<table><caption>Tableau 1. Concentrations et compositions isotopiques de gaz rares. La valeur moyenne pour Réunion de 56 010 ± 800, est observée dans toutes les roches qui ont été protégées du rayonnement cosmique [Kaneoka et al., 1986; Staudacher et al., 1990; Graham et al., 1990]</caption><thead><tr><th rowspan="2">éch.</th><th rowspan="2">poids</th><th>3He</th><th>4He/3He</th><th>20Ne</th><th>20Ne/22Ne</th><th>21Ne/22Ne</th><th>36Ar</th><th>40Ar/36Ar</th><th>38Ar/36Ar</th></tr><tr><th>g</th><th>10<sup>-12</sup>cm<sup>3</sup>g<sup>-1</sup></th><th></th><th>10<sup>-10</sup>cm<sup>3</sup>g<sup>-1</sup></th><th></th><th>10<sup>-10</sup>cm<sup>3</sup>g<sup>-1</sup></th><th></th><th></th><th></th></tr></thead><tbody><tr><td rowspan="2">RE9331</td><td rowspan="2">2.004</td><td>0.239</td><td>48074</td><td>0.37</td><td>9.68</td><td>0.0284</td><td>3.02</td><td>3288</td><td>0.1882</td></tr><tr><td>± 0.017</td><td>± 5046</td><td>± 0.03</td><td>± 0.12</td><td>± 0.0015</td><td>± 0.03</td><td>± 36</td><td>± 0.0029</td></tr><tr><td rowspan="2">RE9330</td><td rowspan="2">2.095</td><td>0.378</td><td>54240</td><td>0.37</td><td>9.62</td><td>0.0298</td><td>0.63</td><td>675</td><td>0.1881</td></tr><tr><td>± 0.027</td><td>± 4271</td><td>± 0.02</td><td>± 0.36</td><td>± 0.0010</td><td>± 0.01</td><td>± 11</td><td>± 0.0034</td></tr><tr><td rowspan="2">RE9329</td><td rowspan="2">1.886</td><td>0.284</td><td>36267</td><td>0.51</td><td>9.75</td><td>0.0285</td><td>2.22</td><td>357</td><td>0.1875</td></tr><tr><td>± 0.022</td><td>± 4907</td><td>± 0.02</td><td>± 0.25</td><td>± 0.0044</td><td>± 0.02</td><td>± 5</td><td>± 0.0030</td></tr><tr><td rowspan="2">RE9327</td><td rowspan="2">1.964</td><td>0.684</td><td>51185</td><td>113.6</td><td>9.89</td><td>0.0292</td><td>-</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>± 0.020</td><td>± 1903</td><td>± 0.12</td><td>± 0.03</td><td>± 0.0002</td><td>-</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>air</td><td></td><td></td><td></td><td></td><td>9.80</td><td>0.029</td><td></td><td>295.5</td><td>0.188</td></tr><tr><td>valeur moyenne</td><td></td><td></td><td>56010</td><td></td><td></td><td></td><td></td><td></td><td></td></tr><tr><td>pour Réunion</td><td></td><td></td><td>± 800</td><td></td><td></td><td></td><td></td><td></td><td></td></tr></tbody></table>

de la Fournaise aux coulées βπ<sub>III</sub> et βπ<sub>IV</sub> des phases III et IV avec des âges < 350 ka. Pour calculer les âges d'exposition, nous avons besoin du taux de production de <sup>3</sup>He<sub>c</sub>, qui dépend de l'altitude des sites des basaltes à olivine. Les sites principaux de ces basaltes se situent dans les cirques entre 2400 et ~1000m d'altitude. Dans les rivières sortant des cirques ils descendent jusqu'à 200m environ. Nous allons estimer ici des altitude moyennes: o(a;⁻) = Σ(F<sub>i</sub>*a<sub>i</sub>)/Σ(F<sub>i</sub>), où F<sub>i</sub> est la surface d'un petit segment de la couche de basalte à olivine et a<sub>i</sub> l'altitude moyenne de celle-çi. Même si le taux de production n'est pas une fonction linéaire de l'altitude, cette approximation sous-estime le taux de production correct de moins de 3% entre 1000 et 2400m et de moins de 1,5% entre 1000 et 2000m d'altitude. Les altitudes moyennes pour le quatre sites varient entre 1070 et 1470m et sont reportés dans le Tableau 2.

Nous allons également supposer ici que les olivines sont exposées au rayonnement cosmique quand ils sont en place et que le temps de séjour entre la mobilisation et l'échantillonnage est négligeable. En plus, les produits d'érosion sont pendant ce temps accumulés et partiellement recouvert dans les sédiments des cirques et au fond dans la rivière. Notons que l'effet du rayonnement cosmique est fortement diminué quand les roches sont recouvertes et en dessous de 2m le rayonnement cosmique est quasiment entièrement absorbé. Pour cette raison nous supposons que les âges d'exposition des olivines dans les rivières aux sorties des cirques correspondent au temps d'exposition des basaltes à olivines en place avant l'érosion.

La formule générale de la production de nuclides cosmogéniques est N(x,t)=P(0)/(λ+με)e<sup>-μx</sup>(1-e<sup>-(λ+με)t</sup>)+N(x,0)e<sup>-λt</sup> [e.g. Lal, 1991] où x est la profondeur sous la surface de la roche, t est le temps de formation de la roche, λ est la constante de désintégration pour des nuclides radioactives, ε est le taux d'érosion et 1/μ est le coefficient d'absorption de 165 gcm<sup>-2</sup> [e.g. Sarda et al., 1989]. Pour une irradiation de long terme (t>>1/με)), qui correspond à un état stationnaire et pour un nuclide stable comme le <sup>3</sup>He<sub>c</sub> la formule est: N(x,t)=P(0)/(με)e<sup>-μx</sup>(1-e<sup>-μεt</sup>)+N(x,0). Dans le cas où il n'y avait pas de <sup>3</sup>He<sub>c</sub> initial et où nous utilisons que les roches de la surface (la partie érodée) elle se simplifie encore: N=P(0)/(με), ou T<sub>ex</sub>=N/P(0)=1/(με), où

T<sub>ex</sub> est le temps intégré d'irradiation. De cette formule nous pouvons déduire le taux d'érosion qui est ε=1/(μT<sub>ex</sub>).

Dans le Tableau 2 sont reportés les âges d'exposition et les taux d'érosion. Les âges varient entre 1450 et 9780 ans. Nous allons écarter de la discussion suivante la première valeur, qui a une trop grande erreur due au fait que le rapport <sup>4</sup>He/<sup>3</sup>He correspondant est dans l'erreur identique au rapport typique de la Réunion (Tableau 1). A partir des données restantes, nous pouvons estimer des taux d'érosion selon la formule en haut de 0,017 à 0,041 gcm<sup>-2</sup>a<sup>-1</sup> ou, avec une densité d'environ 2,5 gcm<sup>3</sup> un taux d'érosion linéaire de 67 à 165 mmka<sup>-1</sup>. Il semble exister une différence d'un facteur 2,5 entre les taux d'érosion à Salazie, Rivière Langevin et Cilaos, qui pourrait être dû aux différences de pluviométrie annuelle dans ces sites différentes; les précipitations annuelles à Salazie et Rivière Langevin se situent entre 3000 et 4000 mm et ne sont que 2000 à 3000 mm à Cilaos [Bertile, 1987]. Vu les larges barres d'erreurs il, semble dans l'état actuel plus raisonnable d'estimer des taux d'érosion moyens de 120 mmka<sup>-1</sup>. De tels taux d'érosion sont plus grands que la valeur de 3,5 mmka<sup>-1</sup> estimé auparavant pour la Plaine des Rempart dans le massif du Piton de la Fournaise [Sarda et al., 1993] et démontre bien la différence entre l'érosion purement chimique dans une plaine pratiquement horizontale ('Plaine des Rempart') et l'érosion physique sur des surfaces fortement inclinées.

Avec des taux d'érosion estimés ainsi et en supposant un état stationnaire, nous pouvons estimé la quantité de matériel transporté chaque année des cirques vers la mer. Les surfaces des cirques varient entre 95 et 145 km<sup>2</sup> et celle de la Rivière Langevin est de 33 km<sup>2</sup> [Bertile, 1987]. L'érosion extensive n'a pas lieu partout dans les cirques, mais est probablement restreinte aux murs encaissants. A l'intérieur des cirques ont lieu des cycles de déposition et remobilisation successifs de matériel érodé. En supposant que l'érosion a lieu uniquement sur les murs inclinés qui correspondent à environ 40% des surfaces des cirques, et avec un taux d'érosion de 120 mmka<sup>-1</sup>, nous pouvons estimer qu'annuellement 11 à 17 000 tonnes de matériel sont transportées vers la mer, probablement essentiellement pendant les pluies diluviennes, durant les cyclones, qui passent annuellement entre décembre et mars. Une valeur similaire de 9700 tonnes est estimé pour la Rivière de Langevin.
<table><caption>Tableau 2. Concentration de ³He cosmogénique, âges d'exposition au rayonnement cosmique et taux d'érosion pour les cirques et la Rivière de Langevin. Le taux d'érosion linéaire a été estimé en utilisant une densité des roches de 2,5 gcm⁻³</caption><thead><tr><th rowspan="2">site</th><th rowspan="2">échantillon</th><th rowspan="2">surface</th><th>altitude</th><th>3He<sub>c</sub></th><th>âge d'exposition</th><th colspan="3">taux d'érosion</th></tr><tr><th>moyenne</th><th>m</th><th>an</th><th>g cm<sup>-2</sup> a<sup>-1</sup></th><th>mm ka<sup>-1</sup></th><th>tonnes a<sup>-1</sup></th></tr><tr><th></th><th></th><th>km<sup>2</sup></th><th>m</th><th>10<sup>-14</sup>cm<sup>3</sup>g<sup>-1</sup></th><th></th><th></th><th></th><th></th></tr></thead><tbody><tr><td>Salazie</td><td>RE93-31</td><td>145</td><td>1108</td><td>3.39<br/>± 1.76</td><td>4010<br/>± 2082</td><td>0.0412<br/>± 0.0214</td><td>165<br/>± 85</td><td>17070</td></tr><tr><td>Mafate</td><td>RE93-30</td><td>114</td><td>1073</td><td>1.19<br/>± 2.71</td><td>1447<br/>± 3284</td><td>0.1141<br/>± 0.2589</td><td>(460<br/>± 1040)</td><td>13420</td></tr><tr><td>Cilaos</td><td>RE93-29</td><td>95</td><td>1382</td><td>10.00<br/>± 2.22</td><td>9797<br/>± 2171</td><td>0.0168<br/>± 0.0037</td><td>67<br/>± 15</td><td>11180</td></tr><tr><td>Langevin</td><td>RE93-27</td><td>33</td><td>1468</td><td>5.89<br/>± 2.15</td><td>5444<br/>± 1980</td><td>0.0303<br/>± 0.0111</td><td>121<br/>± 44</td><td>9710</td></tr><tr><td colspan="4">taux d'érosion moyen</td><td></td><td></td><td>0.029<br/>± 0.012</td><td>120 ± 50</td><td></td></tr></tbody></table>

## 5. CONCLUSION

L³He cosmogénique mesuré dans des séparations d'olivines provenant des sables des rivières sortant des cirques de Cilaos, de Salazie et de Mafate et de la Rivière Langevin à la Réunion montrent des âges d'exposition au rayonnement cosmique entre 4000 et 9800 ans. A partir de ces valeurs, nous avons estimé des taux d'érosion des terrains correspondant ~120 mmká⁻¹, qui figurent parmi des valeurs les plus élevées et soulignent l'importance de l'érosion dans le façonnement du paysage intérieur de l'île. Par contre, elles démontrent aussi que les cirques avec des dénivelés de plus de 1000m ne peuvent pas être creusés par l'érosion seule et que leur formation est essentiellement due à la formation d'une caldeira sommitale initiale [Kieffer, 1989]. Des études similaires devraient être effectuées dans des terrains similaires à Hawaii ou dans les îles de Société par exemple et peuvent être importantes dans des régions avec un grand taux d'érosion pour la prévision éventuelle de glissements de terrains provoqués par ceci.

*Remerciements.* Ce travail a été financé par le Projet INSU 1993: le point Chaud de la Réunion. A. Lecomte est remercié pour son assistance dans le travail de terrain et pour la préparation des échantillons au laboratoire et l'Observatoire de Volcanologie à La Réunion pour leur accueil pendant notre séjour à la Réunion.

## RÉFÉRENCES

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# UNE LAVE PEUT-ELLE ETRE L'EXPRESSION D'UN MAGMA PRIMAIRE ?
## APPORT DES INCLUSIONS VITREUSES

Nicole METRICH et Robert CLOCCHIATTI

Groupe des Sciences de la Terre, Laboratoire Pierre Sée, C.E./Saclay, 91191 GIF sur Yvette

Une étude systématique de magmas primaires alcalins à potassiques a été menée sur la base des inclusions vitreuses des minéraux primitifs (olivine, pyroxène). Les exemples, choisis dans le contexte du volcanisme italien, révèlent que dans tous les cas, les laves considérées comme «primaires» et donc représentatives de magmas en équilibre avec les conditions physico-chimique du manteau, sont : soit l'expression d'un mélange de magmas : mélange entre différents magmas primaires potassiques à fortement potassiques, comme dans le cas de Vulsini (Province Romaine), ou mélange entre un magma primaire shoshonitique et un magma plus évolué latitique (Vulcano, Îles Eoliennes) ; soit le produit de différenciation d'un magma primaire qui a évolué par cristallisation fractionnée dans un réservoir superficiel, la trace du magma initial n'étant conservée que sous la forme d'inclusions piégées par les phases minérales précoces (exemples de l'Etna en Sicile et du Vésuve en Campanie). L'identification des magmas primaires à travers la composition des inclusions vitreuses des phénocristaux des laves, permet de s'affranchir des problèmes posés par celles des roches totales.

Melt inclusions trapped in primitive minerals (olivine and clinopyroxene) were systematically studied in different alkaline to potassic lavas, which are considered as representative of primary magmas. The samples were collected from different italian volcanoes (Etna, Vesuvius, Vulcano, Vulsini). The melt inclusion and the mineral chemistry indicate that, in every case, the lava : results of the mixing between either different K to HK primary melts (e.g. Vulsini, Roman Province), or a shoshonitic primary melt and a more evolved latitic one (e.g. Vulcano, Eolian islands); derived from a primary melt which evolved by fractional cristallization, the insight of the initial magma being only preserved as melt inclusions in the primitive phenocrysts (e.g. Vesuvius and Etna). Our data demonstrate that the melt inclusions represent a powerful tool to identify the mantle-derived melts.

## 1. INTRODUCTION

L'estimation des paramètres physico-chimiques de formation des magmas les plus primaires est nécessaire pour contraindre la nature de leur source et le contexte géodynamique dans lequel ils s'inscrivent. A titre d'exemple l'établissement des bilans de dégazage de la planète passe par la connaissance de la teneur en éléments volatils du manteau, donc par celle des liquides qui sont générés et en équilibre avec le manteau.

L'identification des magmas primaires à travers la composition chimique des laves pose souvent le problème de la représentativité des échantillons car la remontée directe des magmas à la surface, sans subir aucune modification, est un phénomène rare. Les laves aphyriques basiques et à fortiori ultrabasiques, en raison de leur facilité à cristalliser, sont des exceptions. L'existence de réservoirs magmatiques, dans le cas des stratovolcans, par exemple, fait obstacle à l'émission de magmas peu différenciés. En effet, ces magmas se solidifient sur les parois des réservoirs, se mélangeant éventuellement à d'autres liquides, ou se contaminent au contact de l'encaissant. Enfin la perte, au moins partielle, des constituants volatils affecte toutes les laves qui s'épanchent en surface. Les inclusions vitreuses piégées par les minéraux des laves donnent accès à la composition chimique (éléments majeurs et traces) des magmas, ainsi qu'à leurs teneurs pré-éruptives en composés volatils (CO₂, H₂O, S, Cl). Les résultats les plus récents, basés sur les inclusions vitreuses, font apparaître les hétérogénités chimiques des magmas, qu'elles soient héritées de la source mantellique [ex : MORB, Sobolev and Shimizu, 1993 ; Sobolev and Shimizu, 1994], ou encore liées à des mélanges de magmas à différents niveaux des systèmes d'alimentation des volcans [ex : l'Etna, Clocchiatti et al., 1992 ; Métrich et al., 1993].

L'objectif de ce travail est de démontrer comment, par le biais des inclusions vitreuses, on peut s'affranchir des problèmes posés par l'étude sur roches totales et identifier au sein même de ces roches les liquides primaires. Cette démarche s'inspire des travaux réalisés à l'Institut Vernadsky de Moscou, par A. Sobolev

et collaborateurs. Nous avons choisi d'illustrer cette approche à travers différents systèmes volcaniques d'Italie.

## 2. LES INCLUSIONS VITREUSES

Les inclusions vitreuses sont des petites gouttes de magma, piégées dans les lacunes de cristallisation des minéraux des laves [Deicha, 1955 ; Clocchiatti, 1975 ; Roedder, 1984]. Selon l'histoire thermique subie par la lave lors de sa mise en place, les inclusions sont préservées à l'état vitreux ou elles sont cristallisées. Les inclusions à remplissage vitreux résultent, le plus souvent, d'une trempe naturelle. C'est le cas, par exemple, des inclusions diphasées (verre + bulle de retrait ; Figure 1a) des olivines collectées dans les niveaux de lapilli de Vancori, de l'île de Stromboli (Italie). Au contraire, un refroidissement lent favorise la cristallisation comme l'illustre la figure 1b. La composition du liquide, sa structure et donc sa viscosité conditionnent aussi l'évolution de l'inclusion au cours du refroidissement.

Dans le premier cas, les inclusions peuvent être analysées par micro-faiseaux de particules, après avoir été portées à l'affleurement par polissage. Dans le second, on est contraint de provoquer et de contrôler la fusion des cristaux à l'aide de microfours placés sur la platine d'un microscope et de réaliser une trempe ultra-rapide. Cette technique, appelée microthermométrie, permet d'accéder à la température de piégeage de l'inclusion et à la composition du liquide en équilibre avec le minéral hôte (celui qui contient l'inclusion) à cette température.

## 3. MÉLANGE ENTRE MAGMAS PRIMAIRES (VULSINI, PROVINCE ROMAINE)

La remontée et l'émission rapide de petits volumes de magmas peu différenciés, se font à la faveur de systèmes de fractures en relation avec un régime tectonique distensif soit à l'échelle régionale soit localement à l'échelle de l'édifice volcanique.

C'est l'exemple des laves, de type leucite-basanite, du
<figure><img src="image_34.png" /></figure>

Figure 1. Photographies représentant : a) une inclusion diphasée, composée d'une phase vitreuse (v) et d'une bulle de retrait (b) ; l'olivine hôte contient aussi des chromites (échantillon de lapilli de Vancori, Stromboli) ; b) une inclusion cristallisée et plan d'inclusions fluides à CO₂, associé, dans une olivine de la coulée de lave de Maletto (Etna). L'échelle donnée correspond à 100 µm.
complexe volcanique de Montefiascone (Vulsini) situé dans la partie septentrionale de la Province Magmatique Romaine en Italie [Coltorti et al., 1991]. Elles appartiennent au groupe de laves potassiques les plus primaires de la Province Romaine et en ce sens sont particulièrement intéressantes. Les magmas primaires à l'origine des roches potassiques à ultrapotassiques de la Province Romaine, ont fait l'objet de nombreuses études pétrologiques et géochimiques et soulevé de larges débats [Appleton, 1972 ; Civetta et al., 1981 ; Rogers et al., 1985 ; Conticelli et Peccerillo, 1992 ; Giannetti and Ellam, 1994]. D'une façon générale, les roches les plus primitives sont considérées comme représentatives de magmas primaires, sur la base de leur teneur en Cr, Ni, ou la valeur (Mg#) du rapport (100Mg/Mg+Fe²⁺). Les scories mises en place lors de l'activité finale du cône de Montefiascone sont des leucite-basanites, qui possèdent les caractères de roches primaires, riches en Ni (180-260 ppm), Cr (1275 ppm) et MgO (10-13%). Une étude fine de ces scories révèle une paragénèse minérale primaire, à olivine (Fo₉₀.5-92) et spinelle chromifère [Kamenetsky et al., 1995]. Les phénocristaux d'olivine sont riches en inclusions, d'environ 100µm de diamètre et préservées à l'état vitreux lors la mise en place, grâce à une trempe rapide. Ces inclusions sont caractérisées par des teneurs en MgO (8,4-9,7%), CaO (12,5-14,5%) et Al₂O₃ (12,4-14%) et par une valeur Mg# (0,73-0,75) qui correspondent à celles des magmas primaires. Leurs compositions mettent parallèlement en évidence une large variation des concentrations en éléments majeurs. Le rapport CaO/Al₂O₃ varie significativement de 0,8 à 1,15, alors que le clinopyroxène ne cristallise pas. Cette variabilité de la composition chimique des inclusions vitreuses, piégées par les olivines (Fo₉₀.5-92) est parfaitement illustée par le potassium, dont la teneur est comprise entre 2,7 et 5,3% (Figure 2a ; Tableau 1). L'enrichissement en K₂O s'accompagne d'une augmentation parallèle des teneurs en éléments comme P (0,09-0,17%), S (0,12-0,26%) et Cl (0,03-0,05%), mais aussi d'une sous-saturation croissante en SiO₂ (50-45,5%). On observe une corrélation positive entre K₂O et Sr (Figure 2c), et au contraire négative avec SrO₂ (Figure 2b), Al₂O₃ et CaO. Ces corrélations inverses entre éléments dans des liquides primaires (MgO > 9%), ne peuvent pas s'expliquer par le fractionnement d'une paragénèse à olivine et spinelle. Les résultats suggèrent que différents liquides peuvent être générés lors de la fusion partielle d'une source mantellique hétérogène [Kamenetsky et al., 1995]. L'existence d'une paragénèse minérale primitive, à olivine-spinelle, et la composition des inclusions vitreuses associées sont interprétées comme la preuve de la ségrégation de magmas primaires potassiques à fortement potassiques. La variabilité chimique mise en évidence à l'échelle d'un échantillon se retrouve à celle de la Province Romaine.

## 4. MÉLANGES ENTRE LIQUIDES PRIMAIRES ET LIQUIDES DIFFÉRENCIÉS (ÎLE DE VULCANO)

A Vulcano, la roche considérée comme représentative d'un magma primaire a été reconnue dans le cône de scories de la Sommata [Keller, 1980]. Elle s'est mise en place au cours d'une phase distensive majeure datée à -50 000 ans [Gillot et al., 1990]. C'est un basalte shoshonitique à nephéline normative (ne= 5,8%), dont les teneurs en MgO (≈ 8,3%), en CaO (≈ 12,69%), en Cr (≈ 240 ppm) et Ni (≈ 50 ppm) en font la roche la plus primaire actuellement connue aux Îles Éoliennes (Tableau 1).

Les lames minces taillées dans les bombes denses révèlent une texture porphyrique à phénocristaux millimétriques qui sont par ordre d'abondance le clinopyroxène (12% Analyse Modale), l'olivine (8%), le plagioclase (< 2%). La mésostase est quasiment micro-cristalline, les minéraux ferromagnésiens sont les plus abondants (verre 5%, Cpx. 30%, OL.30%, Pl. 15%) [Magi, 1994].

<figure><img src="image_35.png" /></figure>

Figure 2. Variations de K₂O en fonction a) du rapport (100Mg/Mg+Fe²⁺) des olivines hôtes, des scories de Montefiascone (Vulsini). On remarque la forte variation de K₂O des inclusions vitreuses, alors que la composition de l'olivine varie dans un domaine restreint (Fo₉₀.5-92) ; b) de SiO₂ dans les inclusions vitreuses des olivines les plus primitives (Fo₉₀.5-92) ; c) de Sr (microsonde nucléaire Saclay, analyse PIXE selon [Mosbah et al., 1994])

L'observation au microscope montre clairement la présence de deux paragèneses minérales : 1)-la première est caractérisée par une olivine Fo₈₈.₉₁, riche en CaO (0,36-0,44% poids) et appauvrie en NiO (0,05-0,14%), incluant des microcristaux de chromite (Cr# 76-81) et des diopsides (En₄₇.₆, Fs₅.₇ à En₄₅.₂, Fs₈.₂) ; 2)-la seconde est formée par l'olivine ferrifère (Fo₇₆.₇₀) et le
<table><caption>Tableau 1. Composition chimique des liquides primaires (inclusions vitreuses) et de leurs olivines hôtes dans les laves de Vulsini (Montefiascone), du Vésuve (éruption de 1906), de l'Etna (Monte Maletto), de l'île de Vulcano (Sommata) et de leurs olivines hôtes</caption><thead><tr><th></th><th>Vulsini</th><th>Vésuve</th><th>Etna</th><th>Vulcano</th></tr></thead><tbody><tr><td colspan="5">Inclusions vitreuses</td></tr><tr><td>SiO<sub>2</sub></td><td>49,83</td><td>46,90</td><td>48,84</td><td>45,56</td><td>45,10</td></tr><tr><td>TiO<sub>2</sub></td><td>0,74</td><td>0,77</td><td>0,84</td><td>1,27</td><td>0,62</td></tr><tr><td>Al<sub>2</sub>O<sub>3</sub></td><td>14,01</td><td>12,93</td><td>12,22</td><td>14,24</td><td>10,31</td></tr><tr><td>FeO</td><td>6,00</td><td>7,46</td><td>7,24</td><td>6,82</td><td>8,82</td></tr><tr><td>MgO</td><td>8,68</td><td>8,94</td><td>8,97</td><td>8,91</td><td>11,22</td></tr><tr><td>CaO</td><td>13,50</td><td>13,44</td><td>12,20</td><td>18,22</td><td>13,97</td></tr><tr><td>Na<sub>2</sub>O</td><td>1,59</td><td>1,29</td><td>1,34</td><td>2,33</td><td>1,73</td></tr><tr><td>K<sub>2</sub>O</td><td>3,24</td><td>4,85</td><td>4,56</td><td>1,37</td><td>1,79</td></tr><tr><td>P<sub>2</sub>O<sub>5</sub></td><td>0,24</td><td>0,38</td><td>0,88</td><td>0,35</td><td>0,27</td></tr><tr><td colspan="5">Olivines hôtes</td></tr><tr><td>Fo</td><td>91,5</td><td>90,5</td><td>90,1</td><td>91,5</td><td>90,5</td></tr></tbody></table>

clinopyroxène augitique à zonation directe et inverse (En$_{43,2}$, Fs$_{10}$ à En$_{37,7}$, Fs$_{15,5}$) contenant des microcristaux de magnétite et de plagioclases (An$_{84,4}$, Or$_{1,1}$ à An$_{58,7}$, Or$_{5,8}$). Cette bimodalité se retrouve aussi dans les microlites de la mésostase. La lave de la Sommata est donc un mélange de deux laves présentant des degrés différents d'évolution. La présence d'olivines Fo$_{71-75}$ partiellement fondues gainées par des cristaux de diopside (En$_{45,5}$, Fs$_{7,9}$) et les zonations inverses fréquentes dans les augites semblent indiquer que le magma le plus basique s'est injecté dans un liquide différencié.

Par suite du refroidissement rapide, lié à une activité de type strombolien, les inclusions des olivines, sont conservées à l'état vitreux. Dans les olivines magnésiennes, elles peuvent atteindre des tailles exceptionnelles de l'ordre de 300µm. La bimodalité de la minéralogie se retrouve dans les liquides inclus (Figure 3). Dans les olivines (Fo$_{88-91}$), les inclusions ont la composition d'un basalte shoshonitique, qui se distingue de celle de la roche totale par leur caractère plus primaire et des teneurs plus élevées en MgO (= 11%), en CaO (= 14%) et en Cr et Ni (340 et 110 ppm, respectivement) [Mosbah et al., 1995]. La teneur en Al$_{2}$O$_{3}$ (< 10%) est particulièrement faible et le rapport CaO/Al$_{2}$O$_{3}$ atteint une valeur de 1,4 (Figure 3a). Les verres inclus dans les olivines Fo$_{70-75}$ montrent des compositions évoluées, latitiques, caractéristiques de l'activité actuelle de Vulcano [Clocchiatti et al., 1994].

La lave basaltique de la Sommata est, en réalité, le résultat d'un mélange entre un basalte shoshonitique et une latite (Figure 3b). Le processus de mélange prend une importance croissante avec l'avancement de la différenciation, l'âge de plus en plus récent et les volumes décroissants des matériaux émis. C'est l'exemple de la dernière éruption de Vulcano (1888-1890) où l'on démontre comment les inclusions permettent de faire la distinction entre la cristallisation fractionnée, processus qui contrôle l'évolution des liquides, et le mélange mécanique, synéruptif.

Le magma basaltique piégé dans un réservoir, localisé à des profondeurs de l'ordre de 2 km. [Clocchiatti et al., 1994], évolue par cristallisation fractionnée, et génère une suite latite-trachyte-rhyolite. Le déclenchement de l'éruption et la fragmentation des matériaux, liée à une forte explosivité, provoquent le mélange mécanique. De ce fait, les compositions chimiques des fragments de scories, même triés sous la loupe binoculaire, se disposent suivant une droite de mélange alors que les compositions des inclusions vitreuses et celles des verres résiduels, analysées

ponctuellement, se placent sur une courbe de cristallisation fractionnée (Figure 3b).

L'étude thermométrique indique que les termes primaires ont cristallisé à des températures de l'ordre de 1150°C et les plus évolués à 1050°C. Les températures assez basses mesurées pour les basaltes shoshonitiques sont en accord avec la composition du liquide (Al$_{2}$O$_{3}$< 10%, forte teneur en H$_{2}$O = 2 à 3%) et sa structure fortement dépolymérisée. Ces températures contrastent avec celles, anormalement élevées, des produits acides. L'homogénéité thermique s'explique par les faibles volumes de lave mis en jeu (~ 0,02 km$^3$) [Frazzetta et al., 1991].

## 5. UN LIQUIDE PRIMAIRE À L'ETNA ET SON ÉVOLUTION PAR CRISTALLISATION FRACTIONNÉE

La lave de Monte Maletto est un basalte alcalin considérée comme le liquide le plus primitif actuellement connu à l'Etna [Tanguy, 1980; Armienti et al., 1988]. Il pourrait être le parent des laves hawaiites basiques et hawaiites-mugéarites, qui caractérisent l'activité historique et actuelle de l'Etna [Métrich et al., 1993; Kamenetsky et al., 1994]. Il s'agit d'une coulée faiblement porphyrique à phénocristaux d'olivine Fo$_{90,5-82}$ et de diopside (Mg# 91-92), l'olivine contient en inclusion, des microcristaux de chromite (Cr# 80) et de diopside (Mg# 91). Les minéraux les plus basiques de cette paragènèse sont en équilibre avec les conditions physico-chimiques du manteau. Les inclusions, contenues dans les olivines, sont des inclusions de magma cristallisé au cours du lent refroidissement de la lave et des inclusions fluides de CO$_{2}$ dense (Figure 1b). Selon le protocole décrit précédemment, l'étude thermométrique permet d'accéder simultanément à la composition des liquides en équilibre avec des olivines de composition donnée, pour la température de formation de l'inclusion. Ainsi les olivines magnésiennes Fo$_{90,5}$ contiennent à 1220°C des liquides primaires plus basiques (MgO = 9 à 10%) que la roche totale, ces liquides se distinguent par leur Mg# 0,71-0,74 et le rapport CaO/Al$_{2}$O$_{3}$ = 1,3 élevées. Leur évolution se fait par la séparation simultanée d'olivine et de diopside. La présence de diopside au liquidus est démontrée par l'existence de ce minéral en inclusion dans les olivines Fo$_{90,5}$, par son Mg# 91 analogue à celui de l'olivine. La corrélation inverse SiO$_{2}$-Fo (Figure 4) témoigne également de la séparation d'une phase plus riche en silice que le liquide initial (le diopside contient environ 53 à 55% de SiO$_{2}$ contre 46% pour le liquide). La cristallisation du diopside est
<figure><img src="image_36.png" /></figure>

<figure><img src="image_37.png" /></figure>

<figure><img src="image_38.png" /></figure>

Figure 3. a) Températures de cristallisation des olivines, mesurées par thermométrie optique à partir des inclusions vitreuses b) Variations du rapport CaO/Al₂O₃ et c) de la teneur en SiO₂ des inclusions vitreuses des olivines de M. Maletto (Etna) en fonction de la teneur en forstérite (100Mg/Mg+Fe) de l'olivine.

aussi en accord avec les teneurs élevées en CaO des liquides, et les densités (0,8 à 0,9) des inclusions à CO₂, qui témoignent de pressions partielles de CO₂ supérieures à 5 kb indiquant que la cristallisation des minéraux précoces a eu lieu à des profondeurs supérieures à 15 km [Clocchiatti et al., 1992]. Le comportement de la silice s'inverse à partir des liquides contenus dans les olivine Fo₈₆, en raison du plagioclase qui commence à se séparer du liquide. L'évolution de la composition chimique des

inclusions corrélée à celle des phases minérales et la diminution progressive de la température de 1220°C à 1140°C traduisent un processus de cristallisation fractionnée. Ce processus a comme produit ultime de son évolution un liquide dont la composition est celle de la roche totale. En d'autres termes, la composition de la lave, est assimilable à la mésostase d'une roche qui aurait eu initialement la composition des inclusions contenues dans les olivines les plus magnésiennes.
<figure><img src="image_39.png" /><figcaption>Figure 4. Diagramme de variation K₂O-SiO₂ (Vulcano).</figcaption></figure>

## 6. IDENTIFICATION DE LIQUIDES PRIMAIRES DANS LE CAS DES STRATO-VOLCANS (LE VÉSUVE)

Le Mont Somma-Vésuve en Italie est l'un des strato-volcans les plus connus et les plus étudiés. Son activité est conditionnée par le développement de réservoirs magmatiques, périodiquement réalimentés [Santacroce et al., 1993 ; Santacroce et al., 1994 ; Cioni et al., 1995]. Dans le cas des éruptions récentes type-1906, les réservoirs de petites tailles (<0,5km³), situés à faibles profondeurs (<1000m), fonctionnent en système ouvert. Les niveaux de lapilli de l'éruption de 1906 résultent d'une activité de fontaines de lave et sont interprétés comme l'expression de mousses très enrichies en cristaux [Santacroce et al., 1993]. Ce type de dépôts, du fait de l'accumulation de cristaux, rend difficile l'identification de la composition du ou des magmas primaires qui a (ont) alimenté le réservoir.

L'étude minéralogique de lapilli, mis en place lors des éruptions de 1906 et 1944, met en évidence : 1) une paragénèse minérale précoce (T°C > 1200°C) composée par le spinelle chromifère et l'olivine (Fo<89,5-90,6) et 2) un assemblage à clinopyroxène, olivine (Fo < 89) et leucite, qui cristallise dans un domaine de température de 1200 à 1130°C [Marianelli et al., 1995]. L'évolution des compositions des différentes inclusions vitreuses piégées par les phénocristaux d'olivine est représentée dans un diagramme CaO/Al₂O₃ en fonction de la teneur en MgO (Figure 5). Le fractionnement important de CaO par rapport à Al₂O₃, bien marqué dans les inclusions vitreuses de olivines (Fo<83-89), résulte de la cristallisation du clinopyroxène. Cette évolution est parallèle à celle des roches totales et trace l'histoire de la cristallisation très superficielle des magmas.

Les inclusions piégées par les olivines les plus primitives (Fo<89,5-90,6) démontre la présence d'un magma primaire téphritique (Tableau 1 ; Figure 5), particulièrement enrichi en halogènes (Cl = 0,5-0,4% et F = 0,18%) [Marianelli et al., 1995 ; Rio et al., 1995]. C'est la composition chimique du seul vrai magma primaire reconnu pour les éruptions récentes du Vésuve.

<figure><img src="image_40.png" /><figcaption>Figure 5. Variation de la composition des inclusions vitreuses piégées par les olivines des lapilli de l'éruption de 1944 et 1906. La décroissance du rapport CaO/Al₂O₃ dans les inclusions vitreuses et dans les lapilli marque essentiellement le fractionnement du clinopyroxène. L'évolution des olivines hôtes est représentée par la variation de leur rapport (Mg/Mg+Fe²⁺) de 0,89 à 0,84.</figcaption></figure>

## 7. CONCLUSION

A travers les exemples développés, on peut souligner deux points : le processus de mélange magmatique se révèle être fréquent, au moins dans les matériaux que nous avons étudiés ; les hétérogénéités mis en évidence à l'échelle de l'échantillon se retrouve à celle de l'éruption voire à celle d'une région. Enfin, la démarche adoptée peut s'appliquer à la grande majorité des systèmes volcaniques.

**Remerciements.** Ces travaux ont été soutenus, en partie, par le programme CEE-Etna (EV5V-CT92-0177) et les programmes de collaboration CNR-CNRS, sur le Vésuve et l'île de Vulcano.
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<figure><img src="image_41.png" /></figure>
LONG-TERM VS SHORT-TERM FLUCTUATIONS IN THE MAGMATIC
ACTIVITY AT THE PITON DE LA FOURNAISE VOLCANO
(RÉUNION ISLAND, INDIAN OCEAN)

F. ALBARÈDE, E. KAMINSKY, B. LUAIS

Ecole Normale Supérieure de Lyon

P. BACHÈLERY

Université de la Réunion

M. SEMET

Institut de Physique du Globe

G. FITTON, B.G.J. UPTON

University of Edinburgh

In order to compare long-term and short term trends in the geochemical evolution of the Piton de la Fournaise volcano (Réunion Island, Indian Ocean), new petrological and geochemical investigations have been undertaken as part of a program supported by the European Communities and the French Institut National des Sciences de l'Univers.

The Piton de la Fournaise volcano has been active since at least
540 ka [Gillot, 1990]. Modern lavas are exclusively basaltic with
a chemical composition transitionnal between tholeiitic and alkali
basalts [Upton and Watson, 1972; Ludden, 1978, Nativel et al.,
1978]. We first sampled most accessible historical lava flows
erupted from the early 1800's to 1986. In addition, lava flows
from older sections have been obtained by retrieving drill cores
used for paleomagnetic intensity determination at the northern
end of the Riviere des Remparts (Nez-de Boeuf). Additional
samples were cored on high cliffs by climbers. 530-290 ka old
lava flows from the cliff west of Riviere des Remparts and the
100-40 ka old lava flows from the Morne Langevin were
collected in this way. All the samples were examined in thin
sections, the minerals analyzed with electron probe and the whole
rocks analyzed for major and trace elements with a combination
of techniques that include XRF, ICP-MS, INAA, and Sr isotopes.

Petrology and major element compositions show very
distinctive trends.

(1) A first trend towards Fe-rich alkaline differentiates reflects massive high-pressure clinopyroxene fractionation. This trend dominates the 540-400 ma old lavas of the Rempart cliff (Figure 2).

(2) Younger lavas are essentially bimodal. Basalts with remarkably constant compositions contrast with a picritic trend formerly interpreted as representing more primitive magmas. This trend is actually an olivine control/mixing line (Figure 1).

(3) Subdued but unambiguous indications of recurrent high-pressure clinopyroxene fractionation regimes are visible in the chemical compositions of some lava flows in the upper part of the Langevin cliff (~50 ka) and to a lesser extent in younger and historic lavas. The least differentiated rocks in the alkaline trend are rather similar to the most common basalts of the olivine series.

(4) Presence of locally abundant plastically deformed olivine xenocrysts, of dislocating olivine aggregates, and compatible element relationships in olivine-phyric lavas provide strong indication that assimilation of preexisting dunite-wehrlite cumulates is an ubiquitous process. Macro- and microscopic evidence of gabbroic aggregate assimilation at the base of the Remparts cliffs [Bachèlery and Mairine, 1990] is observed to match anomalously high Al₂O₃ contents. Mineralogical and chemical evidence of clinopyroxene accumulation is also found in a lava flow from the Langevin cliff. We suggest that

entrainment of lithospheric material and cannibalism of older
cumulates is an important and recurrent feature of lava chemistry.

Mineral compositions provide a distorted record of the major
processes. Most olivines, even the most obviously deformed,
contain 75-85 % forsterite, i.e., are in equilibrium with their host
melt. This observation combined with Fe-Mg diffusion data
[Jurewicz and Watson, 1988] requires that olivine crystals
remained in contact with melt for at least several years.

Clinopyroxene compositions have been screened by Principal
Component Analysis which produced relationships previously
observed in other environments: a nearly perfect Si-Al substi-
tution, a good negative correlation between Mg on the one hand
and Ti, Ca, Fe and Cr on the other hand. Together with moderate
Al contents (3-4 % Al₂O₃), these relationship seem to reflect low-
pressure fractionation processes. Plagioclase compositions are
bimodal with a first mode at An 82 An in basalts and another at
An 65 in the differentiated rocks.

Trace element confirm and amplify the fractionation features
that are visible in major element relationships. Most noticeable is
the massive fractionation (20-50 %) of clinopyroxene which
induces consistent drops in the CaO/Al₂O₃, Sc/Th, Yb/La and
Zr/La ratios and an increase of the alcalinity index (Figure 2).
Occasionally, the onset of a positive Eu anomaly negatively
correlated with the CaO/ Al₂O₃ ratio epitomizes the largest
extents of clinopyroxene fractionation. Prominently linear Ni-Mg
[Hart and Davies, 1978] and Ni-Cr relationships in olivine-
phyric lavas are not consistent with the patterns of the basaltic
liquid line of descent [Albarède and Tamagnan, 1988]. Ratios of
very incompatible element such as Th, U, Ba, Nb, La are rather
constant which confirms the assumption that incompatible/very
incompatible ratios such as Yb/La or Sc/Th are controlled by
crystal fractionation rather than by melting processes.

Locally, some positive correlation between ⁸⁷Sr/⁸⁶Sr, alcalinity and clinopyroxene fractionation indexes (Figure 3) suggesting that the most differentiated lavas have interacted with the depleted lithosphere. Some picrites from the Langevin cliff have higher ⁸⁷Sr/⁸⁶Sr ratios which suggest that they may entrain cumulates hydrothermally altered by seawater. The range of ⁸⁷Sr/ ⁸⁶Sr is nevertheless small (0.70404 - 0.70424) and the overall correlations coefficient are not insignificant.

Making a reasonably precise stratigraphy of the lava sequence
that can be utilized for the assessment of characteristic time
scales is a difficult task. Some K-Ar data by P.Y. Gillot have
<figure><img src="image_42.png" /><figcaption>Figure 1. FeO-MgO relationships in Fournaise basalts. Early lavas from the Remparts cliff show iron enrichment due to clinopyroxene removal. Picrites from the Langevin cliff and from the recent series form an olivine Fo₈₃ control line. Most basalts have quite constant compositions. The two curves drawn with a thin line are liquid lines of descent.</figcaption></figure>

provided useful markers and the magnetic stratigraphy of A.Chauvin, Y. Gallet and D.Vandamme add more chronometric constraints. The historical sequence of eruptions in the Enclos caldera gives an areal age distribution that suggests a mean survival time of a surface element, i.e., a mean recurrence time between successive lava flows at a given locality of about 30 years. For a minimum lava flow thickness of 1 meter, extrapolating this recurrence time to the bulk of the Rempart cliff suggests that long periods of inactivity or even erosional episodes are hidden in the stratigraphy.

Experimental phase relationships [Fisk et al., 1988] show that clinopyroxene replaces olivine as the liquidus phase of Réunion basalts at pressure in excess of ≈ 8 kb. The two major episodes of more alkaline differentiation and related major and trace element patterns found in the present investigation are clearly associated with changing depth of crystal fractionation. Because of likely undersampling of ancient volcanic activity in cliff sequences, evidence of rapid chemical variations is only available from historical lavas. *Albarède and Tamagnan* [1988] and *Albarède* [1993] showed that significant variations in the major element or trace element ratios of the Fournaise lavas take place over intervals of a few years.

Any model of the Piton de la Fournaise volcano should therefore take the following features into account:

(a) There is a long-term sway between low-pressure olivine and higher pressure clinopyroxene fractionation regimes

(b) The olivine-fractionation regime produces predominant basalts with remarkably homogeneous compositions which must represent some king of a buffered or steady-state regime.

(c) In the occasionally erupted olivine-loaded picritic lavas, a fraction of the olivines crystals have no simple cumulate-residual relationship to their host melts.

(d) Fast chemical variations make the existence of large

intermediate reservoirs, where crystal fractionation would take place, very unlikely.

When the system is at steady state such as in the historical period, maximum cooling takes place in the mostly upper lithosphere (5-25 km). Magma makes its way up through a networks of narrow conduits filled with a nearly stagnant olivine mush. The steady-state regime consists in primary magma input

<figure><img src="image_43.png" /><figcaption>Figure 2. Relationship between the alcalinity (deviation from the MacDonald and Katsura critical line in weight percent) and the Sc/Th ratio in the Rivière des Remparts cliff. This relationship emphasizes the role of high-pressure clinopyroxene removal in creating alkaline trends.</figcaption></figure>
and an output of basalt plus olivine Fo₈₃. The olivine from the mush can be plastically deformed at high temperature when new cracks form. Abrupt surges of primary magma input occasionally flush the crack system and entrain the olivine plug towards the surface, where an olivine-phyric picrite is erupted. The nearly instantaneous recovery of the chemical excursions associated with picrite eruptions suggests that these picritic magma surges represent the inevitable vagaries of a complex hydrodynamic system rather than major fluctuations in the rate of magma input from the hot spot. Will the magmatic input drop or even be turned off, conductive cooling becomes more efficient and starts at deeper levels (> 25 km), presumably at depth where clinopyroxene is the liquidus phase. Massive clinopyroxene fractionation ensues in a non-steady state and results in an alkalic trend. High-resolution stratigraphic information is not available on the more alkalic terms which may actually be the product of differentiating closed-system magmatic reservoirs. Subdued alkalinity variations in the basaltic series indicates that the mostly-low pressure regime actually straddles the clinopyroxene stability field. Depending on the relative importance of high-pressure fractionation, the seismic properties of the deep lithosphere may be significantly changed by clinopyroxene accumulated in fracture networks.

Over the last 400 ka, the Piton de la Fournaise volcanic regime was dominated by steady-state magma productivity of the Réunion hot-spot. Magma production was weaker and cooling took place at greater depth during the early stages (540-400 Ma) of the volcanic history as it should be true during the latest stages if the comparison with Hawaii and the nearby Piton des Neiges is applicable. Fluctuations in magma input are also inferred from the subdued chemical excursions of presumably short duration in the upper Langevin cliff and as even smaller and shorter chemical 'ripples' in the historical series.

## RÉFÉRENCES

* Albarède, F., *Geochim. Cosmochim. Acta* 57, 615-621, 1993.

* Albarède, F. and Tamagnan, V., *J. Petrol.* 29, 997-1030, 1988

* Bachèlery, P. and Mairine, P. in *Le Volcanisme de la Réunion*, ed. Lénat, J.-F., *Centre de Recherches Volcanologiques, Clermont-Ferrand*, 213-242, 1990.

* Fisk, M.R., Upton, B.G.J., Ford, C.E. and White, W.M., *J. Geophys. Res.* 93, 4933-4950, 1988.

* Gillot, P.-Y., Nativel, P. and Condomines, M., in *Le Volcanisme de la Réunion*, ed. Lénat, J.-F., *Centre de Recherches Volcanologiques, Clermont-Ferrand*, 243-256, 1990.

<figure><img src="image_44.png" /></figure>

Figure 3. Correlation between the Sc/Th ratio indicative of cpx fractionation and the ⁸⁷Sr/⁸⁶Sr ratio in the Remparts cliff. The overall correlation is poor and the range of isotopic variations is small indicating a rather homogeneous mantle source. There is some indication however, that at the base of the cliff, alkaline rocks have interacted with the depleted lithosphere.

* Hart, S.R. and Davies, K.E., *Earth Planet. Sci. Letters*, 40, 203-219, 1978.

* Jurewicz, A.J.G. and Watson, E.B., *Contr. Mineral. Petrol.*, 99, 186-201, 1988.

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<figure><img src="image_45.png" /></figure>
# ANALYSE FRACTALE DES SERIES D'ERUPTIONS VOLCANIQUES
## ANDESITIQUES : CAS DES COUPLES D'EDIFICES

David AUBERT, Jacques DUBOIS et Jean-Louis CHEMineE

Institut de Physique du Globe, Observatoires volcanologiques

4 place Jussieu, 75252 PARIS Cedex 05

La méthode de la poussière de Cantor est utilisée pour démontrer le comportement chaotique déterministe et obtenir la dimension fractale de séries temporelles d'éruptions volcaniques. Les difficultés liées au faible nombre de données dont on dispose sont analysées, cependant la méthode semble utilisable pour deux volcans de Nouvelle-Zélande, le Ruapehu et le Ngauruhoe, pour lesquels on trouve des dimensions fractales: 0,25 et 0,44. Il semble de plus qu'un système global pilote le fonctionnement des deux volcans puisque l'on trouve une dimension fractale en réunissant les deux séries. Ce résultat semble confirmé par un test de Grassberger et Procaccia, qui indique une dimension de l'attracteur du système de l'ordre de 2,5 et donc 3 degrés de liberté. Le test a également été mené sur différents volcans d'Indonésie et du Japon mais les résultats semblent moins concluants. Il apparaît toutefois que, dans le cas de Java, les valeurs de la dimension fractale pour les différents volcans se regroupent autour de 0,3.

### 1. INTRODUCTION

La prévision des éruptions volcaniques est, depuis longtemps, et pour des raisons évidentes, un domaine de recherche important. Vu la complexité des mécanismes provoquant une éruption, les séries temporelles d'éruptions semblent un bon outil pour essayer de comprendre le comportement d'un volcan. L'évolution des intermissions étant en général un phénomène complexe, ces séries ont, pendant longtemps, été considérées comme ayant une origine stochastique. Cependant, depuis le développement des techniques de la dynamique non-linéaire, il a été montré que des systèmes simples pouvaient avoir un comportement similaires à des systèmes stochastiques.

La différence entre ces deux types de systèmes, stochastiques et chaotiques déterministes, est, du point de vue physique, fondamentale; en effet les systèmes chaotiques sont régis par des équations différentielles non-linéaires à faible nombre de variables. La trajectoire dans l'espace des phases converge alors vers une structure géométrique complexe que l'on appelle attracteur étrange. Bien que les trajectoires de deux systèmes initialement voisins divergent l'une par rapport à l'autre, elles restent cependant sur l'attracteur et cela permet d'espérer faire des prévisions à court terme.

Depuis quelques années, de nombreux travaux ont été faits sur des systèmes que l'on croyait auparavant stochastiques, pour tenter de différencier ceux qui le sont vraiment des systèmes chaotiques déterministes. En général, la structure de l'attracteur étrange est trop complexe pour que l'on puisse espérer l'obtenir, mais des techniques ont été mises au point pour reconnaître l'aspect déterministe d'une série de données. En particulier, on recherche souvent la dimension fractale de l'attracteur, qui est directement reliée au nombre de degrés de liberté du système.

Dans le cas des éruptions volcaniques, le principal problème auquel on est confronté est celui du faible nombre de données. Une majorité des techniques utilisées nécessite en effet un nombre de données bien supérieur à celui dont on dispose dans ce cas. Dubois et al. [1988, 1993] ont cependant mis en évidence le comportement fractal du Piton de la Fournaise, travaux qui ont été confirmés par Sornette et al. [1993] qui ont de plus obtenus la dimension fractale de l'attracteur, 1,6. Cependant ce type d'étude n'a jusqu'à présent été mené que sur un faible nombre de volcans, de type basaltique [Dubois et al., 1991], qui sont plus actifs que les volcans andésitiques.

Dans un premier temps, on rappellera la théorie fractale des ensembles de Cantor et on verra comment on peut tenter de l'appliquer pour étudier des séries temporelles. On s'interessera

ensuite à l'application de cette méthode pour l'étude des éruptions volcaniques et, en particulier, de quelle façon les problèmes liés a l'acquisition des données se retrouveront dans l'analyse que l'on fera. Enfin, on appliquera cette méthode à différents volcans et en particulier à des volcans voisins pour tenter d'en déduire un éventuel comportement commun.

### 2. LA METHODE DE LA POUSSIERE DE CANTOR

On ne dispose en général que de la date du début d'une éruption et pas de sa durée. De plus les informations sur les quantités de lave émises sont très sommaires, on ne pourra donc raisonner que sur la longueur des intermissions, c'est-à-dire l'intervalle de temps séparant deux éruptions successives. Un ensemble fractal est caractérisé par sa dimension, car celle-ci permet de caractériser son degré d'amassement (clustering) et intervient également dans l'expression de la probabilité. Notre but sera donc, en utilisant la méthode de la poussière de Cantor, d'obtenir cette dimension fractale. Pour illustrer cette méthode on commencera par présenter l'ensemble triadique de Cantor, ensemble que l'on généralisera pour d'autres dimensions fractales. On envisagera alors l'effet de la troncature d'un tel ensemble, c'est-à-dire en ne considérant qu'un nombre fini de points.

#### 2.1. L'ensemble triadique de cantor

L'ensemble triadique de Cantor a été bien décrit dans de nombreux ouvrages sur la dynamique non linéaire. Il peut être défini de manière itérative en divisant le segment [0,1] en trois parties égales et en n'en conservant que les deux sous-segments extrêmes. En répétant cette opération pour chaque segment obtenu, on aboutit après un nombre infini d'itérations à une suite infinie de points que l'on nomme poussière de Cantor (Figure 1). Cet ensemble n'était constitué que de points, il a une longueur euclidienne nulle. Cependant, on peut définir une dimension d'espace pour laquelle la longueur de cet ensemble sera finie, que l'on appelle dimension de capacité. Pour l'ensemble triadique de Cantor, celle-ci peut être calculée analytiquement et vaut $D = \log(2)/\log(3) \sim 0,631$.

#### 2.2. Ensemble fractal

On peut généraliser l'ensemble triadique à des ensembles construits sur le même modèle mais en faisant varier le nombre et la longueur des sous-segments. On obtient alors un ensemble fractal dont on peut caractériser la structure par la mesure de sa
<figure><img src="image_46.png" /><figcaption>Figure 1. Construction de l'ensemble triadique de Cantor. A chaque itération, on retire un tiers du segment initial.</figcaption></figure>

dimension. Pratiquement, il existe plusieurs façons d'obtenir cette dimension. Nous utiliserons dans la suite la méthode du comptage de boîtes : on divise le segment unité en n segments égaux et on regarde le nombre x de segments contenant de la poussière. On peut alors définir le taux de remplissage $\tau = x/n$. En reportant sur un graphe le logarithme du taux de remplissage en fonction du logarithme de la longueur de chaque segment (i.e., 1/n), on obtient une courbe qui, pour des segments de petite dimension, tend vers une droite dont la pente p permet d'obtenir directement la dimension fractale D par la relation $D=1-p$. Cette droite asymptote est alors caractéristique d'un ensemble fractal [Smalley et al., 1987].

### 2.3. Ensemble de Cantor tronqué

Les ensembles de Cantor définis plus haut peuvent servir de modèles pour étudier le comportement d'une série d'évènements temporels observés pendant une période de temps donnée. Cependant, comme on n'a qu'un nombre fini d'évènements et que ceux-ci seront considérés comme ponctuels, on n'aura, dans le meilleur des cas qu'une partie de la droite théorique : en effet, si l'on divise la durée totale par des segments de longueur inférieure à la plus petite intermission entre deux évenements successifs, le nombre de segments remplis sera exactement égal au nombre total d'évènements, ce qui donnera une droite de pente 1. Au contraire, si la longueur des segments est supérieure à la plus grande intermission, tous les segments contiendront un évènement et le taux de remplissage sera constant, égal à 1; on aura alors une droite de pente 0. Il faudra donc choisir "à la main" la portion du graphe dont on étudiera la linéarité.

Pour étudier l'effet de cette troncature de l'ensemble de fractal, des ensembles triadiques de Cantor de différents ordres sont fabriqués, ensemble dont on trace la courbe $log(\tau) = log(l)$, $\tau$ étant le taux de remplissage et $l$ la longueur de chaque segment. Les résultats sont présentés en figure 2.

### 2.4. Dimension fractale d'une série temporelle

Si l'on utilise ce test sur une série temporelle, la première question qui se pose, avant de vouloir déterminer la pente de la droite, est de savoir si l'on a bien une droite, c'est-à-dire si l'ensemble considéré est fractal. Il faudra donc, à partir de la droite asymptote, évaluer l'erreur et voir si elle est aléatoirement répartie ou si l'on peut apercevoir une tendance. C'est pourquoi on tracera également le résidu, en rabattant la droite "utile" sur l'horizontale; il ne reste alors que l'écart à cette droite. Sur les graphes de la figure 2, on voit une erreur, soit positive, soit

négative, alors que pour un ensemble construit à partir d'une statistique de Poisson, comme sur la figure 3, le passage de la droite de pente 1 à celle de pente 0 se fait de façon progressive.

### 2.5. Réunion de 2 ensembles fractals

En vue de l'étude des séries temporelles d'éruptions de couples de volcans, nous nous posons la question suivante : si l'on considère 2 séries temporelles qui possèdent chacune leur propre dimension fractale, qu'obtiendra-t-on en mélangeant ces deux séries pour n'en faire plus qu'une? Du point de vue théorique, il s'agit de la réunion de deux ensembles fractals, la dimension du nouvel ensemble étant alors égale au maximum des dimensions des deux sous-ensembles [Falconer, 1990]. Cependant, pour des séries courtes, il n'est plus apparent que leur réunion aura un comportement fractal. Des tests numériques ont montré que, pour des séries comprenant 3000 points, le résultat théorique était obtenu. Pour des séries de moins de 100 points, le résultat est différent, et la série obtenue ne semble pas être fractale: ainsi si l'on mélange les séries temporelles d'éruptions de deux volcans n'ayant aucun lien entre eux, le Ngauruhoe et le Tengger Caldera, la courbe que l'on obtient (Figure 4) fait apparaître une dérive. On peut en déduire que, si, en mélangeant deux séries courtes, la courbe que l'on obtient est fractale, cela voudra dire que le système à l'origine de cette série est lui-même chaotique déterministe et donc que les deux volcans ont un comportement commun.

## 3. APPLICATION A UNE SERIE VOLCANIQUE TEMPORELLE

### 3.1. Le catalogue des données

Les données pour les différents volcans étudiés ici sont, sauf dans le cas de la Nouvelle-Zélande, tirées du catalogue de Simkin et al. [1981]. Les données de ce catalogue sont sujet à caution car la surveillance systématique des volcans est assez récente et n'est sans doute pas complète pour un certain nombre d'entre eux. Ceci pose deux problèmes, d'une part il manque, sans doute, des éruptions sur le catalogue pour la plupart des volcans, ce qui peut se voir dans la dérive des intermissions avec le temps; celles-ci sont en général beaucoup plus importantes quand on remonte dans le passé, ce qui est montré figure 5, où l'on a représenté les éruptions du volcan Raung en fonction du temps. L'autre problème qui se pose est celui de la fiabilité des données; en
<figure><img src="image_47.png" /><figcaption>Figure 2. Analyse fractale pour des ensembles triadiques de Cantor d'ordre 6, 7, 8, 10 (comprenant respectivement 64, 128, 256 et 1024 points). On obtient des droites dont la pente varie autour de la valeur théorique $1-D=0,369$.</figcaption></figure>

effet, la plupart des éruptions sont datées au mois mais certaines ne sont datées qu'à l'année, on peut avoir alors une incertitude de 1 an pour des intermissions du même ordre de grandeur, il faudra donc en tenir compte pour l'évaluation de l'erreur commise lors de l'analyse fractale.

## 3.2. Effets des incertitudes sur les données

Pour mettre en évidence cet effet, on va reprendre les ensembles de Cantor tronqués construits en 2.3, auxquels on va ajouter des erreurs. Pour être le plus proche possible des séries volcaniques que l'on étudie, on va prendre une poussière de Cantor d'ordre 6, qui contient 64 évènements. Si le nombre d'éruptions manquantes est relativement faible, la courbe sera dégradée mais il sera encore possible d'y lire la dimension fractale. Par contre, si l'on a trop d'erreurs, on ne pourra rien tirer de cette courbe. En outre, il semble logique que plus les observations sont vieilles, plus elles sont sujettes à caution, il faudra donc couper la série temporelle étudiée pour ne pas avoir trop d'éruptions manquantes dans les données, tout en essayant de garder le plus de données possible. S'il manque dans la série que l'on conserve un faible nombre d'éruptions, cela se verra surtout sur la partie de la courbe proche de la droite de pente 1;

en effet, pour des segments légèrement plus grands que l'intermission minimale observée, mais plus petits que l'intermission théorique (c'est-à-dire pour la série complète), le taux de remplissage calculé sera sous-estimé, et donc les points qui devraient se trouver sur la droite seront en-dessous de celle-ci. Il ne faudra donc pas faire systématiquement débuter la régression linéaire dès que l'on quitte la droite bissectrice.

## 3.3. Difficultés liées au faible nombre de données

Comme on le voit sur les graphes de la figure 2, plus le nombre de données est faible, plus le nombre de points sur lesquels on effectue la régression linéaire est petit. Ainsi pour l'ensemble de Cantor d'ordre 6 (avec 64 points), on conserve une décade et demi, alors que l'on conserve trois décades à l'ordre 10 (1024 points). Si l'on rajoute l'effet du bruit (données manquantes ou erronnées), on sera souvent amené à faire la régression sur moins d'une décade, ce qui d'une part peut remettre en cause le caractère fractal de la série et d'autre part augmente l'incertitude sur la dimension obtenue.

Les causes d'erreur sont multiples (effet de la troncature, incertitudes sur les données, erreur sur la régression linéaire), et n'ont pas de lien direct avec l'erreur commise sur la dimension
<figure><img src="image_48.png" /></figure>

<figure><img src="image_49.png" /><figcaption>Figure 3. Analyse fractale pour une statistique poissonnienne. L'écart par rapport à la droite (résidu) n'est pas aléatoire, ce qui démontre le caractère non fractal de la série.</figcaption></figure>

fractale. Il ne sera donc pas possible de définir quantitativement une barre d'erreur. Cependant, on peut estimer que l'erreur sera de l'ordre de 0,1, et variera selon les volcans.

### 3.4. Application à la prévision

Si on trouve qu'un système dynamique possède un attracteur de dimension fractale, cela veut alors dire que ce système comporte un faible nombre de degrés de liberté et donc, que les évènements ne sont pas répartis aléatoirement. La statistique du système n'est plus alors poissonnienne mais elle est caractérisée par une loi en puissance de la forme

$$P(t>T) \propto T^{-D}, (1)$$

où $P(t>T)$ représente la probabilité qu'un évènement (une éruption dans notre cas) ait lieu après un intervalle de temps $T$ et $D$ est la dimension fractale de la série.

La valeur de $D$ aura une influence sur la fréquence des éruptions; pour des dimensions grandes, la série sera plutôt régulière, alors que pour $D$ petit, on aura un phénomène d'“amassage”, c'est-à-dire que les éruptions auront tendance à se regrouper en rafales.

<figure><img src="image_50.png" /><figcaption>Figure 5. Intermission en fonction du numéro d'ordre de l'éruption pour le volcan Raung (Indonésie).</figcaption></figure>

<figure><img src="image_51.png" /></figure>

<figure><img src="image_52.png" /><figcaption>Figure 4. Analyse fractale pour deux séries indépendantes. L'écart par rapport à la droite (résidu) n'est pas aléatoire, la réunion de deux séries courtes n'est donc pas fractale.</figcaption></figure>

## 4. LES SERIES VOLCANIQUES

La méthode a été appliquée sur différents volcans andésitiques. Nous nous sommes particulièrement interessés aux régions riches en volcans, pour pouvoir après comparer les résultats obtenus pour chaque volcan. Trois zones ont retenu notre attention: la Nouvelle-Zélande, l'Indonésie et le Japon.

### 4.1. La Nouvelle-Zélande

Les deux volcans néo-zélandais que nous allons étudier, le Ruapehu et le Ngauruhoe, sont tous deux situés dans l'île nord. Les deux cratères sont distants de 15 km. Les données du catalogues étant insuffisantes, nous avons utilisé une série plus complète qui nous a été communiquée par J. Latter et J. Gamble.

Le Ruapehu. Les éruptions du Ruapehu ont été observées à partir de 1861 et 45 éruptions ont eu lieu depuis. La courbe log($\tau$)=log($I$) est tracée pour cette série (Figure 6), une partie est linéaire. Bien que l'on ait moins d'une decade, la linéarité est assez bonne et on peut en déduire la dimension fractale $D=0,25$. Cette valeur, assez faible, rend bien compte du comportement irrégulier du volcan.

Le Ngauruhoe. Le Ngauruhoe est entré en éruption 73 fois depuis 1831. L'analyse fractale est menée (Figure 7) et, bien que la courbe semble moins linéaire que pour le Ruapehu, l'erreur par rapport à la droite de référence apparait aléatoire. On peut donc en tirer la dimension fractale $D=0,46$. Celle-ci, plus importante que pour le Ruapehu, indique que le rythme éruptif du Ngauruhoe est plus régulier.

Réunion des deux volcans. Les cratères des deux volcans sont distants de 15 km, ce qui est de l'ordre de grandeur de la profondeur supposée de la chambre magmatique. Par des mesures d'atténuation des ondes S dans cette région, Latter [1981] a mis en évidence la présence de poches magmatiques importantes sous le Ruapehu, à des profondeurs variant de 2 à 9 km. Les informations sur le Ngauruhoe sont beaucoup plus succintes, du fait du faible nombre de séismes, mais une poche magmatique sous le volcan, à une profondeur de 3 km, a été mise en évidence. Par contre, les séismes utilisés dans l'étude étant peu profonds (épicentre à moins de 10 km), on n'a pas d'information sur la structure plus interne de cette zone et on ne peut donc savoir a priori si ces deux volcans ont une dynamique commune. Pour se faire une opinion sur cette question, on va réunir les séries temporelles des deux volcans et en faire une
<figure><img src="image_53.png" /><figcaption>Figure 6. Analyse fractale pour le Ruapehu. On obtient une droite, avec un écart aléatoire autour de celle-ci, de pente 0,75 et donc une dimension fractale D=0,25.</figcaption></figure>

<figure><img src="image_54.png" /><figcaption>Figure 7. Analyse fractale pour le Ngauruhoe. On obtient une droite, avec un écart aléatoire autour de celle-ci, de pente 0,56 et donc une dimension fractale D=0,44.</figcaption></figure>

analyse par poussière de Cantor. On avait 45 données pour le Ruapehu et 73 pour le Ngauruhoe, cependant comme les périodes d'observation ne se recouvrent pas totalement, on n'aura que 107 évènements pour leur réunion. Le résultat en est donné figure 8. Sur ce graphe, il semble bien en effet que la série que l'on obtient soit fractale, avec une dimension D=0,51.

*Courbe de saturation. Pour s'assurer de la nature fractale de la série, on va lui appliquer le test de la fonction de corrélation.*

Cela nous permettra d'obtenir, s'il est positif, la dimension de l'attracteur du système dynamique qui génère la série. Pour cela, on va considérer les intermissions successives $t_i$. On va alors construire les pseudo-espaces des phases $t_i$ de différentes dimensions: en dimension 2, l'espace des phases sera constitué des points $X_i$ de coordonnées $(t_i, t_{i+1})$, en dimension 3 par les points $X_i(t_i, t_{i+1}, t_{i+2})$ et ainsi de suite. Pour chaque dimension p, on peut, en suivant *Grassberger et Procaccia* [1983], définir la

<table><caption>Tableau 1. Dimension fractale des volcans de Java.</caption><thead><tr><th>Nom</th><th>longitude</th><th>latitude</th><th>Nbre util.</th><th>Décade</th><th>Dim. fract.</th></tr></thead><tbody><tr><td>Kiaraberes</td><td>106,65°E</td><td>6,73°S</td><td>6</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Salak</td><td>106,73°E</td><td>6,75°S</td><td>6</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Gedeh</td><td>106,98°E</td><td>6,78°S</td><td>19</td><td>10</td><td>0,14</td></tr><tr><td>Tangkubanparahu</td><td>107,60°E</td><td>6,77°S</td><td>9</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Papandayan</td><td>107,73°E</td><td>7,32°S</td><td>2</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Guntur</td><td>107,33°E</td><td>7,142°S</td><td>22</td><td>7</td><td>0,44</td></tr><tr><td>Galunggung</td><td>108,05°E</td><td>7,25°S</td><td>3</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Cereme</td><td>108,40°E</td><td>6,892°S</td><td>6</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Slamet</td><td>109,28°E</td><td>7,242°S</td><td>26</td><td>8</td><td>0,17</td></tr><tr><td>Dieng volcanic complex</td><td>109,92°E</td><td>7,2°S</td><td>14</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Sundoro</td><td>109,992°E</td><td>7,3°S</td><td>7</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Merapi</td><td>110,442°E</td><td>7,542°S</td><td>41</td><td>8</td><td>0,28</td></tr><tr><td>Kelut</td><td>112,308°E</td><td>7,93°S</td><td>32</td><td>8</td><td>0,09</td></tr><tr><td>Arjuno</td><td>112,58°E</td><td>7,725°S</td><td>1</td><td>-</td><td>-</td></tr><tr><td>Semeru</td><td>112,92°E</td><td>8,108°S</td><td>33</td><td>5</td><td>0,27</td></tr><tr><td>Tengger Caldera</td><td>112,95°E</td><td>7,942°S</td><td>50</td><td>10</td><td>0,34</td></tr><tr><td>Lamongan</td><td>113,34°E</td><td>8°S</td><td>41</td><td>9</td><td>0,23</td></tr><tr><td>Raung</td><td>114,042°E</td><td>8,125°S</td><td>43</td><td>9</td><td>0,31</td></tr><tr><td>Ijen</td><td>114,242°E</td><td>8,058°S</td><td>5</td><td>-</td><td>-</td></tr></tbody></table>
<figure><img src="image_55.png" /><figcaption>Figure 8. Analyse fractale pour les deux volcans réunis. La pente de la droite est 0,49. Le système global est fractal, de dimension D=0,51.</figcaption></figure>

<figure><img src="image_56.png" /><figcaption>Figure 9. Courbe de saturation pour les deux volcans. Il y a saturation pour v=2,5, ce qui correspond à la dimension de l'attracteur du système. Le décrochement après la saturation est dû à des erreurs numériques.</figcaption></figure>

fonction de corrélation intégrale

$$C(r) = \lim_{m \to \infty} \frac{1}{2} \sum_{i,j=1}^{m} H(r - |X_i - X_j|) \quad (2)$$

H étant la fonction de Heaviside et $|X_i - X_j|$ la distance entre les points $X_i$ et $X_j$. Cela revient à écrire

$$C(r) = \lim_{m \to \infty} \frac{1}{2} (\text{Nombre de paires } i,j \text{ vérifiant } |X_i - X_j| < r) \quad (3)$$

On va alors tracer les courbes $log C(r)=f(log r)$ et si, pour r petit, on obtient des droites, on reporte alors sur un autre graphe la pente $v$ de ces droites en fonction de la dimension du pseudospace des phases $p$. Dans le cas d'une série aléatoire, $v$ ne cesse d'augmenter avec $p$, alors que pour une série "déterministe", $v$ atteint une valeur de saturation qui est la dimension de l'attracteur étrange.

Pour que ce test soit concluant il faut que la série possède un nombre suffisant de points, une centaine de points est un minimum; c'est pourquoi on ne tracera la courbe de saturation que pour la réunion des deux volcans. Sur la figure 9, où est porté $v$ en fonction de $p$ la saturation apparaît pour $p \approx 5$, avec une valeur de saturation de $v_s \approx 2,5$. Pour les valeurs supérieures de $p$, il y a un décrochement que l'on peut attribuer aux irrégularités dans la courbe log $C(r) = f(log r)$ qui apparaissent pour des valeurs élevées de $p$. Bien que l'on soit en limite de résolution de la méthode quant au nombre de données disponibles, la valeur de $v_s$ que l'on obtient est en accord avec la valeur de $p$ à saturation prédite par Atten et Caputo [1987]; on doit en effet avoir $p_s \ge 2$ $v_s+1$, ce qui est bien le cas.

## 4.2. L'indonésie

Nous allons maintenant nous intéresser aux volcans de l'île de Java en Indonésie. Java possède en effet une grande concentration de volcans actifs, qui se situent dans le même contexte géodynamique.

Pour chaque volcan possédant un nombre de données suffisantes, on va effectuer une analyse fractale. Les résultats sont donnés dans le tableau 1. Pour chaque volcan, on donne la longitude, la latitude, le nombre d'éruptions prises en compte pour effectuer l'analyse fractale (ou, en italique, le nombre d'éruptions observées quand l'étude n'a pu être menée), le

nombre de points pris en compte pour la régression linéaire (on a 10 points par décade) et finalement la dimension fractale obtenue.

La qualité des résultats dépend fortement des volcans, en particulier, on n'a sans doute pas assez de données dans le cas du Gedeh, du Guntur et du Slamet pour que les résultats soient vraiment significatifs. Bien qu'il faille être très prudent quant à l'interprétation de ces résultats, il semble que l'on ait une concentration des dimensions fractales aux alentours de 0,3.

**Groupes de volcans.** Comme pour la Nouvelle-Zélande, on va rechercher des volcans suffisamment proches les uns des autres pour qu'ils puissent appartenir au même complexe. Les trois premiers volcans du tableau sont distants respectivement de 9 km, 28 km et 37 km. Chaque volcan n'a pas assez d'éruptions pour pouvoir être étudié séparément mais si l'on regroupe les trois séries, on obtient une dimension fractale de 0,19 (sur une décade). Pareillement les volcans Semeru et la Tengger Caldera sont distants de 18,8 km, on va donc réunir ces deux volcans. On obtient alors une dimension fractale de 0,23, mais la linéarité est moins évidente que dans le cas du Ruapehu et du Ngauruhoe. A cause de la non-simultanéité des observations pour les deux volcans (de 1877 à 1913 pour le Semeru et depuis 1804 pour le Tengger), on ne conserve que 48 éruptions, on n'a donc pas assez de points pour effectuer sur cette série un test de Grassberger et Proccacia. Deux autres volcans, le Raung et le Ijen, sont également proches (23,3 km) mais on n'a, pour le Ijen, que 5 données, ce qui n'est pas suffisant pour être pris en compte dans l'analyse.

## 4.3. Le Japon

Le Japon est également une zone de volcanisme actif. Cependant, comme on le voit sur le tableau 2, les volcans sont beaucoup plus éloignés les uns des autres; la distance minimum est de 24,6 km entre les volcans Asama et Kusatsu-Shirane, et on ne possède pas assez de données sur le dernier pour pouvoir étudier ce groupe.

Cependant, l'analyse pour chaque volcan pris séparément a été faite chaque fois que cela était possible. Les résultats en sont donnés tableau 2. Dans le cas du Asama, deux dimensions apparaissent: pour des intermissions variant de 4 à 40 ans, on obtient D=0,64, et on a D=0,33 entre 1 et 4 ans. Cela peut traduire l'existence de deux rythmes distincts, l'un relativement régulier et à grande échelle de temps, l'autre plus rapide et plus sujet au phénomène d'amassement.
<table><caption>Tableau 2. Dimension fractale des volcans du Japon.</caption><thead><tr><th>Nom</th><th>longitude</th><th>latitude</th><th>Nbre util.</th><th>Décade</th><th>Dim.fract.</th></tr></thead><tbody><tr><td>Sakura-Jima</td><td>130,67°E</td><td>31,58°N</td><td>39</td><td>13</td><td>0,46</td></tr><tr><td>Kirishima</td><td>130,87°E</td><td>31,93°N</td><td>33</td><td>8</td><td>0,14</td></tr><tr><td>Unzen</td><td>130,3°E</td><td>32,75°N</td><td>5</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Aso</td><td>131,1°E</td><td>32,88°N</td><td>126</td><td>11</td><td>0,32</td></tr><tr><td>Fuji</td><td>138,73°E</td><td>35,35°N</td><td>14</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Haku-San</td><td>136,78°E</td><td>36,15°N</td><td>8</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Yake-Dake</td><td>137,58°E</td><td>36,22°N</td><td>23</td><td>4</td><td>0,58</td></tr><tr><td>Niigata-Yake-Yama</td><td>138,03°E</td><td>36,92°N</td><td>6</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Asama</td><td>138,53°E</td><td>36,4°N</td><td>76</td><td>10</td><td>0,64</td></tr><tr><td></td><td></td><td></td><td></td><td>7</td><td>0,33</td></tr><tr><td>Kusatsu-Shirane</td><td>138,55°E</td><td>36,62°N</td><td>15</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Nikko-Shirane</td><td>139,38°E</td><td>36,8°N</td><td>5</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Nasu</td><td>139,97°E</td><td>37,12°N</td><td>9</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Azuma</td><td>140,25°E</td><td>37,73°N</td><td>6</td><td>–</td><td>–</td></tr><tr><td>Zao</td><td>140,45°E</td><td>38,15°N</td><td>26</td><td>10</td><td>0,24</td></tr></tbody></table>

## 5. CONCLUSION

Notre but était, en utilisant la méthode de la poussière de Cantor, de voir si les volcans andésitiques présentaient un caractère chaotique déterministe. Pour la plupart de ceux que nous avons étudiés, celui-ci semble bien établi, et le test est d'autant plus clair que les séries volcaniques sont longues et de bonne qualité [Chabaud et al., 1995].

Les dimensions obtenues pour la Nouvelle-Zélande et l'Indonésie sont de l'ordre de 0,3. Cette valeur relativement faible est en accord avec le comportement irrégulier généralement observé pour les volcans andésitiques. Dans le cas du Japon, les valeurs sont plus étalées: entre 0,24 et 0,6.

Deux couples de volcans ont pu être étudiés: l'un en Nouvelle-Zélande et l'autre en Indonésie. On a, à chaque fois, obtenu une dimension fractale en regroupant les deux séries. Cela semble donc indiquer l'existence d'un système global regroupant les deux volcans. De plus, dans le cas de la Nouvelle-Zélande, la dimension fractale obtenue, 0,51, est très proche de la dimension la plus élevée obtenue pour chaque volcan pris séparément (0,25 et 0,44), ce qui est en accord avec la théorie.

Pour confirmer le comportement chaotique déterministe du système des deux volcans Ruapehu et Ngauruhoe, Nouvelle-Zélande, un test de Grassberger et Proccacia a été effectué; il permet d'obtenir la dimension de l'attracteur du système, 2,5, et donc le nombre de degrés de liberté: 3. Une interprétation possible de ce résultat serait qu'il existe, pour chacun des deux volcans, un réservoir superficiel, et qu'il existe en outre un réservoir commun plus profond. Par contre, l'application du premier retour à cette série n'a pas abouti.

On pourrait étendre le domaine de l'étude à d'autres zones de subduction que Java et le Japon (par exemple en Amérique ou au Kamchatka), afin de voir si, pour une même subduction, les dimensions fractales des différents volcans sont voisines, comme cela est vérifié en Indonésie. Il serait également interessant d'integrer ces résultats aux observations géologiques et géophy-

siques concernant ces volcans, comme cela a été fait pour la Nouvelle-Zélande. L'évolution des méthodes de la dynamique non-linéaire est très rapide, et de nouvelles techniques d'étude des ensembles fractals sont constamment mises au point; on pourrait donc les utiliser pour approfondir l'étude des séries volcaniques que l'on a faite.

## REFERENCES

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* Chabaud F., Lewin E., Dubois J., 1995, Fractal analysis : an alternative approach for the study of eruptive rates, *soumis J. Geophys. Res.*

* Dubois J., Cheminée J.L., 1988, 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. Sc. Paris, 307, Série II, 1723-1729.

* Dubois J., Cheminée J.L., 1991, Fractal analysis of eruptive activity of some basaltic volcanoes, *J. Vol. Geoth. Res.*, 45:197-208.

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* Falconer K., 1990, Fractal Geometry : Mathematical foundations and applications, *Ed John Wiley and Sons, Chichester*.

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

* Latter J.H., 1981, Location of zones of anomalously high S-wave attenuation in the upper crust near Ruapehu ang Ngauruhoe volcanoes, New Zealand, *J. Vol. Geoth. Res.* 10:125-156.

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

* Sornette A., Dubois J., Cheminée J.L., Sornette D., 1991, Are sequences of Volcanic Eruptions Deterministically Chaotic?, *J. Geophys. Res.* 96:11931-11945.
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# QUELQUES RÉFLEXIONS À PROPOS DE CONCEPTS RÉCENTS SUR LA STRUCTURE DU PITON DE LA FOURNAISE, RÉUNION

Patrick BACHÈLERY

Lab. Sciences de la Terre, Université de la Réunion, BP 7151, 15, Av. René Cassin, 97715 St-Denis Messag. cedex 9; e-mail : bachel@univ-reunion.fr

L'accumulation des déformations dans la zone centrale des volcans engendre des phénomènes d'instabilité gravitaire affectant les flancs libres de l'édifice et conduisant à des glissements de flanc catastrophiques. Au Piton de la Fournaise, de tels événements ont été reconnus, et différents concepts mécaniques concernant ces événements ont été proposés et sont ici discutés.

Strain accumulation in the central part of volcanoes is considered as the source of gravitational instability of the unbuttressed seaward flank leading to catastrophic landslides. At Piton de la Fournaise volcano, such events have been recognized and different mecanical concepts about their origin have been proposed and are discussed here.

## 1. INTRODUCTION

Depuis maintenant plus d'une décennie le Piton de la Fournaise est l'objet de beaucoup d'attention de la part des chercheurs, et si d'une manière générale, notre connaissance des structures et des processus mis en jeu dans son fonctionnement a beaucoup progressé, il n'en demeure pas moins qu'il existe des appréciations différentes, voire divergeantes, quand à des notions aussi importantes que l'âge des premières émissions, l'évolution structurale passée du volcan, ou encore la géométrie et le fonctionnement des systèmes de stockage magmatique actuellement actifs.

## 2. CONTEXTE GÉOTECTONIQUE

La très large prépondérance des produits basaltiques, issus d'un dynamisme très effusif, confère au Piton de la Fournaise une apparente monotonie. En fait, une étude plus fine permet de mettre rapidement en évidence une relative complexité structurale, résultat de l'interaction de divers processus de construction (mise en place de coulées, de niveaux pyroclastiques, d'intrusions) et de destruction (fracturation, érosion, effondrement, glissement en masse).

La reconnaissance, lors d'études menées dans le cadre d'une campagne d'exploration géothermique, d'un complexe intrusif lité comprenant des dolérites, des gabbros à olivine et, surtout, des péridotites, dont le toit est situé à une profondeur de 1000 m seulement sous le flanc Est du volcan, est venu notablement compliquer le schéma d'évolution proposé jusqu'alors pour le Piton de la Fournaise. Ce complexe, enraciné jusqu'à 5-6 km de profondeur [Rousset et al., 1989], est considéré comme une vaste chambre magmatique fossile dont le fonctionnement, antérieur à 0.7 Ma [Rançon et al., 1989], ne peut être associé à aucune autre formation jusqu'à maintenant reconnue à La Fournaise. Sa présence oblige à considérer que l'initialisation du fonctionnement du volcan est bien antérieure à 0.53 Ma, âge des formations les plus anciennes jamais échantillonnées dans le massif de la Fournaise [Gillot et al., 1989].

L'existence de vallées profondes entaillant le massif de la Fournaise offre à l'observation plus de 500 000 ans d'activité, permettant ainsi une reconstitution partielle des événements ayant marqué la construction de cet édifice volcanique.

La reconnaissance de quatre grandes unités dans l'édification du Piton de la Fournaise, depuis 0.5 Ma, constitue une donnée morpho-structurale quasi-unaniment admise. Les limites

naturelles que sont l'Enclos Fouqué, le rempart de la Plaine des Sables et celui de la Rivière des Remparts constituent des "barrières" clairement définies, au moins dans leur secteur occidental, englobant des formations plus récentes que celles qu'elles entaillent. De même, l'âge de la formation de ces limites tectoniques constitue une donnée peu discutée : 4000 ± 1000 ans pour l'Enclos, 35 000 ± 15 000 ans pour la Plaine des Sables et 250 000 ± 30 000 ans pour la rivière des Remparts [Gillot et al., 1994].

En revanche, les interprétations divergent quant à l'origine de ces accidents. Deux modes de fonctionnement ont été proposés : (i) d'une part, l'existence d'une série de grandes fractures curvilignes (Figure 1) bordant la tête de vastes glissements de flanc d'ampleur de plus en plus réduite en allant vers l'est [Duffield et al., 1982 ; Gillot et al., 1994], (ii) d'autre part, la formation de structures plus complexes (Figure 2) issues de la combinaison de glissements du flanc oriental du volcan et d'effondrements "verticaux" de type caldeirique dans la partie amont [Bachèlery, 1981 ; Chevallier et Bachèlery, 1981 ; Bachèlery et Mairine, 1990 ; Bachèlery et Lénat, 1993].

Quel que soit le schéma structural envisagé, le flanc oriental du Piton de la Fournaise apparaît comme le siège de vastes glissements répétés dans le temps. La mise en évidence, grâce à des investigations menées en mer, d'environ 600 km³ de matériaux glissés sur le flanc Est du massif [Lénat et al., 1989 et 1990 ; Lénat et Labazuy, 1990 ; Labazuy, 1991] est, en fait, venue confirmer une idée proposée dès 1978 par P.M. Vincent et G. Kieffer, à propos de l'origine de la dépression du Grand Brûlé, et élargie, quelques années plus tard, à l'ensemble du volcan [Vincent et Kieffer, 1978 ; Bachèlery, 1981 ; Duffield et al., 1982].

L'origine de la dépression du Grand Brûlé fut de tout temps sujet d'interrogation de la part des différents auteurs qui se sont penchés sur la géologie de la Réunion. Pour ne reprendre que quelques exemples, nous citerons les conceptions de Bory de St-Vincent [1804] partagé entre une origine par effondrement et l'influence d'une pression latérale exercée par des laves très fluides sur les pentes orientales du volcan, celle de Von Drasche [1878] qui y voit la manifestation d'un processus érosionnel, celle de Lacroix [1936] qui considérait le Grand Brûlé comme une brèche ouverte dans la paroi orientale de la caldeira de l'Enclos, sans que l'origine de l'ouverture soit clairement établie, ou enfin celle de Rivals [1950] pour qui la forme en "fer à cheval" de la caldeira était originelle et qui envisageait même sa fermeture en mer.
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Figure 1. Schémas structuraux proposés par Duffield *et al.*, [1982] (A) et Gillot *et al.*, [1994] (B) faisant intervenir des glissements de grande ampleur initialisés selon des fractures curvilignes largement ouvertes. Les portions du volcan impliquées dans le glissement soit sont limitées par les rift zones (A), soit englobent les systémes d'alimentation des éruptions (B).

### 3. RECONNAISSANCE DES ZONES GLISSÉES

Les premières données bathymétriques sur le prolongement sous-marin de la dépression du Grand Brûlé, ont été obtenues en 1979 avec des moyens très modestes. Elles ne fournissaient qu'une description incomplète de la morphologie sous-marine mais permettaient, néanmoins, de montrer le prolongement en mer du chenal du Grand Brûlé et donc de renforcer l'idée de l'existence d'un glissement de flanc [Bachlèry, 1981; Bachlèry et Montaggionni, 1983]. Par la suite, d'importants moyens d'investigations sous-marines ont été déployés, permettant l'établissement d'une cartographie bathymétrique à haute résolution et l'obtention d'images sonar et photographiques. Les données recueillies, ont conduit à la mise en évidence de cycles récurrents de glissements en masse sur une période d'au moins 100 000 ans [Lénat et al., 1989, 1990; Lénat et Labazuy, 1990; Labazuy, 1991], en relation étroite avec les grandes unités structurales que sont les dépressions de l'Enclos Fouqué et de la Plaine des Sables.

L'une des zones les plus représentatives, cartographiée sur le flanc Est du Piton de la Fournaise [Labazuy, 1991], correspond à une dépression sous-marine dénommée "Chenal Vincent" située directement dans la continuité de la structure aérienne du Grand Brûlé (Figures 2 et 3). L'extension globale de cette dépression (structure aérienne et contrepartie sous-marine), est d'environ 6 à 8 km de large pour 18 km de long. Des formations, reconnues en aval du "Chenal Vincent", correspondent à l'accumulation des produits glissés. Labazuy [1991] a montré qu'il s'agissait de la superposition de plusieurs événements gravitaires, dont trois au moins ont pu être individualisés. Le matériel impliqué dans ces phases de glissement est largement constitué de blocs hectométriques à kilométriques, présentant une morphologie caractéristique à "hummocks", communément décrite dans les coulées de débris d'avalanche en contexte sub-aérien, comme en domaine sous-marin [Bachlèry et al., à paraître].

### 4. GENÈSE DES GRANDS GLISSEMENTS

Les glissements de flanc sont désormais reconnus comme l'un des processus majeurs impliqués dans la croissance et la destruction des édifices volcaniques. Ils engendrent des dépôts d'avalanches de débris issus de l'effondrement d'une large portion du cône volcanique en association avec une forme quelconque d'activité [Ui, 1983]. Ce type de formations a surtout été étudié en domaine émergé, sur les stato-volcans andésitiques. Dans ce contexte, le mécanisme d'écroulement est le résultat direct (importante déformation du flanc sous l'action d'une intrusion) ou indirect (sursaturation de l'édifice volcanique en fluides hydrothermaux) de la montée d'une masse magmatique visqueuse dans l'édifice volcanique.

Les phénomènes de glissement en masse des flancs sont également très largement répandus sur les volcans-boucliers basaltiques à travers le Monde (Hawaii, Réunion, Comores, Canaries ...) [Lipman et al., 1988; Moore et al., 1989; Lénat et al., 1989; Bachlèry et Coudray, 1993]. Ils constituent le plus souvent des structures entaillant très profondément les flancs des édifices volcaniques, recoupant parfois leurs structures caldeiriques. Ce phénomène est alors associé à la répétition de la mise en place des intrusions magmatiques et non à l'occurrence d'un événement unique.

Les produits de ces glissements se situent en mer, dans le prolongement sous-marin de lignes d'escarpement interprétées comme les limites de la zone glissée. De nombreuses similitudes existent entre les formations résultant de glissements sur les strato-volcans andésitiques et celles des volcans boucliers, notamment quant au type de produits d'écroulement générés. Une topographie caractérisée par la présence de "hummocks" et un aspect bréchique du matériel incluant des unités de grande taille formées de portions non désagrégées du cône d'origine, sont les principales de ces similitudes.

Les structures de glissement affectant les volcans-boucliers
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Figure 2. Schéma structural d'après Bachèlery [1981]. La zone concernée par les glissements est limitée au flanc oriental du volcan. Elle est externe au domaine principal d'injection magmatique. La zone centrale, formant une structure tabulaire, est considérée comme sujette à des effondrements à composante essentiellement verticale (caldeira).

basaltiques, si elles possèdent des analogies morphologiques manifestes avec les caldeiras d'avalanche des strato-volcans andésitiques, semblent fondamentalement différentes d'un point de vue génétique. L'instabilité à l'origine des glissements de flanc catastrophiques des volcans andésitiques est, comme signalé ci-avant, associée à un épisode intrusif unique, mettant en jeu un magma à viscosité élevée, injecté de façon dissymétrique au sein d'un édifice volcanique à fortes pentes. Il s'agit là d'un événement ponctuel. Sur les volcans-boucliers basaltiques, l'instabilité est structurale et pérenne durant un large part de l'édification du volcan. Elle est le reflet d'une répartition non-axisymétrique des contraintes au sein de l'édifice volcanique, que l'on peut visualiser en considérant l'orientation et l'extension des rift zones. Les études menées sur les volcans sous-marins ont permis de mettre en évidence l'existence très précoce de rift zones volcaniques dans le développement des volcans-boucliers, ainsi que leur orientation primitive "en étoile", souvent en accord avec les principales paléo-discontinuités du soubassement océanique [Binard et al., 1991]. Ici, les discontinuités crustales jouent un rôle passif mais déterminent les premiers stades de construction de l'édifice volcanique. La morphologie acquise de ce primo-édifice constituera dès lors, en l'absence de toute contrainte

régionale, ce qui est le plus souvent le cas en contexte intraplaque, le principal facteur contrôlant la répartition des contraintes au sein de la structure volcanique, du fait de la prédominance des contraintes d'origine gravitationnelle. Il a été montré [Fiske et Jackson, 1972] que les rift zones se développent sous l'influence de ces contraintes gravitationnelles propres à l'édifice volcanique ; contraintes qu'elles contribuent, de plus, à renforcer en favorisant l'accession des magmas à la surface selon des axes déterminant rapidement des rides morphologiques. Ainsi, une certaine pérennité des rift zones peut être maintenue tout au long de l'édification du massif volcanique.

Un rôle actif des intrusions magmatiques dans la déstabilisation des flancs des volcans a été depuis longtemps proposé [Swanson et al., 1976]. La répétition des injections magmatiques selon les rift zones pourrait progressivement contribuer à la déstabilisation de portions entières des flancs compris entre ces axes majeurs. Cette déstabilisation et le glissement en masse qui s'en suit, déterminent alors une zone en dépression entre les rides que constituent les rift zones, contribuant ainsi à renforcer encore un état de contrainte favorable à une mise en place des injections magmatiques selon les rift zones.

L'influence, sur l'orientation des rift zones, de la coalescence
<figure><img src="image_60.png" /></figure>

<figure><img src="image_61.png" /><figcaption>Figure 3. (A) Lève bathymétrique du flanc Est du Piton de la Fournaise. (B) Interprétation structurale : 1- rift zones volcaniques, 2- plateau oriental issu de glissements anciens, 3- zones de glissements secondaires, 4- glissement du Grand Brulé/Chenal Vincent, 5- axes de rides topographiques, 6- caldeira ou limites d'effondrements, 7- escarpements faillés dûs aux glissements, 8- changements de pentes sur les rift zones, 9- principaux cônes sous-marins, triangles pleins : hauteur supérieure à 100 m, triangles évidés : hauteur inférieure à 100 m [Lénat et al., 1989].</figcaption></figure>

de plusieurs édifices volcaniques a également été reconnue, notamment dans le cas ou plusieurs édifices sont juxtaposés [Fiske et Jackson, 1972]. Pour le Piton de la Fournaise, il est manifeste que la présence à l'ouest du massif du Piton des Neiges, a fortement contribué à l'orientation vers l'Est des rift zones actuelles et à l'établissement d'un régime d'instabilité gravitationnelle contribuant à la déstabilisation, plusieurs fois répétée, du flanc Est du volcan (Figure 2).

Cet ensemble de conditions structurales impliquées dans le développement des rift zones et la genèse des grands glissements de flancs, imposent une relation étroite entre ces diverses

structures et leur disposition non quelconque au sein du massif volcanique. Si l'on veut bien considérer, en première approche, que le "moteur" des glissements soit l'instabilité instaurée par la répétition des injections selon les rift zones, alors les portions glissées seront nécessairement inscrites entre deux branches plus ou moins concaves de ces rift zones.

Les pentes générales des volcans-boucliers, le plus souvent inférieures à 15°, ne peuvent permettre de considérer que l'instabilité puisse être du seul fait d'un phénomène gravitaire. Les écroulements en masse et les dépôts d'avalanches de débris intéressent les portions superficielles du secteur glissé, mais la
section impliquée dans les déplacements latéraux du flanc est supposée être beaucoup plus importante, pouvant atteindre l'interface volcan/plancher océanique [Lipman et al., 1985; Dieterich, 1988]. Le mécanisme le plus fréquemment invoqué est un déplacement de l'ensemble de la pile volcanique selon un niveau de sédiments marins ductiles déposés sur le plancher océanique antérieurement à l'édification volcanique [Nakamura, 1980]. Du fait de la subsidence marquée des îles océaniques sous l'effet de la surcharge qu'elles imposent à la lithosphère, le plan de "décollement" ainsi proposé présente un léger pendage interne limitant toute possibilité de glissement purement gravitaire. L'importance des masses impliquées dans ces glissements rend, de plus, peu réaliste un déplacement sur un tel niveau en l'absence de la mise en jeu de surpressions magmatiques importantes, comme c'est le cas pour les volcans-boucliers basaltiques. En outre, ce plan de "décollement" n'est pas strictement concordant avec l'activité sismique profonde associée aux glissements qui présente un pendage externe [Clague et Denlinger, 1994]. L'existence des grands glissements de flancs des volcans-boucliers basaltiques implique donc l'existence d'un "moteur" interne à l'édifice volcanique conduisant au déséquilibre du flanc le plus vulnérable.

L'influence de la mise en place des intrusions magmatiques a déjà été signalée. Celles-ci se développent pour l'essentiel dans le ou les premiers kilomètres de la structure volcanique. Les études menées sur la stabilité des réservoirs magmatiques ont montré que leur zone de stabilité la plus probable se situait à des profondeurs de l'ordre de 2 à 4 km sous le sommet du volcan [Ryan, 1987]. C'est donc à partir de cette zone que se développent l'essentiel des injections magmatiques vers la surface. En aucun cas un tel mécanisme ne peut, à lui seul, rendre compte d'un déplacement affectant l'ensemble de la pile volcanique. Clague et Denlinger ont récemment présenté un concept nouveau pour l'origine de la déstabilisation des flancs des volcans hawaiiens [Clague et Denlinger, 1994]. Ils proposent que le fluage des complexes cumulatifs lourds, principalement issu du fractionnement des olivines cristallisant dans les magmas stockés au sein des réservoirs intra-édifices, exerce en permanence une pression latérale sur le flanc libre du volcan. Ceci aurait pour effet de déterminer un domaine en extension permettant la mise en place de nouvelles injections profondes venant ajouter à la pression exercée sur le flanc. Cela implique que la source de ces instabilités se trouve au sein du complexe caldeirique et à la base des rift zones, dans les domaines où le flux de chaleur est suffisamment élevé pour maintenir les possibilités de fluage, et ainsi, cela limite l'extension de la zone susceptible de glisser à la partie la plus active du volcan, ce qui est généralement réalisé.

## 5. LES GLISSEMENTS DE FLANC AU PITON DE LA FOURNAISE

Si l'existence d'instabilités gravitaires sur les volcans-boucliers basaltiques est démontrée, il reste à comprendre comment de tels phénomènes peuvent se produire de façon cyclique sur des édifices dont les pentes dépassent rarement 10 à 15°. L'accumulation des déformations dans la zone centrale du volcan, qu'elle soit liée aux injections magmatiques superficielles ou à des processus plus profonds faisant intervenir un fluage de niveaux denses, est présentée comme la cause majeure de ces instabilités. Cette accumulation est lente et progressive. La relaxation intervient de façon brutale à partir d'un seuil de rupture, et est caractérisée par un déplacement rapide du flanc "mobile" du volcan, accompagné de séismes dont les magnitudes sont parmi les plus importantes que l'on puisse atteindre sur un volcan-bouclier.

Les différents schémas d'évolution établis pour le Piton de la Fournaise proposent une instabilité marquée vers l'Est. Le flanc ouest ou nord-ouest du volcan, appuyé sur les parties plus anciennes de l'île, et notamment sur le Piton des Neiges, est peu sujet au déplacement. La zone orientale du volcan, quant à elle, est "libre" de tout mouvement. Les mesures de déformations de surface, réalisées au cours de ces dernières années, indiquent bien que la mise en place des intrusions provoque un déplacement important (environ 1 m sur 4 années) de la portion Est de la zone sommitale alors que le flanc occidental n'est concerné que par de faibles mouvements.

Seuls Gillot et al. [1994] envisagent la possibilité de glissements vers l'Est intéressant un domaine plus large que le Piton de la Fournaise et proposent l'existence d'un glissement "initial", il y a environ 1.8 Ma, décapitant la quasi-totalité de la zone sommitale de l'île de la Réunion. Ils invoquent ici le rôle de la couverture sédimentaire épaisse recouvrant le plancher océanique dans la zone réunionnaise en tant que plan de décollement. Un tel événement englobant l'ensemble des zones volcaniques actives à cette époque apparaît, comme nous l'avons vu, comme fortement improbable. Selon ce schéma, les principales zones d'injections magmatiques situées à l'aplomb du Piton des Neiges, sont à l'intérieur de la zone concernée par le glissement. Une tectonique telle que celle présentée par Gillot et al. [1994] aurait dû conduire à une morphologie montrant un allongement net de l'île selon un axe ouest-est. Or, les relevés bathymétriques font, au contraire, apparaître une forme globalement conique de l'île, avec un très faible allongement (1/10 ème environ). Si de grands glissements de flanc ont affecté le Piton des Neiges, et ce fut certainement le cas [Bachèlery et al., à paraître], ils se sont plutôt développés selon des axes radiaires au sommet, ce qui semble compatible avec les interprétations faites sur la bathymétrie de la zone sous-marine de l'île [Lénat et Labazuy, 1990].

Duffield et al. [1982] proposent également l'existence de larges zones glissées vers l'est, limitées à l'ouest par des failles curvilignes ouvertes selon un angle à 120°. Ces failles viendraient prendre appui sur de supposées rift zones, à l'image d'un glissement potentiel susceptible d'intéresser le volcan dans l'avenir et dont la suture passerait par la zone centrale et les rift zones actuelles. Outre le fait que la zone actuellement affectée par les glissements de flanc, est clairement identifiable à l'Est de la limite du futur glissement proposé par Duffield et al. [1982], les données de terrain existantes, aussi bien géologiques que géophysiques, n'ont pas permis de mettre en évidence d'anciennes rift zones en concordance avec les limites des panneaux glissés définis par ces auteurs. Par ailleurs, ils signalent que le modèle qu'ils proposent pour le Piton de la Fournaise n'est pas conforme à celui établi, et fortement étayé par de nombreux travaux, pour le Kilauea à Hawaii.

L'analyse morpho-structurale des parties émergées et immergées du Piton de la Fournaise, ainsi que la nature des mécanismes susceptibles d'être mis en jeu dans la genèse des glissements de flancs, tend donc à faire de ces structures, qui certes concernent de larges portions des édifices volcaniques, des structures se développant selon une zone relativement étroite. La tête du glissement est adjacente au domaine où l'injection et le stockage magmatique sont les plus importants. C'est le cas pour le glissement bien délimité de l'ensemble Grand Brûlé/Chenal Vincent qui est adjacent à l'Enclos et au cône terminal de la Fournaise. Une telle morpho-structure peut également se retrouver pour un épisode de glissements plus anciens qui serait à rattacher à la Plaine des Sables et au massif volcanique qui existait au sein de cette dépression antérieurement à la formation de l'Enclos.

La limitation de la zone glissée à une bande étroite d'environ 8
km de largeur, est à mettre en rapport avec l'extension de la zone principale d'activité du volcan. Au Piton de la Fournaise, en effet, une très grande majorité des éruptions correspond à l'ouverture de fissures dans l'Enclos. Ceci implique une propagation des dykes d'alimentation des éruptions sur une distance qui, le plus souvent, est inférieure à 3 km par rapport à la zone centrale de stockage magmatique. Ainsi, la déformation générée par les injections magmatiques est forte dans la zone centrale du volcan mais diminue très rapidement lorsque l'on s'en éloigne. La bonne cohérence spatiale existant entre la zone glissée et la zone de mise en place des intrusions magmatiques profondes ou plus superficielles, constitue un argument fort pour établir une relation directe entre ces processus. Si l'on considère le complexe intrusif lité de nature essentiellement péridotitique, mis en évidence à l'aplomb du Grand Brûlé [Rousset et al., 1989 ; Rançon et al., 1989], donc dans la zone concernée par le glissement, il est intéressant de constater que son extension nord-sud correspond strictement à la largeur de la zone glissée. Dans ce contexte, le modèle proposé par Clague et Denlinger [1994] sur le rôle d'un éventuel fluage des complexes lourds dans l'origine de la déstabilisation des flancs des volcans, paraît tout à fait adapté. Le complexe intrusif du Grand Brûlé se situerait actuellement à près de 9 km de sa position d'origine plus à l'ouest, soit un déplacement latéral vers l'Est d'environ 1 cm/an, ce qui n'apparaît pas irréaliste.

Concernant l'Enclos lui-même, c'est à dire la dépression sub-circulaire située en amont de la zone des Grandes Pentes, sa véritable origine est également source de discussions. De nombreux auteurs considèrent qu'il s'agit là de la zone correspondant à la tête du glissement Grand Brûlé/Chenal Vincent, au sein de laquelle s'est édifié le cône terminal actuel de la Fournaise [Duffield et al., 1982 ; Lénat et Labazuy, 1990 ; Labazuy, 1991 ; Gillot et al., 1994]. La morphologie des régions hautes du Piton de la Fournaise fait très clairement apparaître une zone sub-tabulaire, située à une altitude variant de 2200 m à 1700 m, entre le rebord oriental de la Rivière des Remparts et le haut des Grandes Pentes. Ce haut plateau, certes légèrement incliné vers l'est, présente des analogies fortes avec les replats qui caractérisent de nombreux volcans-boucliers et sont interprétés comme des zones caldeiriques partiellement ou complètement ennoyées par les coulées plus récentes. Le remplissage de structures d'effondrement fermées et sub-circulaires comme les caldeiras, conduit à la mise en place de coulées quasi-horizontales souvent épaisses. Dans le cas du Piton de la Fournaise, la dépression de l'Enclos, tout comme celle de la Plaine des Sables, paraissent plus relever du remplissage incomplet d'anciennes structures caldeiriques que d'une mise en place de coulées dans un couloir de glissement en permanence ouvert vers l'est. Au niveau de la zone haute des Grandes pentes, le glissement vient couper le rebord oriental de la structure caldeirique de l'Enclos dont il reste comme seul témoin : le Piton de Crac.

Il n'en demeure pas moins que la caldeira de l'Enclos et le glissement du Grand Brûlé puissent avoir des relations très étroites et appartenir à un même "episode" tectonique ; la déstabilisation brutale du flanc Est du volcan pouvant être à l'origine de l'effondrement vertical de la zone centrale du volcan.

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# ACTIVITE GEOMAGNETIQUE ET CYCLE SOLAIRE

Paul A. SIMON, Jean-Pierre LEGRAND, et Annick BERTHELIER

CETP, CNRS - UVSQ - IPSL, 4 Avenue de Neptune, 94107 Saint Maur des Fossés

Cet article présente les résultats obtenus grâce à la coopération de chercheurs français dans deux domaines étroitement liés : les études des phénomènes solaires et celles de l'activité magnétique terrestre. S'appuyant d'une part sur des séries de données géomagnétiques plus que centenaires, et d'autre part sur l'analyse détaillée des relations activité solaire - activité géomagnétique portant sur les trois dernières décennies, on peut discerner différentes composantes de l'activité géomagnétique, mettre en évidence les liens d'une partie minoritaire de celle-ci avec l'activité tachée alors qu'une partie majoritaire est reliée à l'activité solaire coronale, et enfin en déduire des propriétés importantes de l'évolution cyclique du champ magnétique coronal solaire.

This paper is devoted to results obtained thanks to cooperation between French researchers working in two connected fields : the solar phenomena and the study of the earth magnetic activity. They have taken into account, on the one side, long series of geomagnetic data covering more than one century, and, on the other side, detailed analysis of relationships between the solar and geomagnetic activity over the last three decades. They can then separate different components in the geomagnetic activity, show that only some of them are related to sunspot activity while the others are related to solar coronal activity, and finally deduce from this study some important features of the cyclic evolution of the solar coronal magnetic field.

## 1. INTRODUCTION

L'étude des relations entre l'activité solaire et l'activité géomagnétique est un problème complexe, abordé par de nombreux auteurs, en Europe depuis le XVIIIème siècle au moins. Il comporte d'une part l'identification des phénomènes solaires à l'origine de l'activité géomagnétique et, d'autre part, la reconnaissance des mécanismes tant de leur propagation dans le milieu interplanétaire que du couplage de ceux-ci avec la magnétosphère.

Les mesures de l'ère satellitaire, ces trente dernières années, sont un apport essentiel dans l'étude du soleil d'une part, et des relations soleil terre d'autre part. Mais elles ne sont disponibles que sur une durée relativement courte par rapport aux cycles solaires (11 ans et plus). L'objectif de cet article est de montrer comment l'analyse de longues séries d'indices géomagnétiques et d'aurores permet d'apporter un éclairage nouveau sur l'activité géomagnétique et l'activité cyclique du soleil.

Nous commencerons par donner quelques repères historiques, puis une revue des résultats récents utiles à cette étude concernant le soleil et sa zone d'expansion dans le milieu interplanétaire, appelée héliosphère. Nous rappellerons ensuite les principaux résultats obtenus par Legrand et Simon [1991 et références citées] sur l'évolution à long terme et les propriétés de l'activité géomagnétique, et enfin celles concernant l'activité cyclique solaire, en particulier celles qu'ils déduisent de l'analyse de cette longue série de données.

## 2. HISTORIQUE

### 2.1. L'activité géomagnétique, les aurores

L'activité géomagnétique désigne l'ensemble des variations irrégulières du champ magnétique terrestre. Elle peut être considérée comme une signature globale de l'apport d'énergie de l'héliosphère à la magnétosphère, qui est la région de l'espace dans laquelle est confiné le champ magnétique terrestre. Elle est caractérisée par divers indices suivant la localisation et la nature des perturbations observées, et l'augmentation brusque de son niveau, sur une durée typique de un à plusieurs jours, prend le nom d'"orage géomagnétique".

Dès les années 1850 Sabine [1852] organisait un réseau mondial d'observatoires magnétiques, mais les premiers indices,

très rudimentaires, étaient seulement des estimations journalières de l'activité (indices U, Ci). A la fin des années 1930, Bartels et al. [1939] ont défini l'indice trihoraire K, représentant l'amplitude maximale des variations magnétiques enregistrées sur un intervalle de 3 heures dans un observatoire magnétique donné, suivant une échelle quasi logarithmique allant de 0 à 9. C'est à partir des indices K, mesurés dans un nombre croissant d'observatoires, que seront calculés les indices dits "planétaires". Le premier fut l'indice Kp [Bartels, 1949], calculé à partir des données d'observatoires existants à cette époque, essentiellement situés en Europe occidentale et Amérique du nord, et dont sont déduits les indices Cp et C9. Ensuite ont été définis les indices am, Km, calculés depuis 1957 [Mayaud, 1968], et l'indice aa calculé par Mayaud d'après les données existantes depuis 1868 [Mayaud, 1973]. Ces indices sont actuellement ceux qui fournissent la meilleure caractérisation, trihoraire ou journalière, de l'activité magnétique planétaire.

Deux autres indices sont couramment utilisés : d'une part l'indice AE, pour représenter l'activité géomagnétique spécifique des régions de haute latitude où apparaissent les aurores boréales ou australes, dites zones aurorales, et d'autre part l'indice Dst pour caractériser l'intensité de l'anneau de courant équatorial (pour plus d'informations sur les indices voir Mayaud, [1980], Menvielle et Berthelier, [1991], et Berthelier, [1994]).

L'augmentation de l'activité géomagnétique est accompagnée du développement d'aurores boréales ou australes, pouvant être observées directement, et dont le caractère souvent spectaculaire explique que ce soit les données d'aurores qui fournissent les informations fiables les plus anciennes dans ce domaine.

### 2.2. L'activité solaire

Le premier aspect de l'activité solaire est l'existence de "taches solaires", dont certaines sont à l'origine d'éruptions plus ou moins violentes, et peuvent être accompagnées d'"envols de filaments". L'activité solaire tachée est décrite généralement par le Nombre Relatif de taches, ou Nombre de Wolf, R, qui tient compte du nombre de taches et des plages couvertes par celles-ci. L'existence d'un cycle de 11 ans dans l'apparition des taches a été découvert par Schwabe dès 1843, ouvrant la voie à de nombreuses études de l'activité solaire tachée, portant sur le nombre de taches, leur disposition à la surface du soleil, ou leur éventuelle influence sur l'activité géomagnétique, comme nous le verrons ci-dessous.
D'autre part, l'expansion de la couronne solaire, et sa variabilité topographique ont été observées lors d'éclipses depuis l'antiquité. L'Année Géophysique Internationale (1957-1958), s'accompagnera d'une multiplication des moyens d'observation et de l'introduction de nouvelles techniques, en particulier spatiales, destinés en particulier à l'observation des phénomènes coronaux et du milieu interplanétaire. La radioastronomie apportera des signatures coronales pour l'identification des centres d'activité sur le soleil, de diverses éruptions (sursaut de type IV) ainsi que les premières observations de propagation coronale d'un phénomène de très grande dimension, le sursaut de type II, associé à certaines éruptions.

Mais les études de la structure de la couronne, de son évolution, et de son expansion dans le milieu interplanétaire ne commencent réellement qu'à partir des années 1960, époque des premières observations par satellite en dehors de la magnétosphère. Les premières mesures effectuées dans le milieu interplanétaire mirent en évidence l'existence permanente du vent solaire, flux de plasma d'origine solaire porteur d'un champ magnétique "gelé" dans le plasma, témoin du champ magnétique solaire à son point d'émission. Vint ensuite le programme Skylab (1973-1974) [Zirker, 1977] qui a apporté des éléments nouveaux essentiels, permettant de découvrir l'importance de l'activité coronale, dont les liens avec l'activité tachée devront être élucidés.

## 2.3. Activité solaire tachée et activité géomagnétique

La première découverte en 1733 d'une relation entre l'apparition des taches et l'activité géomagnétique vient des aurores boréales, et est rapportée par de *Mairan* [1754], qui relève l'existence d'un intervalle d'une vingtaine d'années, entre 1650 et 1670, pendant lequel il y a disparition simultanée des taches et des aurores boréales, tandis que durant les années qui précédent et qui suivent, taches et aurores ont été nombreuses.

Plus d'un siècle plus tard, Wolf et quelques mois après, *Sabine* [1852], découvrent une corrélation étoite entre "le nombre de taches et les variations moyennes en déclinaison du champ géomagnétique". Ce sera l'origine de toute une série d'études entreprises pour déterminer la catégorie de taches dont le passage au méridien central engendre l'activité géomagnétique. La première fut sans doute menée par Marchand, en 1887, mais ses travaux dans ce domaine sont moins connus que ceux de Maunder (à partir de 1890), de Newton (en 1943) et de Allen (en 1952).

Une autre voie fut ouverte par *Carrington* [1860]. Le 1er Septembre 1859, il observa une éruption solaire en lumière blanche qu'il associa à deux phénomènes enregistrés à l'observatoire géomagnétique de Kew : un crochet se produisant au même instant que l'éruption et un orage géomagnétique débutant 18 heures plus tard. Mais de telles éruptions sont rares et il fallut attendre le spectrohéliographe de *Hale* [1931] et surtout le filtre de Lyot (en 1941) pour obtenir une observation systématique des éruptions chromosphériques. Ceci n'alla pas sans créer de l'embarras : parmi les événements, même les plus importants, peu d'éruptions peuvent être associées sans ambiguïté à un orage géomagnétique. Les délais de propagation, on le sait maintenant, varient entre une vingtaine d'heures et 5 à 6 jours. De plus, durant les intervalles de forte activité, le nombre des phénomènes solaires et géomagnétiques peut être élevé, ce qui constitue une cause additionnelle de confusion dans le rattachement d'un événement géomagnétique à son éventuelle source solaire. D'autre part, au cours des orages dits "récurrents" identifiés par *Bartels* [1938], on observe une activité géomagnétique d'un niveau élevé sans pouvoir lui associer aucun événement chromosphérique.

L'étude ultérieure des envols de filaments [*Jocelyn et McIntosh*, 1981] n'aboutit à aucun résultat concluant car, faute de "signature" solaire, géophysique ou interplanétaire, on se trouve réduit à pratiquer la "pêche à la ligne" : tenant compte des délais de propagation, on identifie des événements qui pourraient être associés, mais sans beaucoup de raison de privilégier l'un ou l'autre.

La première signature interplanétaire des perturbations associées aux orages géomagnétiques est due à la surveillance du rayonnement cosmique. La découverte de l'orage cosmique par Forbush en 1937 montre que l'orage géomagnétique est associé à la propagation, dans le milieu interplanétaire, d'une sorte d'écran magnétique capable de réduire, pendant quelques dizaines d'heures, le flux du rayonnement cosmique. Vint ensuite le 28 Février 1942, la première observation de l'arrivée au sol de particules d'origine solaire accélérées au cours d'une éruption. Par son très court délai de propagation (au plus quelques heures) ce phénomène permet pour la première fois d'identifier avec certitude l'éruption qui est à l'origine d'un événement interplanétaire [Forbush, 1946].

Les travaux développés en relation avec l'Année Géophysique Internationale (1957-1958) [*Annals of the IQSY, Vol. 3 et 4, 1969*] resteront dans la même direction, orientées surtout vers l'identification des éruptions pouvant ou non jouer le rôle d'"événements sources" [Simon, 1956a, b; *Caroubalos*, 1964].

Il faudra attendre les années 1970, avec l'étude de longues séries d'indices d'activité géomagnétiques et d'aurores, et les résultats nouveaux sur la couronne solaire et l'héliosphère pour reconnaître que l'activité géomagnétique n'a pas pour unique source l'activité tachée du soleil.

## 3. LE SOLEIL ET L'HELIOSPHERE

Nous rappelons dans cette partie les principaux résultats récents sur le soleil, et sur son expansion coronale donnant naissance à l'héliosphère (voir par exemple *Schween et March*, [1990]).

### 3.1. Le vent solaire

Les observations du vent solaire dans le plan de l'écliptique, ainsi que celles réalisées tout autour du disque grâce à la scintillation des sources radio, montrent que le soleil est une source permanente mais non isotrope de vent solaire. On observe alternativement des vents lents et rapides, dont les vitesses ont des valeurs allant d'environ 250 à 800 km s⁻¹. La propagation alternée de ces vents lents et rapides formés à la même latitude héliographique se traduit par une compression par les vents rapides des vents lents qui les précédent, tandis qu'à leur arrière se produit la transition inverse.

On observe également que, autour du disque, la distribution des vitesses du vent varie dans le temps en relation avec l'évolution du champ magnétique coronal solaire, comme nous le verrons ci-dessous.

### 3.2. Les trous coronaux

Les observations effectuées sur Skylab ont permis la découverte de nouvelles structures de la couronne solaire : des régions de faible densité appelés "trous coronaux", qui sont à l'origine de l'émission de jets de vent solaire dits "rapide" par rapport au vent "lent" émis les régions environnantes de la couronne.

Les trous coronaux ont une évolution cyclique. Dans chaque hémisphère, des séries de trous d'une même polarité magnétique apparaissent aux basses latitudes, puis se déplacent vers les pôles
<figure><img src="image_62.png" /><figcaption>Figure 1. a (à gauche): Modèle de champ coronal dipolaire déformé par le vent solaire qui s'échappe suivant la direction radiale (flèches) [d'après Pneuman et Kopp, 1971] - b - (à droite): Distribution des vitesses du vent solaire en fonction de la distance à l'équateur héliomagnétique en 1976 (cercles) et 1977 (triangles). On a souligné par les zones hachurées la région où le vent solaire peut être considéré comme "lent" (vitesse inférieure à 450 km s⁻¹) [d'après Bruno et al., 1986]</figcaption></figure>

pour y former les trous polaires qui ont une durée de vie de 7 à 8 ans. L'apparition, dans chaque hémisphère, de trous coronaux de polarité opposée à celle des trous polaires enclenche, tous les 11 ans, le processus d'inversion de polarité des champs coronaux polaires.

Nous décrivons dans le paragraphe suivant la structure coronale à grande échelle, qui est associée aux trous coronaux, puis nous nous intéresserons à l'évolution de celle-ci, en relation avec l'évolution des trous coronaux eux-mêmes.

### 3.3. La structure coronale

Un modèle classique de champ coronal dipolaire déformé par le vent solaire est celui établi par Pneuman et Kopp [1971], d'après lequel :

1. le vent solaire s'échappe à toute latitude de part et d'autre d'une couche neutre appelée équateur héliomagnétique (Figure 1a),

2. à partir de la couche neutre, où la vitesse du vent est minimale, la vitesse croît en fonction de la latitude (Figure 1b),

3. la valeur de ce gradient de vitesse dépend de l'intensité du dipôle : en particulier toute croissance d'intensité du dipôle réduit la largeur de la zone d'émission des "vents lents", située de part et d'autre de la couche neutre, et vice versa,

4. des trous coronaux se forment aux pôles du dipôle, mais les relations entre les trous coronaux et la structure de l'ensemble du champ coronal demandent à être précisées.

La position et la forme de l'équateur héliomagnétique, ainsi que le gradient angulaire de la vitesse du vent, sont sous le contrôle d'une part de l'intensité du dipôle solaire, et d'autre part de son inclinaison par rapport à l'axe de rotation du soleil.

Xue-Pu Zhao et Hundhausen [1983] ont établi qu'en 1976, à toute longitude, la distribution en latitude des vitesses du vent solaire s'organise de façon simple à partir de la couche neutre solaire considérée comme un équateur héliomagnétique : pour une latitude héliomagnétique $\text{lh} < 35$ degrés, la vitesse u s'exprime par : $350 \text{ km. s}^{-1} + 800 \sin^2 \text{lh} \text{ km. s}^{-1}$, et pour $\text{lh} > 35$ degrés, u est de l'ordre de $600 \text{ km. s}^{-1}$. Ce résultat est confirmé

par les mesures in situ de la distribution en latitude de la vitesse du vent par rapport à la couche neutre effectuées par exemple par Bruno et al. [1986] : la vitesse du vent croît en fonction de la distance angulaire à la couche neutre qui est associée à la vitesse minimale du vent (Figure 1b). Bien entendu cette distribution, observée ici en 1976 et 1977, années où le champ coronal solaire était bien décrit par le modèle dipolaire, évolue d'une année à l'autre en relation avec l'évolution cyclique du champ coronal dont nous allons parler ci-dessous.

### 3.4. L'évolution cyclique de la structure coronale

Les grandes structures du champ magnétique de la couronne solaire et leur évolution cyclique ont été étudiées en particulier d'une part à partir des données coronales en lumière blanche [Schatten et Sofia, 1987 ; Hundhausen et al., 1981 ; Newkirk and Fisk, 1985], et d'autre part à partir du champ magnétique observé sur tout le disque solaire [Hoeksema, 1984]. Notons que les observations dans ce domaine sont difficiles : les jets coronaux en lumière blanche s'observent au cours des rares éclipses et quotidiennement avec le coronographe, l'observation des champs magnétiques des régions situées aux limbes du soleil, en particulier aux pôles, rencontre des difficultés instrumentales.

Ces observations ont cependant permis de déterminer les phases du cycle du champ coronal, repérées par rapport au cycle de l'activité tachée connue depuis beaucoup plus longtemps :

1. La phase dipolaire commence peu après un maximum des taches, et le dipôle solaire atteint son maximum d'intensité dans les années qui précèdent le minimum suivant du cycle des taches (Figure 2). Les données coronales en lumière blanche permettent de préciser que l'inclinaison de l'axe du dipôle est, à ce moment là, de l'ordre de 30 degrés. Au moment du minimum des taches, ou l'année suivante, le dipôle prend une direction parallèle à l'axe de rotation solaire, les équateurs magnétique et solaire se confondent.

2. La phase d'inversion du dipôle commence peu après le minimum du cycle des taches, le champ coronal devient complexe, proche d'un quadripôle. Les équateurs magnétiques
<figure><img src="image_63.png" /><figcaption>Figure 2. Représentation schématique de l'évolution d'un cycle du dipôle coronal solaire, par rapport aux cycles précédent et suivant de l'activité tachée.</figcaption></figure>

associés sont très inclinés sur l'équateur solaire. Pendant cette phase multipolaire, l'équateur magnétique fait des circonvolutions qui peuvent être de grande amplitude. Il arrive même qu'il se dédouble. Mais là encore la vitesse du vent croît avec la distance angulaire à l'équateur magnétique.

3. Le renversement du dipôle intervient ensuite, préparant une nouvelle phase dipolaire comportant un champ magnétique de sens inverse.

On voit donc que la topologie du champ coronal suit une évolution cyclique telle que le cycle de l'intensité du dipôle coronal est en opposition de phase avec celui du nombre des taches.

Pendant la phase dipolaire les trous coronaux sont essentiellement des trous polaires, sources de jets de vent solaire rapide. Lors de la phase d'inversion du dipôle, on observe l'apparition à basse latitude des trous coronaux qui sont associés à la formation du champ d'un nouveau dipôle. Ceux-ci, dont la polarité est inverse de celle du dipôle qui est en train de disparaître, se déplacent ensuite vers les pôles lors de la phase de renversement du dipôle.

Il arrive parfois, mais rarement, que l'un de ces trous soit associé à un champ magnétique particulièrement intense qui, compte tenu de la faiblesse des champs aux pôles, joue un rôle important dans la structure du champ coronal : on observe alors un jet de vent rapide de basse latitude

### 3.5. Les éjections de masse coronales

On observe quelquefois, en association avec certaines éruptions solaires, des phénomènes transitoires coronaux (coronal transients), au cours desquels sont également observées des éjections de masse coronale, appelées CME (coronal mass ejection) [Gosling et al., 1974 ; McQueen, 1980 ; Hundhausen, 1993]. Les plus intenses parmi celles-ci se propagent dans l'héliosphère sous la forme de "nuages" ou de "coquilles" magnétiques de très grandes dimensions [Burlaga, 1991], pouvant atteindre des vitesses supersoniques, donc produisant une onde de choc. La fréquence de la rencontre de tels "nuages" avec la magnétosphère terrestre est faible, de l'ordre de la dizaine de cas par an [Gosling et al., 1991].

Par rapport aux alternances de vents lents et rapides décrites plus haut (3.1.), les nuages magnétiques liés aux CME jouent un rôle particulier, puisqu'ils amènent, du fait de leur vitesse supersonique, la formation d'une onde de choc sur leur front avant. La création des CME, est dans ce cas là, liée à l'évolution de l'activité des taches solaires. Toutefois nous noterons que les éruptions à l'origine de nuages magnétiques 'animés de grande vitesse sont engendrées au cours d'une évolution très spécifique et peu fréquente des champs des taches.

D'autre part, pendant la phase multipolaire du cycle coronal, au moment de l'inversion du dipôle, la couronne est particulièrement instable : de nombreux CME s'échappent alors de la couche neutre, se propageant à faible vitesse [Hundhausen, 1993]. Notons que l'instabilité de la couronne observée dans ce cas là, et la formation des CME correspondants, n'ont aucune relation avec l'activité tachée, mais sont associées à l'apparition à basse latitude de trous coronaux en formation.

## 4. L'ANALYSE DES LONGUES SERIES D'INDICES GEOMAGNETIQUES

### 4.1. La série centenaire de aa et de ssc

Le calcul de l'indice aa fut décidé à la demande de Sydney Chapman au nom de la Royal Society of London, lors de la Réunion de l'Association Internationale de Géomagnétisme et d'Aéronomie à Madrid, en 1969. Mettant à profit l'existence depuis 1868 d'enregistrements dans deux observatoires situés l'un en Angleterre, l'autre en Australie, Mayaud définit l'indice aa et détermina lui-même les indices K utiles à ce calcul d'après les magnétogrammes collectionnés pendant un siècle dans ces deux stations. Il compléta cette série unique de données par la détermination des "ssc" (storm sudden commencement), qui sont des variations caractéristiques du champ magnétique terrestre, habituellement suivies d'orages géomagnétiques [Mayaud, 1973].

La série des indices aa a d'abord été étudiée par Mayaud : leur publication, en 1973, comporte en particulier la sélection des phénomènes de récurrence. Il en fait aussi une analyse périodique dont les résultats peuvent paraître décevants : seule émerge l'onde à 6 mois, due à l'effet saisonnier, alors que parmi beaucoup d'autres périodes, celle de la rotation solaire de 27,3 jours forme une sorte de multiplet de raies fines de faible intensité [Mayaud, 1975].

Notons que le calcul de aa et la détermination des ssc sont faits de façon routinière depuis 1968, portant la longueur de cette série à près de 130 ans maintenant.

### 4.2. Les diagrammes de récurrence à 27 jours

Afin d'analyser les liens entre l'activité solaire et l'activité géomagnétique, Legrand et Simon (nous les appellerons LS dans la suite) ont reporté les valeurs de l'indice aa quotidien ligne à ligne par rotation solaire de 27 jours, suivant en cela la méthode de Bartels [1932]. En effet, en étudiant la distribution d'indices K sur un diagramme de récurrence à 27 jours, Bartels avait établi que certains orages ont pour origine une source de longue durée (plusieurs rotations) qui tourne avec le soleil et qu'il associait à d'hypothétiques "régions M".

Sur de tels diagrammes couvrant la série centenaire de aa (40 000 valeurs quotidiennes) J.-P. Legrand a reporté les ssc et surligné les valeurs de aa en utilisant un code de couleur, fonction de la valeur de aa. LS ont ainsi pu distinguer d'une part les périodes où l'activité géomagnétique a un caractère de récurrence à 27 jours, les plages d'activité correspondantes étant de coloration plus ou moins uniforme suivant la variabilité de la valeur de l'indice aa. D'autre part, ils repèrent aisément les événements présentant un caractère aléatoire par rapport à la récurrence des rotations solaires. Cette méthode est plus souple qu'une analyse numérique, et est très efficace pour la mise en évidence des phénomènes liés à la rotation solaire alors que, comme l'a montré Green [1984], les analyses numériques sont particulièrement appropriées à l'étude des effets saisonniers.
<figure><img src="image_64.png" /></figure>

Figure 3. Extrait de la classification des jours de Legrand et Simon, sur un diagramme de récurrence à 27 jours, en fonction des rotations solaires de Bartels (1744 à 1784, ie de l'année 1961 à 1963). En noir l'activité de choc, en blanc les jours calmes, en grisé foncé l'activité récurrente, et en grisé clair l'activité fluctuante. Les jours encadrés (noir sur fond blanc ou blanc sur fond noir) sont ceux pour lesquels un ssc a été relevé.

4.3. La classification des jours de Legrand et Simon

A partir des diagrammes décrits ci-dessus, Legrand et Simon décrivent leur classification en distinguant quatre types d'activité, dont nous rappelons ci-après les définitions. Un extrait du diagramme en grisés représentant la classification LS est donné sur la Figure 3.

1. Les orages à début brusque, (que LS appellent aussi "activité de choc") sont caractérisés par une augmentation brusque de l'activité marquée par un ssc, avec un niveau d'activité atteignant au moins 100nT, et qui reste élevé durant 2 à 3 jours (en noir sur la Figure 3 ; les jours encadrés de noir ou de blanc sont ceux où un ssc a été relevé). Ces orages ont un caractère aléatoire et non récurrent, et représentent 8,5% des jours.

2. Les jours calmes, pour lesquels aa est inférieur à une valeur fixée à 20nT (en blanc sur la Figure 3) sont les plus nombreux. Ils représentent 67% de l'ensemble des jours.

3. Les plages de récurrence d'activité homogène, appelée "activité récurrente" (en grisé moyen sur la Figure 3) couvrent 7% du temps. Cette activité correspond à des orages de moyenne intensité (aa d'environ 50 à 100nT), non marqués par un ssc, de durée égale à quelques jours (4 à 9 jours), qui correspondent, sur un nombre restreint d'années, aux "orages récurrents de Bartels".

4. Les autres jours (17,5%), sont également répartis en zone de récurrence, mais l'activité n'est pas homogène sur ces zones, d'où leur appellation "activité fluctuante" (en grisé clair sur la Figure 3).

Nous soulignerons que la détermination des classes de jours, faite empiriquement par LS, est basée sur des critères assez précis pour qu'il ait été possible de les traduire par un algorithme de calcul automatique fiable (taux d'échec inférieur à 10%) (C. Guérin, Rapport Interne CETP, 1990).

5. RELATIONS ACTIVITE GEOMAGNETIQUE - ACTIVITE SOLAIRE

Nous rappelons tout d'abord dans cette partie certains des résultats fondamentaux du couplage héliosphère - magnétosphère, et nous montrons comment les diverses observations mettant en jeu l'influence de ce couplage sur l'activité géomagnétique s'assemblent comme les pièces d'un puzzle pour donner un ensemble cohérent. En particulier l'analyse de l'évolution cyclique des classes d'activité permet de tirer de conclusions importantes sur les cycles de l'activité solaire.

5.1. Les rôles respectifs des trous coronaux et des CME

Les observations effectuées sur Skylab ont permis la découverte des trous coronaux et l'établissement de relation entre les jets de vent rapide issus de ces structures et l'apparition d'orages récurrents. Ainsi s'est constituée la première chaîne complète de phénomènes liant des phénomènes solaires, les trous coronaux, à des phénomènes interplanétaires, les jets de vent rapide, pour produire des phénomènes magnétosphériques, les orages récurrents de Bartels. Sheeley et Harvey [1976] seront ainsi les premiers à établir les relations liant, pendant tout un cycle solaire, le passage au méridien central solaire des trous coronaux de latitude inférieure à 40 degrés, les jets de vent rapide observés 5 jours plus tard au voisinage de la terre, et les indices perturbés (C9) de l'activité géomagnétique.

Les orages engendrés par les éruptions échappent évidemment à cette relation. Les perturbations coronales à grande échelle (coronal transients) à l'origine de CME qui engendrent des
nuages magnétiques se déplaçant vers la terre à des vitesse supersoniques sont, elles, associées au déclenchement d'orages géomagnétiques à début brusque. Ceux-ci ont été identifiés à partir des indices AE et Dst, par exemple par Gosling et al. [1991], ou Gosling [1993], constituant la seconde chaîne complète de phénomènes, reliant cette fois ci des événements solaires transitoires à des orages géomagnétiques à début brusque.

## 5.2. Influence du vent solaire sur l'activité géomagnétique

A partir des années 1970 l'analyse du couplage vent solaire - magnétosphère a fait l'objet de très nombreuses études (citons par exemple Svalgaard [1977], Berthelier [1979], et une revue rapide dans Berthelier [1994]). L'activité géomagnétique varie en fonction des divers paramètres mesurés dans le vent solaire, que nous noterons ici VS (vitesse du VS, variabilité de celle-ci, température et densité du plasma du VS au voisinage de la magnétosphère, intensité et direction du champ magnétique interplanétaire gelé dans le plasma), ou des grandeurs physiques déduites de ces mesures, comme la pression dynamique, ou le champ électrique.

L'une des dépendances les plus nettes, et qui apparaît essentielle pour la suite de cette étude, est celle qui relie l'activité géomagnétique à la vitesse V du VS exprimée par exemple par la formule établie par Svalgaard [1977] : $am = 0,7 (V/100)^{2,25}$. Cette relation permet de déduire les indices am ou aa de la vitesse du VS et réciproquement (am et aa s'expriment en nT et sont liés statistiquement par une relation linéaire de pente 1). La valeur moyenne de am est 4nT pour la vitesse la plus basse observée : 250 km s⁻¹, et atteint 80nT pour V = 800 km s⁻¹. La valeur de aa de 20nT, limite des jours calmes de la classification LS, correspond à VS = 450 km s⁻¹. L'alternance de vents lents et rapides entraînera des périodes d'activité géomagnétique alternativement faibles et élevées. En particulier, on peut attribuer l'activité récurrente de la classification LS à l'arrivée au voisinage de la magnétosphère des jets de VS rapide issus de trous coronaux ayant une longue durée de vie, donc ayant un caractère de récurrence lié à la rotation du soleil.

Ceci montre que l'activité géomagnétique est la conséquence d'un couplage permanent entre le vent solaire et la magnétosphère. Cette conclusion est très importante car elle

prouve que l'activité récurrente, l'activité fluctuante, et même l'activité des jours calmes de la classification LS sont directement reliées au vent solaire ; nous parlerons donc pour ces trois classes d'activité du vent solaire, par opposition à l'activité de choc qui forme une classe à part.

## 5.3. Rôle de la composante Bz du champ magnétique interplanétaire

Une autre découverte des années 1970 est le rôle crucial joué par la composante nord-sud Bz du champ magnétique interplanétaire (noté ici CMI). En effet le mode principal du couplage du vent solaire avec la magnétosphère est lié à la reconnexion des champs magnétiques terrestre et interplanétaire qui ne peut avoir lieu que si ceux-ci sont antiparallèles, c'est à dire si le CMI a une composante Bz sud. Pour être précis, il s'agit de Bz exprimé en coordonnées géocentriques solaires magnétosphériques. Cet effet a été mis en évidence pour la première fois à partir de mesures effectuées en 1968 à bord du satellite OGOS [McPherron et al., 1973].

Son influence sur l'activité géomagnétique a été analysée par de nombreux auteurs dans différentes circonstances. En particulier Berthelier [1979] a montré que, en moyenne sur deux ans (1967-1968), l'indice am vaut 15nT pour Bz nord, et qu'il augmente quasi linéairement de 15 à 40nT pour Bz sud variant de 0 à 6nT. Cette dépendance se couple avec celle de la vitesse du VS, comme le montrent par exemple Maezawa et Murayama [1986] : la relation moyenne de Svalgaard se déploie en un faisceau de relations linéaires (am, V) en fonction de la classe de Bz ; pour V = 250 km s⁻¹ les valeurs de l'activité varient en fonction de Bz de am = 2 à 20nT, et pour V = 800 km s⁻¹ am varie de 30 à 120nT.

Dans le cas de l'activité récurrente, liée au VS issu de trous coronaux d'une polarité donnée, l'homogénéité de l'activité est due à l'homogénéité de la vitesse du VS mais aussi à la stabilité de Bz dans ces jets de vent rapide. Ce n'est pas le cas de l'activité fluctuante dont la variabilité doit avoir son origine, au moins partiellement, dans la variation de la direction du CMI correspondante [Behannon et al., 1991]. Cette influence est aussi

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

Figure 4. a (à gauche): Distribution, en fonction de la latitude géomagnétique, des aurores associées à l'activité récurrente (croix), et de celles associées à l'activité de choc (points) - b (à droite): Variation dans ces deux cas de l'activité géomagnétique mesurée par l'indice aa: A, activité récurrente liée aux jets de vent solaire rapide, B, activité de choc liée aux CME générant une onde de chocs.
déterminante dans le cas des CME entraînant la formation d'un nuage magnétique qui se propage jusqu'à la terre, puisque, en dehors de l'effet de l'onde de choc intervenant de toutes façons, un orage important ne sera déclenché que si la composante Bz entraînée par le nuage est dirigée vers le sud [Burlaga et Behannon, 1987, Gonzales et Tsurutani, 1987].

### 5.4. Deux classes d'orages géomagnétiques

Legrand et Simon ont distingué les orages correspondants à l'activité récurrente, liés aux jets de VS rapides issus des trous coronaux, et les orages à début brusque qui se produisent lorsque la magnétosphère rencontre un nuage magnétique associé à un CME, dont la vitesse de propagation engendre une onde de choc, d'où le nom d'activité de choc donné à cette classe.

Pour ces deux classes d'orages les conditions de couplage avec la magnétosphère sont différentes : dans le premier cas, comme le montre l'effet Forbush et l'ont confirmé les données des sondes spatiales, il s'agit de la rencontre par la magnétosphère d'un nuage magnétique de grande dimension pour lequel le couplage se réalise lorsque la direction de la composante Bz est antiparallèle à celle du champ terrestre et que son intensité dépasse un certain seuil. Les orages récurrents se forment eux lors du passage de la terre dans un jet de grande vitesse du vent solaire tournant avec le soleil. Les phénomènes magnétosphériques associés à ces deux classes d'activité ont des caractéristiques différentes. Lors des orages récurrents l'indice aa ne dépasse pratiquement pas 100nT tandis que pendant les orages à début brusque, dans notre échantillon centenaire, aa s'est élevé jusqu'à 350nT. Ajoutons que le comportement de l'anneau de courant équatorial, tel qu'il est décrit par l'indice Dst, diffère aussi : les orages récurrents perturbent peu l'intensité de l'anneau équatorial de courant (en général Dst reste inférieur à 50nT et décroît jusqu'à la fin de la perturbation) alors que l'activité de choc produit un courant de forte intensité (Dst peut atteindre jusqu'à 240nT) qui se prolonge plusieurs jours après la fin de l'orage.

En outre, grâce à la constitution par le Balfour Stewart Auroral Laboratory d'une série homogène de 453 aurores relevées de 1956 à 1965, Legrand et Simon [1988b] ont pu séparer les aurores liés à l'activité de choc de celle liées à l'activité récurrente. Ils ont ainsi montré que les aurores associées aux orages récurrents appartiennent à la zone aurorale "classique", tandis que les aurores associées aux orages à début brusque se situent à des latitudes plus basses que celle-ci (Figure 4a). Ceci signifie que la structure du champ magnétosphérique est beaucoup plus perturbée pendant le passage des ondes de choc que sous l'effet du vent solaire. De plus, le niveau de l'activité, mesuré par l'indice aa, croît beaucoup plus rapidement avec la colatitude des aurores dans le cas de l'activité de choc comparée à l'activité récurrente (Figure 4b).

### 5.5. Evolution de l'activité géomagnétique

Le cycle de l'activité solaire tachée (notée ici AST), nous servira de repère pour décrire les cycles des différentes classes d'activité de la classification LS. Les valeurs moyennes annuelles de l'activité par classe sont reportées sur la Figure 5 en fonction du cycle AST (minimum : m, maximum : M). La représentation schématique de la répartition du champ magnétique coronal solaire est indiquée en haut de la Figure 5, d'une part au voisinage de m lorsqu'elle est approximativement dipolaire, d'autre part autour de M lorsque celle-ci est plus complexe.

On met en évidence sur cette figure que :

1. l'activité récurrente est maximale autour de m, durant la phase dipolaire du cycle coronal,

<figure><img src="image_66.png" /></figure>

Figure 5. En haut: représentation schématique du champ magnétique coronal, dans la phase dipolaire (à gauche), et multipolaire (à droite); au milieu: valeurs moyennes annuelles de l'activité reportée en fonction du cycle de l'activité solaire tachée (minimum m, maximum M), pou l'activité récurrente (1), fluctuante (2), de choc (3), et des jours calmes (4); en bas: nombre moyen annuel de jours calmes.

2. l'activité fluctuante est maximale autour de M,

3. et il en est de même de l'activité de choc ;

4. l'activité des jours calmes ne varie pas ; en revanche, le nombre de jours calmes est nettement plus élevé après le minimum m, en fin de phase dipolaire, c'est à dire au moment où l'axe du dipôle est le plus proche de l'axe de rotation solaire.

Notons en outre que toute élévation du nombre des jours calmes entraîne un abaissement du niveau moyen des indices aussi bien des jours calmes que des jours perturbés. Ceci montre qu'il existe des relations étroites entre les sources du vent lent et celles du vent rapide, et qu'il faut donc prendre en considération une structure coronale unique capable d'engendrer aussi bien les vents lents que les vents rapides. Rappelons d'autre part que, comme l'a montré Green [1984], la variation saisonnière des indices aa est différente pour aa< à 20nT où les maximums saisonniers sont aux solstices, et pour aa > 20nT où les maximums saisonniers sont équinoxiaux.

Sur la Figure 6 le cycle AST est représenté par la variation du nombre de taches solaires. La variation de l'activité géomagnétique (indice aa moyen annuel en nT, Figure 6a) apparaît assez différente de la variation de l'AST, en particulier lors des derniers cycles solaires (maximum de 1975 par exemple). Ces particularités s'expliquent très bien par le fait que l'activité géomagnétique résulte de l'addition de plusieurs composantes dont les variations cycliques sont différentes : l'activité de choc est en phase avec l'AST, alors que l'activité récurrente est liée au cycle coronal, donc en opposition de phase (Figure 6b).

Ajoutons à cette analyse de l'activité cyclique les observations de Ohl [1966], qui a montré qu'au minimum du cycle, lorsque l'activité tachée devient négligeable, le niveau de l'activité géomagnétique varie dans des proportions importantes. Ce niveau, qui change d'un minimum à l'autre, peut être utilisé pour prévoir avec succès le niveau du maximum d'activité du prochain cycle, celui dont les premières taches commencent tout juste à apparaître. Ohl et Ohl [1979] proposent alors que le cycle des taches dépende de deux composantes de l'activité géomag-
<figure><img src="image_67.png" /><figcaption>Figure 6. a (à gauche): représentation en fonction de l'année des valeurs moyennes annuelles du nombre de taches solaires (en bas) et de l'indice aa (en haut) - b (à droite) valeurs moyennes de aa pour deux composantes de l'activité: l'activité récurrente (en haut), et l'activité de choc (au milieu).</figcaption></figure>

nétique décalées dans le temps : la première prend naissance 5 à 6 ans avant l'apparition des premières taches du cycle et permet de prévoir le nombre maximum de ses taches tandis que la seconde, associée au cycle de taches, épouserait étroitement son déroulement. Ce résultat a surtout été pris en considération pour son application pratique : il permet de gagner plusieurs années dans la prévision des cycles solaires [Schatten et al., 1978, 1987].

# 6. INTERPRETATION ET DISCUSSION

Une interprétation cohérente de l'ensemble des phénomènes décrits dans cette étude a été apportée par Legrand et Simon.

## 6.1. Les quatre classes d'activité

L'activité géomagnétique a donc deux composantes : la série des orages à début brusque engendrés occasionnellement par les taches solaires, et les autres formes d'activité, produites par le vent solaire.

Les jours calmes ne sont pas la conséquence d'une "absence d'activité" mais ils ont pour origine le passage de la terre dans la couche neutre, qui est très fréquent puisqu'il se produit plusieurs fois à chaque rotation solaire. Ceci explique le grand nombre de jours calmes, quel que soit le niveau de l'activité. Lorsque les axes du dipôle et du soleil coïncident, la couche neutre et l'équateur solaire se confondent et le nombre de jours calmes atteint un maximum dont la valeur dépend du gradient des vitesses du vent solaire.

L'activité récurrente provient de jets de vent rapide de latitude élevée, et non pas d'événements solaires transitoires, donc ses propriétés dépendent en particulier de l'inclinaison progressive de la direction de l'axe du dipôle qui amène les jets polaires de vent rapide à balayer l'orbite terrestre. L'augmentation de l'intensité du dipôle s'accompagne d'une divergence accrue des jets de vent rapide, et la rotation solaire est à l'origine du phénomène de récurrence. Les orages récurrents présentent un double effet saisonnier associé à la variation annuelle de l'héliolatitude de la terre : les figures de récurrence sont "centrées" sur l'équinoxe, époque où la terre atteint son héliolatitude la plus élevée, et l'orage le plus long se produit à une date proche de celle de l'équinoxe.

Enfin, on peut associer l'activité fluctuante à la formation d'une structure coronale multipolaire, au moment de l'inversion de polarité du dipôle solaire. Cette situation complique singulièrement la distribution de l'activité sans produire de véritable orage. Les passages dans le plan de l'écliptique d'une couche neutre très inclinée produisent des séries de jours calmes qui sont suivis de jours perturbés liés à l'augmentation de vitesse du vent avec la distance à la couche neutre, qui dans ce cas n'est pas très élevé. L'activité fluctuante ne présente pas les caractères d'un orage parce qu'elle ne résulte pas d'un "vitable" jet de vent rapide à symetriede cylindrique, mais seulement d'une augmentation de EDla vitesse du vent résultant de l'éloignement de la couche neutre dont la géométrie peut être complexe, ou de phénomènes liés à l'instabilité de la couronne à ce moment là.

## 6.2. Cycle du champ coronal et cycle d'activité géomagnétique

Pendant la phase dipolaire le niveau maximum des orages récurrents est étroitement relié à l'intensité maximale atteinte par le dipôle solaire. Compte tenu du rôle joué par l'intensité du dipôle dans la répartition annuelle des jours calmes et perturbés, ce maximum d'intensité des orages récurrents joue, vis à vis du cycle de l'activité géomagnétique engendré par le vent solaire, le rôle du nombre maximum de taches vis à vis du cycle des taches : il détermine son niveau d'activité. Quelques années plus tard, le nombre maximum des jours calmes est lui aussi un indicateur de l'intensité du dipôle solaire. Cependant, lorsque ce nombre est très élevé, on peut penser que la zone source des vents lents a une largeur supérieure aux 15 degrés de latitude balayés annuellement par la terre : dans ce cas on doit prendre en considération le niveau moyen des jours calmes.

Lors de la phase d'inversion du dipôle on est dans un intervalle de transition entre deux cycles successifs du dipôle solaire, et il est difficile de rattacher la distribution de l'activité géomagnétique aux propriétés de l'un ou l'autre des dipôles. C'est aussi le moment où la couronne est particulièrement instable, de nombreux CME s'échappant de la couche neutre, ce qui provoque les variations caractéristiques de l'activité fluctuante. Cependant il semble bien qu'en général, le niveau de l'activité géomagnétique soit celui du cycle en déclin. D'ailleurs le niveau de l'activité géomagnétique observé au maximum du cycle des taches est la plupart du temps celui déjà observé au maximum du dipôle (Simon, 1979).
Enfin, au moment du renversement du dipôle il arrive qu'un jet de vent rapide de basse latitude joue un rôle déterminant dans la structure du champ coronal et, pendant plusieurs rotations, engendre un orage récurrent sans effet saisonnier. Quelques années avant le début de l'activité récurrente, ceci constitue une anomalie dans le cycle habituel de l'activité géomagnétique produite par le vent solaire (exemple, pic en pointillé vers 1930 sur la Figure 6b ci-dessus).

### 6.3. Association des différents cycles

Les travaux de Legrand et Simon ont montré que les différentes séries de données solaires associées aux résultats de l'analyse des longues séries de données géophysiques ont permis d'établir que les champs à l'origine du champ coronal ne sont pas, comme on le supposait jusque là, produits par la dispersion et le déplacement vers les pôles du champ des plages "de queue" des centres d'activité. Un tel mécanisme établirait en effet une relation étroite entre le cycle des taches, sources des champs polaires, et l'intensité maximum atteinte par le dipôle 5 à 6 ans après le maximum du cycle des taches. Les données géomagnétiques et aurorales établissent comme nous l'avons rappelé plus haut, que c'est la relation inverse qui est observée. Après l'hélioséismologie qui modifie profondément nos connaissance de la structure interne du soleil, ces résultats, qui concernent la couronne solaire, contribuent à remettre en cause les mécanismes de la dynamo solaire imaginés par les théoriciens à partir des taches et des autres données de cette photosphère qui sépare justement le soleil interne de la couronne.

Du point de vue solaire, on est donc amené à considérer un cycle solaire à deux composantes étroitement associées : la première, dans la haute couronne, est celle du dipôle, et 5 à 6 ans plus tard, la seconde, dans la photosphère et la basse couronne, est celle des taches. Ce cycle d'une durée totale d'environ 21 ans, amène la coexistence permanente sur le soleil des deux composantes mais elles appartiennent à deux cycles solaires successifs.

De ce fait le cycle de l'activité géomagnétique se déroule selon le schéma suivant. Le cycle de la composante produite par le vent solaire est celui de la couronne, et commence peu après le maximum d'un cycle de taches, pour atteindre son maximum peu avant le minimum des taches et s'achever au maximum du cycle de taches suivant. Le niveau de l'activité récurrente correspondant à cette composante est étroitement corrélé au nombre maximum de taches qui se produit 5 à 6 ans plus tard. Ce sont précisément les orages à début brusques associés au cycle des taches qui forment la seconde composante de ce cycle géomagnétique complexe dont la durée totale est, comme celle du cycle solaire, d'environ 21 ans.

## 7. CONCLUSION

Ces travaux fournissent pour la première fois une vision homogène des liens entre l'activité géomagnétique et l'activité solaire.

Le premier résultat important est de montrer que, contrainte à ce que l'on a cru pendant des décennies, l'activité des taches solaires n'est directement responsable que d'une faible partie, moins de 10%, de l'activité géomagnétique. Les phénomènes à l'origine de plus de 90% de l'activité géomagnétique trouvent leur source dans le vent solaire dont les principales caractéristiques (vent lent ou rapide, homogène ou non, champ magnétique associé) s'expliquent par les propriétés de la structure magnétique coronale solaire, dont il est issu.

Le second résultat important est que ces travaux ont permis d'associer les cycles des différentes composantes de l'activité

géomagnétique, telle qu'elles sont reconnues par la classification de Legrand et Simon, au cycle de l'activité solaire tachée d'une part, et au cycle de l'évolution de la structure magnétique coronale d'autre part. Les relations établies pendant plus de 10 cycles entre l'intensité de l'activité liée au vent solaire, et celle de l'activité tachée qui suit, montrent à l'évidence que l'activité liée au vent solaire est en réalité le précurseur de l'activité tachée. Ceci remet en cause aussi bien les modèles du cycle solaire que le mécanisme habituellement admis pour expliquer la formation des champs polaires à partir d'une composante du champ du cycle des taches, car il entraînerait un lien entre le cycle des taches et le cycle coronal suivant, ce qui est contraire aux observations.

Enfin, Legrand et Simon ont ouvert des voies de recherche nouvelles, où l'analyse fine des propriétés de l'activité géomagnétique devrait permettre d'aller plus loin dans les tests de validité de modèles de structure magnétique coronale solaire et de leur évolution sur plusieurs décennies grâce aux longues séries temporelles existantes. On soulignera le rôle joué dans cette étude par les indices géomagnétiques et les aurores. Ces données ne peuvent évidemment pas se substituer aux observations effectués in situ par les satellites ou les sondes spatiales, ni même aux imageries d'aurores obtenues par satellites, mais elles les complètent en apportant une information, peut-être rudimentaire mais homogène, sur des mécanismes fondamentaux de la magnétosphère, et elles donnent accès à des phénomènes magnétosphériques à grande échelle qui ne sont pas accessibles aux observations des satellites (intensités des courants auroraux et de l'anneau équatorial, activité subaurorale). Il est évident que, par la longueur des différentes séries, ces données permettent de prendre en considération des phénomènes appartenant à une série de cycles beaucoup plus longue et variée que les quelques derniers cycles pour lesquels nous disposons pourtant des données de vent solaire et d'une surveillance permanente du Soleil. En fait il est clair que, même pendant ces derniers cycles parfaitement documentés, une analyse pertinente des phénomènes magnétosphériques ne peut pas se mener sans utiliser aussi les différents indices géomagnétiques qui les caractérisent de façon globale.

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Note: Nous avons mis dans la liste ci-dessus les références de tous les articles de J.-P. Legrand ou de P.A. Simon se rapportant à cette étude, même s'ils ne sont pas tous explicitement cités dans le texte.q
# PARTICIPATION FRANCAISE A LA MISSION MARS 96 D'EXPLORATION DE LA PLANETE MARS

Christian BEGHIN

Laboratoire de Physique et Chimie de l'Environnement CNRS,
3A, Avenue de la Recherche Scientifique 45071 Orléans CEDEX 2

La mission spatiale russe MARS 96 prévoit le lancement en Novembre 1996 d'une station interplanétaire vers Mars, comportant un orbiteur plus des sondes largables vers la surface de la planète. La participation française à cette mission, sous l'égide du CNES, est considérable par le nombre d'instruments fournis et le nombre d'équipes et de laboratoires engagés. Pratiquement tous les aspects scientifiques de la mission : magnétisme, surface, atmosphère, plasma et sciences de croisière sont couverts par les équipes françaises, soit en fournissant un instrument (expériences PI), soit en participant à sa réalisation en coopération internationale (expériences CoI). En comparaison des missions antérieures d'exploration de Mars et en ce qui ne concerne que la discipline Géomagnétisme et Aéronomie, cette mission devrait apporter des mesures inédites sur le magnétisme de surface et sur d'éventuelles émissions radio. On attend par ailleurs des mesures beaucoup plus précises sur la composition, les paramètres et les processus physiques de la haute atmosphère et du plasma planétaire. Enfin, les expériences d'imagerie et de spectroscopie, en plus de leurs objectifs de morphologie de terrain, apporteront de précieuses informations sur l'atmosphère, la climatologie et l'hydrologie à l'interface sol.

The russian space mission MARS 96 is scheduled for launching in November 1996 towards the planet Mars of a spacecraft including one orbiter and some surface landers. The French participation to this mission is sponsored by CNES and involves a quite significant number of instruments and scientific teams from several institutes. By providing either PI instruments or being CoI in international teams, the French scientists are involved in most of the disciplines of the mission, from magnetism, surface and atmosphere observations, plasma physics to cruise sciences. In the field of Geomagnetism and Aeronomy, in comparison with previous space missions to Mars, unprecedented measurements are expected for surface magnetism and unknown radio emissions may be discovered. More sophisticated and more precise measurements than never made would be obtained on composition, parameters and physical processes in the high atmosphere and in the planetary plasma. In addition to their own morphological objectives, the imaging and spectroscopic remote sensing instruments will complement significantly the above measurements.

## 1. INTRODUCTION

La mission russe MARS 96 a été conçue dans ses grandes lignes dès 1988, comme une suite naturelle à la mission PHOBOS (1988/89), dans le contexte du programme soviétique à long terme d'exploration de la planète Mars et dans le cadre d'une vaste coopération internationale orchestrée principalement par l'Institut de Recherches Cosmiques (IKI, Moscou). Initialement prévue avec un lancement en 1992, la mission avait très tôt été reportée au créneau de 94. Puis, suite à des aléas économiques et politiques évidents, la mission a été programmée pour un lancement en Novembre 1996, avec encore de grandes faiblesses de programmation et les risques d'une mission qui reste malgré tout ambitieuse et difficile. Néanmoins, l'implication des équipes scientifiques françaises et l'engagement majeur du CNES dans ce programme sont tels que la communauté impliquée continue à mettre toute son énergie pour assurer le succès de la mission, tant dans les laboratoires qu'au sein des équipes techniques de l'Agence Française de l'Espace à Toulouse (CNES). Les équipes françaises sont en effet impliquées directement dans la réalisation de plus de quinze expériences (Tableaux 1 et 2), soit en assumant la responsabilité de PI (Principal Investigator), soit en qualité de CoI (Co-Investigator) dans le cadre d'une réalisation en coopération sous responsabilité étrangère. La mission MARS 96 couvre un grand nombre de disciplines, ayant chacune des objectifs scientifiques propres, allant de la planétologie "corps solide" (noyau, manteau, surface, hydrologie et minéralogie) aux interfaces plasma "vent solaire/planète", en passant naturellement par l'aéronomie et la physico-chimie atmosphérique. De plus, une telle mission interplanétaire avec dix mois de croisière offre d'excellentes opportunités pour les instruments de veille ou d'observation astronomique à longue période. Les expériences

qui sont décrites brièvement ci-après couvrent remarquablement bien cette large palette.

Brièvement, le vaisseau et sa trajectographie se présentent de la façon suivante. Le module orbital est dérivé de celui utilisé pour la mission PHOBOS, avec, entre autres modifications, l'adjonction d'une case pour les engins largables, l'installation de plateformes de pointage et un accroissement de la surface des panneaux solaires (Figure 1). Pour un lancement en Novembre 1996, le vaisseau arrivera au point d'insertion en orbite martienne en Septembre 97, soit moins d'un mois avant le déclenchement des tempêtes de poussières. Dans une première phase, les deux petites stations seront éjectées, suivies des pénétrateurs. Les sites d'atterrissage de ces engins ne sont pas encore définitivement décidés, car liés à des contraintes de masse, d'orbitographie et de visibilité encore sujettes à analyse. Le scénario de largage et d'injection en orbite initiale prévoit un premier type d'orbite de période de 2 à 3 jours et un périastre de 500 km. Ensuite, l'orbiteur sera placé sur son orbite dite de "travail", comportant plusieurs options qui ne seront probablement optimisées qu'au tout dernier moment (voire après le lancement). Néanmoins, la période sera de 34,5 à 20,5 heures, avec une inclinaison de l'ordre de 100° et un périastre de 300 km nominal. Les différentes expériences décrites ci-dessous sont réparties entre l'orbiteur et les "Stations Scientifiques Autonomes" (Figures 1 et 2). Il n'y a pas de participation française sur les pénétrateurs.

## 2. EXPERIENCES DE GEOMAGNETISME ET DE PLASMA

Le champ magnétique à la surface d'une planète peut avoir deux sources primaires :
- la convection dans un noyau liquide. Les processus de différenciation chimique à l'intérieur du noyau, joints à la rotation
<table><caption>Tableau 1. Expériences avec Principal Investigateur français.</caption><thead><tr><th>Nom de l'expérience</th><th>Appareillage</th><th>Objectif scientifique</th><th>Laboratoire(s) français</th><th>PI (Co-PI)</th><th>Chef de Projet (coordinateur)</th></tr></thead><tbody><tr><td>OPTIMISM MAG</td><td>Magnétomètre continu sur petites stations</td><td>Magnétisme de surface</td><td>Univ. Paris Sud, DT/INSU, CETP, Univ. Bretagne Occ., IPGP</td><td>M. Menvielle</td><td>J.F. Karczewski</td></tr><tr><td>ELISMA ULF</td><td>Magnétomètre alternatif</td><td>Ondes UBF interface planète/vent solaire</td><td>CETP, LPCE</td><td>S. Perraut</td><td>A. Meyer (P. Gille)</td></tr><tr><td>ELISMA VLFA</td><td>Analyseur FFT</td><td>Ondes TBF plasma & surface</td><td>LPCE</td><td>M. Parrot</td><td>J.L. Michau (P. Gille)</td></tr><tr><td>ELISMA HFMI</td><td>Antennes HF & sonde mutuelle</td><td>Ondes HF et électrons thermiques</td><td>LPCE</td><td>C. Béghin (D. Lagoutte)</td><td>J.L. Michau (P. Gille)</td></tr><tr><td>DYMIO</td><td>Spectro/analyseur d'ions</td><td>Ionosphère ions thermiques</td><td>CETP</td><td>J.J. Berthelier (J.M. Illiano)</td><td>G. Gogly</td></tr><tr><td>SPICAM</td><td>Spectromètre multicaux</td><td>Aéronomie par occultation</td><td>SA</td><td>J.L. Bertaux (M. Ackerman)</td><td>E. Dimarellis</td></tr><tr><td>OMEGA</td><td>Spectro/imageur IR & visible</td><td>Composition surface & atmosphère</td><td>IAS, DESPA</td><td>J.P. Bibring</td><td>P. Pujet (A. Soufflot)</td></tr><tr><td>DESCAM</td><td>Caméra CCD sur petite station</td><td>Imagerie descente</td><td>LAS</td><td>J.E. Blamont (C.T. Hua)</td><td>P. Levacher</td></tr><tr><td>OPTIMISM SISMO</td><td>Sismomètre sur petite station</td><td>Sismologie</td><td>IPGP, DT/INSU</td><td>Ph. Lognonné</td><td>J.F. Karczewski</td></tr><tr><td>LILAS-2</td><td>Spectromètre gamma</td><td>Sursauts cosmiques</td><td>CESR</td><td>C. Barat</td><td>F. Cotin</td></tr><tr><td>EVRIS</td><td>Photomètre stellaire</td><td>Oscillations et rotations stellaires</td><td>DESPA, LAS</td><td>A. Baglin</td><td>A. Magnan</td></tr></tbody></table>

<table><caption>Tableau 2. Expériences à participation française, avec Principal Investigateur étranger.</caption><thead><tr><th>Nom de l'expérience</th><th>Appareillage</th><th>Objectif scientifique</th><th>Laboratoire et pays du PI</th><th>Laboratoire(s) français</th><th>Co-I</th></tr></thead><tbody><tr><td>FONEMA</td><td>Spectro/analyseurs ions énergétiques</td><td>Dynamique des ions planétaires</td><td>Mullard SSL G.B.</td><td>CESR</td><td>J.A. Sauvaud</td></tr><tr><td>METEGG</td><td>Capteurs météo sur petite station</td><td>Météorologie de surface</td><td>FMI Finlande</td><td>SA, LMD</td><td>J.P. Pommereau</td></tr><tr><td>PANCAM</td><td>Caméra sur petite station</td><td>Imagerie et Environnement</td><td>IKI Russie</td><td>CNES, LAS</td><td>C.T. Hua</td></tr><tr><td>SPICAM SOYA</td><td>Photomètre</td><td>Héliosysmologie</td><td>Observatoire de Crimée</td><td>IAS, SA</td><td>J.P. Delaboudinière</td></tr><tr><td>RADIUS-M</td><td>Détecteurs X, e-, i+ et μ-météorites</td><td>Mesures des doses de radiation</td><td>IKI Russie</td><td>CNES, CEA/IPSN</td><td>J.F. Bottollier-Depois</td></tr></tbody></table>
<figure><img src="image_68.png" /><figcaption>Figure 1. Schéma du vaisseau et situation des différents instruments (d'après document IKI).</figcaption></figure>

de la planète peuvent ainsi créer une dynamo interne active responsable du champ magnétique planétaire principal, ou intrinsèque, d'origine interne. Dans le cas de la Terre, la dynamo interne engendre un champ magnétique quasi dipolaire, de moment magnétique égal à 8.10¹⁵ Tm³. Dans le cas de Mars, le champ planétaire est, s'il existe, environ 10⁴ fois moins intense et il n'y a probablement pas de dynamo interne active;

-l'interaction entre l'environnement de la planète et le milieu interplanétaire (vent solaire), plus ou moins déformé par son passage autour de la planète. Quand le champ planétaire est assez intense, comme c'est le cas pour la Terre, c'est ce champ magnétique qui arrête le vent solaire et la planète est entourée d'une magnétosphère. Si ce champ est trop faible, comme c'est le cas pour Vénus, c'est le plasma ionosphérique, ainsi que l'atmosphère neutre de la planète qui équilibrent la pression dynamique du vent solaire. Dans l'ensemble des situations qui caractérisent l'interaction des différentes planètes du Système Solaire avec le vent solaire, Mars représente un cas particulier, intermédiaire entre celui de la Terre et celui de Vénus. La faible intensité de son moment magnétique dipolaire conduit à une situation où l'obstacle que rencontre le vent solaire est constitué à la fois par le champ magnétique planétaire et par l'ionosphère, voire dans le cas de perturbations violentes du milieu interplanétaire, également par l'atmosphère neutre. L'importance respective de ces différents éléments dépendant des conditions qui règnent dans le vent solaire, on peut donc s'attendre à trouver au niveau des frontières et de l'ionosphère supérieure des

configurations complexes et variables, en particulier pour ce qui est de la circulation à grande échelle du plasma dans l'environnement martien.

Le champ magnétique observé à la surface d'une planète peut aussi résulter de deux sources secondaires :

-l'aimantation locale des roches crustales ou lithosphériques. Cette aimantation peut résulter de la fossilisation du champ magnétique planétaire qui régnait lors de la mise en place des roches (aimantation rémanente), ou être induite par le champ magnétique principal actuel. La présence sur Mars d'un champ magnétique rémanente constituerait une indication claire de la présence d'une dynamo planétaire active au début de la vie de la planète;

-les courants électriques induits dans la planète conductrice par les variations transitoires d'origine externe.

Les expériences du groupe ci-dessous ont été conçues pour répondre à quelques unes des interrogations précédentes, et pour plusieurs d'entre elles, constituent une première dans l'exploration martienne.

## 2.1. Expérience OPTIMISM/MAG

(PI : M. Menvielle, Laboratoire de Physique de la Terre et des Planètes, Université Paris Sud)

L'expérience OPTIMISM/MAG (Observatoire Planéto-logique de Magnétisme et Sismologie sur Mars, partie Magnétomètre) est une expérience de sondage magnétique, basée sur l'analyse des variations transitoires du champ magnétique