur l'axe de rotation terrestre qui aurait induit dans la
roche la direction d'aimantation observée. La succession des pôles
définie à partir de la succession des directions pendant l'inversion
constitué la trajectoire du PGV. Bien que l'utilisation de ce paramètre
soit discutable lorsque le champ présente une structure non dipolaire,
la configuration des trajectoires renseigne néanmoins sur la nature de
la géométrie dominante au premier ordre. Par exemple, un champ pré-
sentant une symétrie zonale sera caractérisé par des PGV situés sur le
méridien du site ou à son antipode. Des écarts à ce type de symétrie
seront mesurés par les écarts des PGV par rapport à cette longitude.

L'autre mode de représentation consiste à utiliser la déclinaison et
l'inclinaison "corrigées" vues du site d'observation. Pour la simplifi-
cation de l'exposé, l'ensemble des résultats décrits dans ce rapport est
interprété à partir des PGV. Dans tous les cas, l'utilisation des direc-
tions "corrigées" aboutit aux mêmes conclusions.

Champ non dipolaire: Plusieurs variantes ont été suggérées pour rendre compte de la morphologie du champ non dipolaire. L'approche développée par Cox et Hillhouse [1976] supposait que la partie dérivante caractéristique du champ actuel disparaît et laisse place à une composante statique persistante. Dans ce cas des trajectoires identiques doivent être observées lors de plusieurs renversements successifs. Les développements actuels favorisent plutôt la présence d'un champ non dipôle dérivant.

Les modèles à diffusion de flux initient le renversement dans une
région particulière du noyau. Le flux dirigé en sens inverse se propa-
ge progressivement dans tout le noyau. La modélisation par des
sources dipolaires ponctuelles en chaque point du noyau résulte dans
la croissance de composantes multipolaires. La symétrie par rapport à
l'axe de rotation de la terre est conservée au premier ordre.
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# L' ELECTROJET EQUATORIAL: COMPOSANTE DU CIRCUIT ELECTRIQUE GLOBAL CONNECTANT LE VENT SOLAIRE, LA MAGNETOSPHERE, L'IONOSPHERE, L'ATMOSPHERE ET LA TERRE

CHRISTINE MAZAUDIER

Centre National d'Étude des Télécommunications
Centre de Recherches en Physique de l'Environnement
4 Avenue de Neptune - 94107 Saint-Maur des Fossés Cedex

YVES COHEN

Institut de Physique du Globe de Paris
4 place Jussieu - Tour 24-25 - 75252 Paris Cedex 05

## INTRODUCTION

Les courants électriques ionosphériques circulant dans la région dynamo (90-160 km) résultent de l'influence de deux effets dynamo dans l'environnement terrestre : l'un produit par le mouvement de l'atmosphère neutre à travers les lignes de force du champ magnétique terrestre dans la région dynamo ionosphérique; l'autre crée par l'écoulement du vent solaire aux confins de la magnétosphère, où règne le champ magnétique interplanétaire.

Ces courants font partie d'un circuit connectant le vent solaire, la magnétosphère, l'ionosphère et l'atmosphère. Le champ magnétique transitoire créé par l'ensemble de ces courants induit des circulations de courants telluriques, qui dépendent de la conductivité de la croûte et du manteau terrestre.

La connaissance de ce circuit est d'une importance fondamentale en géophysique car:

- il contribue aux variations du champ magnétique terrestre observées au sol et à bord de satellites;

- le fonctionnement de ce circuit gouverne les variations du champ électrique qui est le moteur des mouvements du plasma ionosphérique dans l'ionosphère en région F (altitudes supérieures à 180 km) et dans la magnétosphère;

- enfin ce circuit couple entre elles les dynamiques des différentes composantes de la haute atmosphère, de la thermosphère, de l' ionosphère et de la magnétosphère.

L'électrojet équatorial est une composante de ce circuit dont l'étude à l'échelle globale reste à faire.

## HISTORIQUE SUR LES COURANTS ELECTRIQUES IONOSPHERIQUES

### La variation régulière

C'est par l'analyse des variations du champ magnétique terrestre que l'étude des courants électriques ionosphériques a débutée. En 1722, Graham mit en évidence la variation diurne du champ magnétique. Des travaux systématiques d'analyse de cette variation commencèrent en 1850, et c'est en 1882 que Balfour Stewart proposa pour expliquer cette variation la circulation d'un fluide partiellement ionisé dans la haute atmosphère. Cette circulation, dont la géométrie est liée à

l'illumination solaire, donne naissance à des courants électriques réguliers dont les effets magnétiques seraient ceux observés journellement.

A la fin du siècle dernier, Schuster développa l'étude de ces courants en appliquant à la variation régulière d'origine solaire du champ magnétique, les méthodes d'analyse en harmoniques sphériques développées par Gauss en 1839.

Considérant la terre comme une surface fermée, qu'aucun courant ne traverse, il est alors possible de séparer le potentiel magnétique en deux termes: terme dû aux sources internes au globe terrestre; terme dû aux sources externes.

Schuster a montré que la source principale des variations temporelles diurnes du champ magnétique était externe à la terre. Se donnant des hypothèses sur la nappe de courant externe (une sphère conductrice de faible épaisseur, 45 km, entourant la terre à une distance de 1500 km) il a établi la première carte de courants électriques équivalents en 1889. Le problème n'est pas simple car une telle sphère conductrice induit des courants dans la terre, qui à leur tour génèrent un champ magnétique. Schuster a identifié la partie mineure de la variation temporelle diurne du champ magnétique due aux courants induits dans la terre conductrice par les courants externes.

### Les sources externes et internes ne sont pas indépendantes

Le champ magnétique total est la somme des différentes composantes: le champ principal produit par la dynamo nucléaire (Bp), (source interne); le champ du à l'aimantation des roches crustales et lithosphériques (Ba), (source interne); le champ produit par les courants ionosphériques (Be), (source externe); le champ produit par les courants telluriques (Bi), (couplage externe-interne)

$$B = Bp + Ba + Be + Bi \quad (1a)$$

Les amplitudes des composantes du champ magnétique terrestre sont très différentes; dans l'ionosphère, l'amplitude du champ principal, Bp, varie de 30000 nT à 60000 nT, de l'équateur au pôle; celle du terme d'aimantation, Ba, est constante et de l'ordre de 20 nT. Les amplitudes des composantes Be et Bi dues aux sources extérieures sont de l'ordre de 10 à 1000 nT, selon la latitude; elles ne sont pas indépendantes. Rappelons aussi que les échelles de temps des variations de ces composantes sont aussi très différentes: le terme
principal, Bp, varie à l'échelle séculaire, alors que les termes dus aux sources externes (Be et Bi), présentent des variations à de, échelles de temps variant de la fraction de seconde au cycle solaire (11 ans).

Le champ d'aimantation étant constant, la variation de B ne dépend que des termes Bp, Be, et Bi.

$$ \Delta B = \Delta B_p + \Delta B_e + \Delta B_i \quad (1b) $$

C'est aussi Schuster qui relia les variations barométriques aux variations magnétiques.

Il remarqua que le système de vents associés aux variations de pression est exactement identique en direction et phase à celui nécessaire pour expliquer les courants électriques à l'origine des variations du champ magnétique. Mais il ne réussit pas à trouver l'explication de cette observation, qui sera établie vers les années 1960.

Tous les travaux de Schuster ont été effectués avant la découverte de l'ionosphère.

En 1901, l'expérience de Marconi consistant à établir une liaison radio entre deux points éloignés du globe, conduisit Kennelly et Heaviside à postuler l'existence d'une couche conductrice permanente: l'Ionosphère. Au cours des années 1925 et 1929, les travaux d'Appleton et Hartree sur la propagation des ondes radio dans un milieu ionisé permirent le développement de la recherche expérimentale ionosphérique basée sur l'utilisation de la technique radar

Continuant les travaux de Schuster, Chapman, en 1919,

établit la première carte du système de courants électriques équivalents Sq à partir des variations régulières du champ magnétique terrestre observées durant les périodes de faible activité magnétique aux moyennes et basses latitudes.

Chapman modélisa l'ionosphère (alors découverte), comme une couche plane conductrice infinie au-dessus d'une terre plane. L'effet magnétique produit à la surface de la terre, calculé en intégrant la loi de Biot et Savart sur l'ensemble de ce plan, est perpendiculaire au terme courant source et a pour expression:

$$ \Delta B = (2\pi/10f) \cdot J \quad (2) $$

$\Delta B$ est la variation magnétique en nanoteslas, J, le courant intégré sur l'épaisseur de la nappe ionosphérique en Ampère par kilomètre et f un facteur prenant en compte les courants telluriques.

La figure 1 présente le système de courant Sq "idéal". Il est composé principalement de deux vortex de courant, un par hémisphère, centrés sur le midi local. C'est un système fixe par rapport au soleil et une station de mesure le voit défiler au dessus d'elle au cours de la journée. La circulation des courants équivalents s'effectue dans le sens des aiguilles d'une montre dans l'hémisphère sud et en sens inverse dans l'hémisphère nord. A droite de la figure 1 sont dessinées les variations magnétiques observées au sol, pour l'équinoxe, qui correspondent au système de courant Sq (S: solar, q: quiet). La figure 1 ne prend pas en compte l'électrojet équatorial. Ce n'est qu'en 1922 que les premiers enregistrements de la variation régulière du champ magnétique à Huancayo révélèrent

<figure><img src="image_108.png" /><figcaption>Fig. 1 Le système de courant Sq "idéal"</figcaption></figure>