jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
théoriques et de modèles variés. Malgré l'apport important des sondes interplanétaires, de larges incertitudes subsistent. Bien qu'une loi de densité en 1/r2 soit le plus souvent admise, les évaluations de n restent peu concordantes [1], [2], [3]. La diversité des lois de diffusion invoquées [4], [5], [6], et des modèles souvent très complexes proposés récemment [7], [8], [9] montre quels efforts sont encore nécessaires dans ce domaine. Une discussion détaillée des mesures photopolarimétriques de la lumière zodiacale effectuées à l’Observatoire du Teide (Tenerife) depuis 1964 est en cours à l’Observatoire de Bordeaux; elles paraissent favoriser un modèle assez simple, dont on trouvera ici les caractéristiques provisoires. Soit E l’élongation dans le plan de symétrie peu différent de l’écliptique et Z(e) la luminance zodiacale observée dans cette direction (corrigée de tous effets atmosphériques, stellaires, etc.) depuis la Terre ou son voisinage (r < 1 U.A.). En admettant que l’indicatrice de diffusion d’un volume élémentaire ne subisse pas de déformation notable de 0,5 à 2 U.A. du Soleil environ, j’ai montré [10] que la fonction de phase s’écrit : O étant l’angle de diffusion, et K une constante égale à (dZ/dE)90°. Une étude photométrique couvrant la majeure partie de l’écliptique permet donc de dessiner l’indicatrice dès qu’une valeur de n est adoptée. Cette expression se généralise aux mesures polarimétriques, puisqu’on peut l’écrire successivement pour le vecteur de Fresnel normal au plan de diffusion (a1, Z1) et pour celui qui est porté par ce plan (a2, Z2). L’introduction dans cette formule des données d’observation Z1(E) et Z2(E) obtenues à Tenerife le long de l’écliptique amène aux conclusions suivantes : 1° une valeur élevée de n est incompatible avec nos observations, car elle impliquerait des valeurs négatives, donc absurdes, de a1 : n > 1,8 est peu vraisemblable, et n > 2,2 paraît exclu; 2° en choisissant n voisin de 1, ci1 ne présente dans l’intervalle utilisable de 0 que des variations très modérées, qui ne dépassent pas + 19 de 0 = 60 à 170° pour n = 1, et même + 11 de 0 = 45 à 150° pour n = 1,2
de dessiner l’indicatrice dès qu’une valeur de n est adoptée. Cette expression se généralise aux mesures polarimétriques, puisqu’on peut l’écrire successivement pour le vecteur de Fresnel normal au plan de diffusion (a1, Z1) et pour celui qui est porté par ce plan (a2, Z2). L’introduction dans cette formule des données d’observation Z1(E) et Z2(E) obtenues à Tenerife le long de l’écliptique amène aux conclusions suivantes : 1° une valeur élevée de n est incompatible avec nos observations, car elle impliquerait des valeurs négatives, donc absurdes, de a1 : n > 1,8 est peu vraisemblable, et n > 2,2 paraît exclu; 2° en choisissant n voisin de 1, ci1 ne présente dans l’intervalle utilisable de 0 que des variations très modérées, qui ne dépassent pas + 19 de 0 = 60 à 170° pour n = 1, et même + 11 de 0 = 45 à 150° pour n = 1,2 (fig. 1). En dessous de 0 = 45° environ, le poids des résultats baisse rapidement : la forte pente des deux courbes, et plus encore leur croisement, peuvent être fallacieux. La remontée au-delà de 0 = 135° environ, bien réelle au contraire, indique une meilleure diffusion des particules vers l’arrière, ou la présence d’une seconde population de particules, plus grosses, et qui donnerait un effet de phase marqué. La distribution spatiale de ces dernières n’est peut-être plus en 1/rn si, comme on le pense volontiers, l’origine du gegenschein est dans l’anneau astéroïdal. On voit que la calotte antisolaire et les fortes valeurs de 0 réclament une interprétation distincte, et prudente. Il est vrai que si la décroissance de densité Fig. 1 dans le plan moyen des planètes suit une loi en 1/rn très légèrement plus rapide, la diffusion de la composante normale montre, sur un grand éventail de 0 (90°) un caractère très remarquable de quasi-isotropie. En revanche a2 (vecteur électrique dans le plan de diffusion) est loin d’être isotrope : son minimum, obtenu semble-t-il un peu avant 0 = 90°, est à peine la moitié du niveau moyen de a1. La courbe de polarisation correspondante (A1) a donc un
ou la présence d’une seconde population de particules, plus grosses, et qui donnerait un effet de phase marqué. La distribution spatiale de ces dernières n’est peut-être plus en 1/rn si, comme on le pense volontiers, l’origine du gegenschein est dans l’anneau astéroïdal. On voit que la calotte antisolaire et les fortes valeurs de 0 réclament une interprétation distincte, et prudente. Il est vrai que si la décroissance de densité Fig. 1 dans le plan moyen des planètes suit une loi en 1/rn très légèrement plus rapide, la diffusion de la composante normale montre, sur un grand éventail de 0 (90°) un caractère très remarquable de quasi-isotropie. En revanche a2 (vecteur électrique dans le plan de diffusion) est loin d’être isotrope : son minimum, obtenu semble-t-il un peu avant 0 = 90°, est à peine la moitié du niveau moyen de a1. La courbe de polarisation correspondante (A1) a donc un maximum atteignant 0,35. Il faut remarquer que, contrairement aux indicatrices, la courbe de polarisation est peu sensible au choix de la valeur de n; j’ai pu en donner l’allure générale [10] et l’ordre de grandeur du maximum [12] avant toute hypothèse sur la loi de densité. Le problème peut être abordé en sens inverse : Une diffusion isotrope par des particules dont la densité est inversement proportionnelle à la distance héliocentrique devrait donner une luminance zodiacale [rapportée à Z(90°), prise pour unité] : Z(e) = 1/(1-cos E). Pour n = 0, on trouve Sur la figure 2, les courbes en trait plein donnent les différences des deux fonctions précédentes avec celle relative à n = 1. En traits interrompus, les différences entre les valeurs observées de Z1(E)/Z1(90°) et la fonction 1/(1-cos e. L’une des courbes se rapporte aux observations de Tenerife, l’autre à celles d’Haleakala, publiées par Weinberg [13] : ce sont les seules sources de données photopolarimétriques couvrant plus de la moitié de l’écliptique. Jusqu’à E = 120° environ, l’une et l’autre sont clairement en faveur d’une valeur de n égale ou peu supérieure à 1. Dans la région antisolaire, l’hypothèse de travail isotropique cesse d’être acceptable, et l’on
abordé en sens inverse : Une diffusion isotrope par des particules dont la densité est inversement proportionnelle à la distance héliocentrique devrait donner une luminance zodiacale [rapportée à Z(90°), prise pour unité] : Z(e) = 1/(1-cos E). Pour n = 0, on trouve Sur la figure 2, les courbes en trait plein donnent les différences des deux fonctions précédentes avec celle relative à n = 1. En traits interrompus, les différences entre les valeurs observées de Z1(E)/Z1(90°) et la fonction 1/(1-cos e. L’une des courbes se rapporte aux observations de Tenerife, l’autre à celles d’Haleakala, publiées par Weinberg [13] : ce sont les seules sources de données photopolarimétriques couvrant plus de la moitié de l’écliptique. Jusqu’à E = 120° environ, l’une et l’autre sont clairement en faveur d’une valeur de n égale ou peu supérieure à 1. Dans la région antisolaire, l’hypothèse de travail isotropique cesse d’être acceptable, et l’on retrouve un excès de diffusion vers l’arrière, nettement directif. S’il est dû à une seconde population de particules, la séparation photométrique de celle-ci et du nuage principal est alors possible. Fig.2 Les mesures hors-écliptique doivent permettre d’évaluer l’aplatissement du nuage zodiacal. L’ordre de grandeur de la luminance vers le pôle de l’écliptique (65 S10) que nous proposions dès 1965-1966 [14], [15], et qui passa à l’époque pour être sous-estimé d’un facteur 2, n’est actuellement plus douteux [16], [17], [18]. Prenons pour modèle de travail un nuage aux surfaces isodenses ellipsoïdales aplaties dans un rapport a/b = k; la luminance au pôle de l’écliptique exige un aplatissement k = 8, que confirment les autres directions de visée, notamment à 180°, à 170° qui est la zone la plus sombre du ciel interplanétaire [19]. Il en va de même de nos résultats polarimétriques : Des particules ayant les propriétés diffusantes suggérées plus haut, et formant un nuage caractérisé par n1 et k8 doivent donner dans le plan 8 = 0 les degrés de polarisation suivants : 0,19 pour p = 90°, 0,24 pour p = 70° (région du ciel la plus polarisée) et 0,12 pour p = 30°, ce qui reproduit assez
de l’écliptique (65 S10) que nous proposions dès 1965-1966 [14], [15], et qui passa à l’époque pour être sous-estimé d’un facteur 2, n’est actuellement plus douteux [16], [17], [18]. Prenons pour modèle de travail un nuage aux surfaces isodenses ellipsoïdales aplaties dans un rapport a/b = k; la luminance au pôle de l’écliptique exige un aplatissement k = 8, que confirment les autres directions de visée, notamment à 180°, à 170° qui est la zone la plus sombre du ciel interplanétaire [19]. Il en va de même de nos résultats polarimétriques : Des particules ayant les propriétés diffusantes suggérées plus haut, et formant un nuage caractérisé par n1 et k8 doivent donner dans le plan 8 = 0 les degrés de polarisation suivants : 0,19 pour p = 90°, 0,24 pour p = 70° (région du ciel la plus polarisée) et 0,12 pour p = 30°, ce qui reproduit assez remarquablement nos résultats d'observation. Séance du 28 janvier 1974. R. H. GIESE, Planet. Space Sci., 21, 1973, p. 513. H. A. ZOOK et R. K. SOBERMAN, Communication C 3.7 donnée au Congrès du COSPAR, Constance, mai 1973. M. S. HANNER et J. L. WEINBERG, Communication C 3.8 donnée au Congrès du COSPAR, Constance, mai 1973. N. B. DIVARI, Soviet Astron., 10, 1967, p. 1017. L. W. BANDERMANN, Ph. D. Dissertation, University of Maryland, 1968. G. A. GARY et P. D. CRAVEN, NASA Techn. Note D-7263, 1973, p. 129. N. S. KOVAR et R. P. KOVAR, Communication donnée au Congrès de l'American Astronomical Society. New York, 1969. J. M. GREENBERG, Space Research; 10, 1970, p. 225. R. H. GIESE, Space Research, 11, 1971, p. 255. R. DUMONT, Planet. Space Sci., 21, 1973, p. 2149. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Communication donnée à la XVe Assemblée générale de l'U. A. I., Commission n° 21, août 1973. R. DUMONT, Comptes rendus, 275, série B, 1972, p. 765. J. L. WEINBERG, Summary Report II on Zodiacal Light, University of Hawaii, HIG-67-13, 1967. R. DUMONT, Ann. Astrophys., 28, 1965, p. 265. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Ann. Astrophys., 29, 1966, p. 113. C. F. LILLIE,
du COSPAR, Constance, mai 1973. N. B. DIVARI, Soviet Astron., 10, 1967, p. 1017. L. W. BANDERMANN, Ph. D. Dissertation, University of Maryland, 1968. G. A. GARY et P. D. CRAVEN, NASA Techn. Note D-7263, 1973, p. 129. N. S. KOVAR et R. P. KOVAR, Communication donnée au Congrès de l'American Astronomical Society. New York, 1969. J. M. GREENBERG, Space Research; 10, 1970, p. 225. R. H. GIESE, Space Research, 11, 1971, p. 255. R. DUMONT, Planet. Space Sci., 21, 1973, p. 2149. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Communication donnée à la XVe Assemblée générale de l'U. A. I., Commission n° 21, août 1973. R. DUMONT, Comptes rendus, 275, série B, 1972, p. 765. J. L. WEINBERG, Summary Report II on Zodiacal Light, University of Hawaii, HIG-67-13, 1967. R. DUMONT, Ann. Astrophys., 28, 1965, p. 265. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Ann. Astrophys., 29, 1966, p. 113. C. F. LILLIE, Ph. D. Thesis, University of Wisconsin, 1968. J. G. SPARROW et E. P. NEY, Astrophys. J., 174, 1972, p. 705. A. C. LEVASSEUR et J. F. BLAMONT, Nature, 246, n° 5427, 1973, p. 26. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Astron. and Astrophys., 22, 1973, p. 321. Observatoire de Bordeaux, 33270 Floirac. PHYSIQUE DU GLOBE. Anomalies magnétiques crétacées dans le bassin des Mascareignes (Océan Indien). Note de M. Roland Schlich et Mme Catherine Fondeur, présentée par M. Émile Thellier. Des anomalies magnétiques linéaires correspondant à la période crétacée (63 à 30) ont été reconnues dans le bassin des Mascareignes. Le forage 239 du Glomar Challenger, situé au Sud et à proximité immédiate de l'anomalie 31, a confirmé l'interprétation structurale proposée et a permis de dater, à partir des données biostratigraphiques, la croûte océanique correspondante (Campanien supérieur). Les campagnes océanographiques du Galliéni (1967 à 1972) ont permis d'esquisser la structure des dorsales médio-océaniques de l'océan Indien austral et de dater par les anomalies magnétiques une partie importante des fonds océaniques des bassins de Crozet et de Madagascar (1), (2), (3). En 1972, le Glomar Challenger a effectué, dans le cadre du projet américain de forages profonds (D. S. D. P.), six campagnes
Floirac. PHYSIQUE DU GLOBE. Anomalies magnétiques crétacées dans le bassin des Mascareignes (Océan Indien). Note de M. Roland Schlich et Mme Catherine Fondeur, présentée par M. Émile Thellier. Des anomalies magnétiques linéaires correspondant à la période crétacée (63 à 30) ont été reconnues dans le bassin des Mascareignes. Le forage 239 du Glomar Challenger, situé au Sud et à proximité immédiate de l'anomalie 31, a confirmé l'interprétation structurale proposée et a permis de dater, à partir des données biostratigraphiques, la croûte océanique correspondante (Campanien supérieur). Les campagnes océanographiques du Galliéni (1967 à 1972) ont permis d'esquisser la structure des dorsales médio-océaniques de l'océan Indien austral et de dater par les anomalies magnétiques une partie importante des fonds océaniques des bassins de Crozet et de Madagascar (1), (2), (3). En 1972, le Glomar Challenger a effectué, dans le cadre du projet américain de forages profonds (D. S. D. P.), six campagnes dans l'océan Indien, dont l'une, le « leg 25 », comportait un forage (site 239) dans le bassin des Mascareignes où aucune linéation magnétique n'avait été observée jusqu'alors (4). Les campagnes récentes du Marion Dufresne (MD 1 et MD 2) ont permis de prolonger vers le Sud, dans les bassins de Crozet et de Madagascar, le schéma structural proposé et de reconnaître dans le bassin des Mascareignes les anomalies magnétiques crétacées 30 à 33 (5). L'objet de cette Note est d'expliciter la structure du bassin des Mascareignes, limité à l'Ouest par Madagascar, à l'Est par le plateau des Mascareignes, au Sud par une importante zone de fracture, la ride de Mahanoro, qui s'étend des îles Mascareignes vers l'extrémité méridionale de Madagascar, et de confronter cette interprétation avec les données biostratigraphiques du forage 239, situé par 21°17,7' S et 50°40,7' E. Les directions de fractures déjà reconnues dans les bassins de Crozet et de Madagascar (6) ont été précisées et une quinzaine de profils réalisés dans le bassin des Mascareignes, suivant une direction approximative NW-SE ou N-S, ont permis de localiser deux importantes zones de fractures (C et D), qui semblent constituer, vers le Sud-Ouest, la prolongation d'accidents tectoniques visibles sur
de Crozet et de Madagascar, le schéma structural proposé et de reconnaître dans le bassin des Mascareignes les anomalies magnétiques crétacées 30 à 33 (5). L'objet de cette Note est d'expliciter la structure du bassin des Mascareignes, limité à l'Ouest par Madagascar, à l'Est par le plateau des Mascareignes, au Sud par une importante zone de fracture, la ride de Mahanoro, qui s'étend des îles Mascareignes vers l'extrémité méridionale de Madagascar, et de confronter cette interprétation avec les données biostratigraphiques du forage 239, situé par 21°17,7' S et 50°40,7' E. Les directions de fractures déjà reconnues dans les bassins de Crozet et de Madagascar (6) ont été précisées et une quinzaine de profils réalisés dans le bassin des Mascareignes, suivant une direction approximative NW-SE ou N-S, ont permis de localiser deux importantes zones de fractures (C et D), qui semblent constituer, vers le Sud-Ouest, la prolongation d'accidents tectoniques visibles sur les cartes bathymétriques publiées par Fisher et coll. en 1967 et 1971 (1), (8). Dans la partie sud du bassin des Mascareignes, la direction de ces fractures est voisine de 50° E; plus au Nord, au nord-ouest des îles Mascareignes, elle est environ de 38° E (fig. 1). Les profils magnétiques NE-SW, effectués dans le bassin des Mascareignes au nord de la ride de Mahanoro, sont dans l'ensemble relativement courts, mais permettent cependant, par analogie avec des profils magnétiques réalisés dans les bassins de Crozet et de Madagascar, d'identifier avec certitude les anomalies crétacées 33 à 30 (fig. 1). La direction des linéations magnétiques pour les anomalies 32, 31 et 30, est donnée par les profils GA 6-2, GC 25-1, GC 25-2, MD 2-5, complétés par le profil NNE-SSW du Vema 18 (9). Des anomalies plus jeunes que l'anomalie 30 n'ont pas été identifiées dans le bassin des Mascareignes : le profil MD 2-5 est interrompu au niveau de l'anomalie 30, le profil MD 2-2, plus au Nord, est trop court pour permettre une identification sûre et les profils GC 25-2 et Vema 18 sont déjà trop près de la zone de fracture (D). La direction des linéations magnétiques est
magnétiques NE-SW, effectués dans le bassin des Mascareignes au nord de la ride de Mahanoro, sont dans l'ensemble relativement courts, mais permettent cependant, par analogie avec des profils magnétiques réalisés dans les bassins de Crozet et de Madagascar, d'identifier avec certitude les anomalies crétacées 33 à 30 (fig. 1). La direction des linéations magnétiques pour les anomalies 32, 31 et 30, est donnée par les profils GA 6-2, GC 25-1, GC 25-2, MD 2-5, complétés par le profil NNE-SSW du Vema 18 (9). Des anomalies plus jeunes que l'anomalie 30 n'ont pas été identifiées dans le bassin des Mascareignes : le profil MD 2-5 est interrompu au niveau de l'anomalie 30, le profil MD 2-2, plus au Nord, est trop court pour permettre une identification sûre et les profils GC 25-2 et Vema 18 sont déjà trop près de la zone de fracture (D). La direction des linéations magnétiques est de 138° E pour les anomalies 33 à 31, elle est voisine de 130° E pour l'anomalie 30. Ce changement de direction, observé également dans le bassin de Madagascar, correspond au changement d'orientation du système de fractures. Les profils magnétiques ont été projetés perpendiculairement à la direction des linéations magnétiques et comparés à des profils théoriques calculés suivant la méthode de Vine (10) en utilisant l'échelle chronologique des inversions du champ magnétique terrestre de Heirtzler et coll. (11), modifiée au-delà de l'anomalie 30 par McKenzie et Sclater (12). Les calculs ont été effectués en adoptant une « susceptibilité » de 0,015 C.G.S., une épaisseur des blocs de 0,4 km, soit pour les anomalies 33 à 31 une couche aimantée située entre 5,4 et 5,8 km de profondeur. L'accord entre anomalies calculées et anomalies observées (33 à 31) est excellent si l'on admet un taux (demi) d'expansion de 4,0 cm/an et si l'on suppose une dorsale orientée à 130° E et créée à 20° de latitude Sud (fig. 2). Au niveau de l'anomalie 31/30 (71 millions d'années), on observe un changement important du taux (demi) d'expansion, qui passe à 12,2 cm/an, ce résultat étant essentiellement établi à partir des profils réalisés
et comparés à des profils théoriques calculés suivant la méthode de Vine (10) en utilisant l'échelle chronologique des inversions du champ magnétique terrestre de Heirtzler et coll. (11), modifiée au-delà de l'anomalie 30 par McKenzie et Sclater (12). Les calculs ont été effectués en adoptant une « susceptibilité » de 0,015 C.G.S., une épaisseur des blocs de 0,4 km, soit pour les anomalies 33 à 31 une couche aimantée située entre 5,4 et 5,8 km de profondeur. L'accord entre anomalies calculées et anomalies observées (33 à 31) est excellent si l'on admet un taux (demi) d'expansion de 4,0 cm/an et si l'on suppose une dorsale orientée à 130° E et créée à 20° de latitude Sud (fig. 2). Au niveau de l'anomalie 31/30 (71 millions d'années), on observe un changement important du taux (demi) d'expansion, qui passe à 12,2 cm/an, ce résultat étant essentiellement établi à partir des profils réalisés dans le bassin de Madagascar. Le forage du site 239, effectué par 4 971 m d'eau, a pénétré une colonne sédimentaire de 320 m d'épaisseur, reposant sur un basalte tholéitique caractéristique des dorsales océaniques. Les sédiments carottés au contact du basalte ne présentent aucun signe d'altération, ni de cuisson, et ont été datés, par les nanofossiles et foraminifères, Campanien supérieur (13), soit 71 à 73 millions d'années (14). L'interprétation des anomalies magnétiques, observées au voisinage de ce site, montre que ce dernier est situé au sud et à proximité immédiate de l'anomalie 31, établissant ainsi pour la croûte océanique correspondante un âge de 72 millions d'années (11). La concordance de cet âge « magnétique » avec l'âge biostratigraphique est remarquablement bonne. Un rajeunissement d'environ 7 millions d'années a été suggéré [(6), (15)] pour les anomalies magnétiques paléocènes de l'échelle de Heirtzler (11). Les résultats donnés ci-dessus montrent par contre que cette échelle demeure valable pour le Crétacé supérieur. Séance du 28 janvier 1974. (1) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, Comptes rendus, 272, série B, 1971, p. 773. (2) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, Comptes rendus, 272, série D, 1971, p. 700. (3) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, XVe Assemblée générale
ont été datés, par les nanofossiles et foraminifères, Campanien supérieur (13), soit 71 à 73 millions d'années (14). L'interprétation des anomalies magnétiques, observées au voisinage de ce site, montre que ce dernier est situé au sud et à proximité immédiate de l'anomalie 31, établissant ainsi pour la croûte océanique correspondante un âge de 72 millions d'années (11). La concordance de cet âge « magnétique » avec l'âge biostratigraphique est remarquablement bonne. Un rajeunissement d'environ 7 millions d'années a été suggéré [(6), (15)] pour les anomalies magnétiques paléocènes de l'échelle de Heirtzler (11). Les résultats donnés ci-dessus montrent par contre que cette échelle demeure valable pour le Crétacé supérieur. Séance du 28 janvier 1974. (1) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, Comptes rendus, 272, série B, 1971, p. 773. (2) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, Comptes rendus, 272, série D, 1971, p. 700. (3) R. SCHLICH et PH. PATRIAT, XVe Assemblée générale de l'UGGI, Moscou, 1971. (4) Scientific Staff, Leg 25, Geotimes, 17, n° 11, 1972, p. 2124. (5) R. SCHUCH, Initial Report of the Deep Sea Drilling Project, 25, chap. 30 (sous presse). (6) R. SCHLICH, La Recherche, n° 40, 1973, p. 1100. (7) R. L. FISHER, G. L. JOHNSON et B. C. HEEZEN, Geol. Soc. Amer. Bull., 78, 1967, p. 1247. (8) R. L. FISHER, J. G. SCLATER et D. P. Mc KENZIE, Geol. Soc. Amer. Bull., 82, 1971, p. 553. (9) J. G. SCLATER, V. RITTER, W. HILTON, L. MEINKE et R. L. FISHER, Scripps Inst. Oceanogr., Special Report n° 71-77, 1971. (10) F. J. VINE, Science, 154, 1966, p. 1405. (11) J. R. HEIRTZLER, G. O. DICKSON, E. M. HERRON, W. C. PITMAN et X. LE PICHON, J. Geophys. Res., 73, 1968, p. 2119. (12) D. P. Mc KENZIE et J. G. SCLATER, Geophys. J. Roy. Astron. Soc. London, 25, 1971, p. 437. (13) Shipboard Scientific Party, Initial Report of the Deep Sea Drilling Project, 25, chap. 2 (sous presse). (14) R. CASEY, Quart. J. Geol. Soc. London, Suppl. 1, 1964, p. 193. (15) J. G. SCLATER, R. D. JARRARD et S. GARTNER, Initial Report of the Deep