Les variations d'aimantation des roches et le probleme des contraintes dans la croute terrestre

Physics of the Earth and Planetary Interiors, 24 (1981) 169—177 Elsevier Scientific Publishing Company, Amsterdam — Printed in The Netherlands

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LES VARIATIONS D’AIMANTATION DES ROCHES El LE PROBLEME DES CONTRAINTES DANS LA CROUTE TERRESTRE J.P. POZZI et J. ZLOTNICKI Laboratoire de Géomagnétism Interne, Institut de Physique du Globe, Université Paris VI, Place Jussieu, 75230 Paris Cedex 05 (France)

(Recu le 10

avril, 1980; accepté pour publication le S mai, 1980)

Variations in rock magnetization and the problem of stress in the Earth’s crust. An interpretation of the stress-induced variations of magnetization is given for a weak field using a stress-equivalent magnetic field as defmed by Brown. After a discussion ofthe hypothesis with respect to the stress intensity and the perturbations of the crystal, the experimental results obtained in a weak field are compared with the calculated curves. The agreement is good for stresses weaker than about 100 bar. The experimental results are next given for stronger stresses. The evolution of induced magnetization in a weak field is discussed for differential stresses up to 3 kbar and a confining pressure of 500 bar; it can be concluded that the stress sensitivity of magnetization increases with depth under weak differential stress and that the induced magnetization is almost constant during creep.

Pozzi, J.P. et Zlotnicki, .1., 1981. Les variations d’ai.mantation des roches et le problème des contraintes dans la croOte terrestre. Phys. Earth Planet. Inter., 24: 169—177. On donne une interpretation des variations d’aimantation des roches sous contraintes en champ magnétique faible,en considérant un champ fictif equivalent a Ia contrainte de type Brown. Après avoir discuté la validité des hypotheses de calcul, en fonction surtout de l’intensité de la contrainte et des perturbations du cristal, on compare les variations d’aimantation calculées avec les résultats expériinentaux en champ faible; la concordance est bonne pour des contraintes inférieures a 100 bar environ. L’étude expérimentale est alors poursuivie pour des contraintes plus fortes en considérant l’aimantation induite; les variations d’ainiantation sont données pour des contraintes différentielles de 3 kbar sous pression de confinement de 500 bar, montrant, d’une part l’augmentation du coefficient de variation d’aimantation axiale avec la profondeur sous contrainte différentielle faible, d’autre part Ia stabiité de l’aimantation induite pendant un fluage important de la roche.

I. Introduction Le piézomagnétisme, ou changement de l’aimantation avec la contrainte, est, a l’échelle du grain, le phénomène inverse de Ia magnétostriction: on a~ tenté d’utiiser les changements de l’aimantation des roches sous l’effet des contraintes pour prévoir les séismes et les eruptions volcaniques. Plusieurs expériences ont été concluantes. Les progrès que ces travaux ont entrainés dans la mise en evidence de variations

anormales du champ magnétique terrestre permettent d’envisager Ia question plus générale des contraintes dans Ia croUte terrestre, en particulier de celles qui accompagnent les mouvements de failles. On aboutit cependant apparemment a un paradoxe: les expériences de fracturation dans les mines semblent indiquer que des contraintes de 1 a 2 kbar accompagnent les mouvements des failles vers 8—10 km de profondeur. Au contraire, l’absence de flux de chaleur anormal et les calculs de chute de contraintes lors des séismes im-

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posent en général une limite supérieure de !‘ordre de 100 bar. Les calculs de modèles fournissent des valeurs trés différentes selon les paramètres rhéologiques employés. Les ruptures par morcellement et les transformations minéralogiques peuvent certes modifier l’estimation du niveau de contrainte sur les failles actives mais ne sont pas suffisantes pour expliquer ce paradoxe. On pourrait attendre du piézomagnétisme une estimation indépendante du taux de contrainte. Ma!heuresement cette inversion des données est limitée pour trois raisons principales: la mise en evidence

domaine de Rayleigh. On sait que ce domaine correspond a celui øü le champ applique et l’aimantation restent petits respectivement devant le champ coercitif et l’aimantation a saturation. Les variations d’aimantation ne se font alors que par les déplacements réversibles et irréversibles des parois; en dehors des parois, l’aimantation spontanée J~ne s’écarte pas sensiblement des directions de facile aimantation du cristal. L’application d’une contrainte dans le domaine élastique, parallè!ement a une direction OP, fait apparaltre une densitd d’énergie libre supplémen(øü X taire 1.5 X1~Psin2 ~,Li 1~est le coefficient de

de faibles variations anormales du champ magnétique terrestre est très delicate; la connaissance géologique de la position et de la nature des roches contraintes est souvent très imparfaite; et les lois de variation de l’aimantation de ces roches avec la contrainte sont encore ma! connues. Nous tenterons dans ce travail d’aborder ce troisième point et d’en tirer quelques consequences pour les calculs de modèles. Nous nous sommes limités a l’étude de roches dont les minéraux magnétiques sont des titanomagnétites réparties en grains pour la plupart polydomaines; c’est le cas courant des laves des edifices volcaniques aériens ainsi que de beaucoup de roches intrusives de profondeur. L’étude des propriétés piézomagnétiques d’autres minéraux ou de grains plus fins monodomaines ou pseudomonodomaines ne manque certes pas d’intérét mais les applications correspondantes a l’étude paléomagnétique des roches sédimentaires ou de la croflte océanique sont bien distinctes de celles qui nous préoccupent ici. Les propriétés piézomagnétiques de l’hématite (Pozzi, 1972, 1973) montrent par aileurs que les variations piézomagnétiques au sein des couvertures sédimentaires qui recouvrent éventuellement les zones faillées profondes, sont faib!es.

magnétostriction a saturation dans une direction de facile aimantation et i,L’ l’angle de J~avec la contrainte P). Cette densité d’énergie est la méme pour deux domaines que sépare une paroi a 180°.Considérons, au contraire, une paroi séparant deux domaines oü les aimantations spontanées sont J~et J2, de méme module Jet telles que (J1, J2) = ~ (Fig. 1). Cette paroi est définie par son vecteur polarisation OM = J2 selon lequel les déplacements de la paroi engendrent les variations d’aimantation. L’application d’une contrainte d’intensité P selon une direction OP engendre une variation de densité —

p

ja~

/

/ /

/

La notion de champ magnétique equivalent a une contrainte uniaxiale a été introduite, semble-t-il, par Brown (1949) pour interpreter les effets magnétiques des contraintes élastiques sur des aciers dans le

/

/ /

/

5

/

2. Variations d’aimantation sous contrainte uniaxiale clans le domaine de Rayleigh 2.1. Champ magnétique equivalent a Ia contrainte

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~y

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/

\

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/ /~7

\\

-.J2 Fig. 1. Calcul de l’effet d’une pression d’intensité P dirigée selon OP sur une paroi séparant deux domaines J1, J2.

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d’énergie magnétoélastique ~

=

1.5 X1~1P sin 2a

cos w (Jsin ~ [oü a = (OP, OM) et w est l’angle des plans 1, J2) et (OM, OP)]. Un déplacement virtue! dx de la paroi fait varier l’énergie libre du système de 1 .5X1 ii sin 2a cos w sin ~ dx comme le ferait un champ magnétique fictif dont la composante efficace selon le vecteur polarisation OM s’exprime par r’ = (3X1 11P12J) sin 2a COS ~ cos(ö/2)oup = 0.5 Wsin 2a cos w. W= (3X111P1J), cos(~/2)ne depend que du mineral et de la nature de la paroi. Les parois de méme nature, done de méme angle sont soumises a des champs equivalents p d’intensités comprises entre 0 et W/2, dirigés suivant OM ou en sens inverse selon le signe de sin 2 a cos 0) qui depend des orientations de J1 et J2 par rapport a OP. Dans le cas de la magnétite nous ne distinguons pas le cas des parois a 71°de celui des parois a iio°, en les rassemblant sous l’appellation de parois a 90°. Le champ sera calculé alors avec W = 3X111 P/f 21~~2 pour X111 = 80 X 106 et J = 4 X iO~A m’. Considérons un crista! de magnétite comportant un grand nombre de domaines doués des propriétés suivantes: les vecteurs OM ont une repartition isotrope; la surface des parois ne depend pas de l’état magnétique; et les variations d’aimantation se font exciusivement par déplacement de parois laissant inchangees les directions des vecteurs polarisation. Le sens du champ magnétique fictif equivalent depend de l’orientation de la paroi et de celles de J1 et J2 par rapport a la direction de la contrainte, si bien que les parois se répartissent, pour une direction d’application de la contrainte, en trois catégoriesA, B et C. La catégorie A, insensible a l’application de la conest l’orientation composée despar paTois a 180°et destelle parois atrainte, 90°dont rapport a o~est que p = 0. La catégorie B est composée des parois pour lesquelles l’application de la contrainte équivaut a un champ fictif positif, la catégorie C enfin, de celles pour lesquelles l’application de P équivaut a un champ négatif. On suppose ensuite que les parois des catégoriesA, B et C obéissent aux mémes lois de Rayleigh, ce qui est certainement proche de la réalité. Si q, q’, (1 q q’) sont les proportions relatives des surfaces des parois des categories B, C et A, l’aimantation globale a pour expression J (1 q q1) JA + qJB + q’JC oü JA et JC obéissent aux mémes lois de Rayleigh. J = ah + bh2 pour la premiere aimantation a partir de l’état initial obtenu aprés désaiman~,

—

—

—

—

tation par champs alternatifs et i~J a(h hm) 2 pour la décroissance d’aimantation (1/2)b (h hm) lors de la décroissance du champ a partir du champ maximal hm(hm
—

—

2.2. Processus d’application de la contrainte et du champ Nous présentons la succession des operations d’application et éventuellement de suppression du champ magnétique et de la contrainte par une suite de lettres H et P. La premiere apparition d’une lettre indique l’application de la variable considérée, la seconde sa suppression. Les différents processus au cours desquels l’application et éventuellement la suppression de la contrainte et du champ n’ont lieu qu’une fois sont au nombre de 18. Quelques uns d’entre eux seulement ont un intérét en géophysique.

2.3. Variations élémentaires d ‘aimantation Les variations élémentaires d’aimantation dues aux trois types de parois Se calculent par les lois de Rayleigh en considérant le champ h et le champ p appliqués dansl’ordre convenable;p peut étre de méme sens que h, nu! ou de sens contraire (h est le champ efficace, c’est-a-dire la projection de H selon le vecteur polarisation OM). A titre d’exemple, l’aimantation HP a pour expression: 2+2qbph+ 1/2qbp2 sip<2h JHPah+bh JHP ah + bh2 + 4qbph 2qbh2 sip> 2h —

On voit apparaitre un champ fictifcritique Pc, fonction simple du champ appliqué h; pour le processus HP,PC = 2h. Lorsque l’effet des champs reels et fictifs est determine sur chaque type de paroi pour un processus donné, l’aimantation globale est obtenue en effectuant la somme des projections des effets élémentaires scion une direction choisie (par exemple la direction de P ou deli), pour toutes les parois réparties au hasard. Dans le cas général le calcul devient pénible pour les processus qui mettent en jeu plus de deux operations

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d’application ou de suppression de P et de H. Nous nous bomerons ici au cas d’une pression uniaxiale et d’un champ parallèle. Dans ce cas le calcul des variations g!oba!es d’aimantation ne présente pas de difficu!tés, et l’on utilise pour ce!a le modéle d’hystérésis du a Née! (Brugel, 1964). 2.4. Discussion 2.4.1. Limite de validité vers les fortes pressions Nous avons suppose que, dans son ensemble, l’aimantation obeit aux lois de Rayleigh. Cette hypothese implique donc que la somme du champ appliqué et du champ fictif equivalent p ne dépasse pas une intensité limite egale àHJ4. Dans ces conditions H + W/2 = Hc/4 donne un ordre de grandeur de !a pression limite. Si H reste de l’ordre du champ magnetique terrestre, la pression limite s’exprime par = JHc 21~’2/6X 1 ii soit, avec Hc = 5mT, une pression limite de !‘ordre de 60 bar au de!à de laquelle il ne faut pas s’attendre a ce que les ca!culs soient compatibles avec l’expérience. Pour des contraintes de plus en plus importantes, il est sür que certaines hypotheses du modèle ne sont plus vérifiées. Les energies d’anisotropie magnetoélastique et magnetocristalline devenant comparables, !es directions des aimantations spontanées ne restent plus constantes et les dép!acements de parois ne sont plus les seules causes de variation d’aimantation. Par ailleurs, il est vraisemb!able qu’on ne doit plus considérer que les surfaces des parois sont indépendantes de l’état magnétique; nous reviendrons sur cette question. 2.4.2. Le problème des perturbations Nous avons considéré !es variations d’aimantation dans un grain de grande taille, de structure magnétique formée d’un grand nombre de domaines peu perturbés puisque !‘on a suppose négligeables implicitement !es effets des champs démagnétisants. Or !a division en grains constitue une perturbation forte, le coefficient du champ démagnétisant de grains isolés les uns des autres ayant, en moyenne, !a valeur de 3iT/4. De plus les domaines a !‘intérieur d’un méme grain sont couples les uns aux autres et !es interactions magnétostatiques qui s’exercent entre les differentes regions de !‘échantfflon se traduisent par des champs magnétiques de couplage. D’une façon plus

générale on se pose la question de savoir, en revenant aux déplacements de parois, si les champs fictifs p de Brown sont suffisants pour rendre compte de l’action des contraintes élastiques. Pour une paroi donnee, l’intensité de p ne résulte que de considérations sur l’énergie interne de domaines adjacents et l’on n’a en aucune facon tenu compte des obstacles qui s’opposent aux mouvements de la paroi. Ces obstacles sont a l’origine de !‘hystéresis et du champ coercitif et II faut s’attendre a ce qu’une’contrainte en modifie la repartition et change la forme de la fonction caractéristique de Née! qui représente l’énergie d’une paroi en fonction de son déplacement (Née!, 1942). Le calcu! n’est possible que dans le cas de barrières bien défmies, telles que des dislocations. Dans le cas généra!, il semble bien prérérable d’envisager un effet global en éva!uant les changements apportés au champ coercitif. Les contraintes internes irrégulièrement réparties en direction et en intensité ainsi que les inclusions non magnétiques sont a la base de l’interprétation du champ coercitif par Née! (1946). Dans le cas d’une substance oü domine !‘effet des contraintes intemes u~,affectant une portion du volume u et représentant une densité d’énergie de deformation é!astique C = 1.5 X5u~(X~est le coefficient de magnétostriction isotrope: il serait possible de prendre dans notre cas un coefficient de magnetostriction moyen X5 = (2/5)X100 + (3/5)X1 i ~),l’expression du champ 2I coercitif est/2(Née!, 1946) 4 vC 386 + log~—~--) 7r,P\ 1/2 Hc = j~ ~y~l. iT oU K est le coefficient d’anisotropie magnétocristalline. Dans le cas d’inc!usions non magnétiques affectant une portion v de la substance, l’expression du champ coercitif devient H = ~[0.386 + log(~~\ C ~j ~ \ K / Revenons au problème qui nous intéresse. Appliquer une contrainte F, homogène cette fois, revient a changer K en K + (3/2) X 5P. I! en résulte un variation relative du champ coercitif de !‘ordre de —3X5P/2K si !es contraintes internes irrégulierement réparties sont a l’origine du champ coercitif de la substance et de l’ordre de 3X5P/2K dans le cas oü !es inclusions non magnétiques en sont responsables. La variation relative de champ coercitif est liée au

173

champ equivalent p par

rj~

1/2/v

.1 LY / — I-”~ ri ‘-‘-~‘cI’~’c

/ ~

TABLEAU I Les aimantations élémentaires

soit approximativement

J/qb

p ~ Pc

Pc

P ~ Pc

dH~”O.2p

JHP-JH JHPP—JH JPH — JH JHPPH — JHH JPHPH — JHH

2hp+p2/2 2p2 hp + p2/2 hp + p2/2

2h h/2 2h h

4hp—2h2 2hp — h2/2 3hp — 2/ia 2hp — h2/2

JHPHP — JHH JHPH — JHH

p2/2 hp + p2/2

h h

hp 2hp

Lorsque la pression limite ~L, proche de 60 bar, est appliquée la variation de champ coercitif dH~est de l’ordre de 0.25 mT. L’effet de la contrainte sur le champ coercitif (H~= 5 mT) semble donc petit devant l’action directe sur !es parois du champ équivalent p dont la valeur maximale est, pour la pression ~L, proche de 1.2 mT. On peut finalement espérer que dans les grains de titanomagnétite d’assez grande dimension contenus dans des roches refroidies lentement en profondeur et peu perturbés, la théorie ne faisant appel qu’a l’action des champs fictifs, constitue une bonne approximation dans les champs et les pressions de faible intensité.

3. Comparaison avec l’expérience 3.1. Mesures en contraintes faibles Les aimantations élémentaires sont données dans le Tableau I pour les processus les plus intéressants. Les aimantations sont divisées par le facteur constant qb, et les aimantations normalesJH = a/i + bh2 ou JHH = (1/2) bh2 sont soustraites selon que l’aimantation est mesuree sous le champ H ou après sa suppression. Si le champ appliqué est de l’ordre de grandeur du champ terrestre, p devient supérieur a Pc des les faibles contraintes; pour la magnétite en effet le champ fictif p = 3X 312J est proche de 0.21 X 111P/2 10~T bar~. Ces expression apellent un certain nombre de commentaires; ceux qui suivent permettent de verifier expérimentalement la validité des hypotheses. Un certam nombre de processus, a priori différents, produisent des variations égales d’aimantation. C’est en particulier le cas de J HP = J HPP et de J PHPH = J HPH. Les termes en ph des variations d’aimantation dues aux processus HP et PH sont entre eux dans le rapport 2. Les experiences ont été faites sur un basalte recent de l’Etna en champ •assez faible pour que JHH soit négligeable devant !es autres aimantations. Les

— —

h2/2 h2/2

courbes sont ca!culées avec qb = 3.4 X 10_2 T1 (Fig. 2). Les égalités des aimantations JHP et JHPP ainsi que le JPHPH et JHPH sont trés bien vérifiées par l’expérience jusqu’a des contraintes de 100 bar. Le rapport entre les termes en ph produits par les processus HP et PH n’est proche de 2, conformément au calcul, que pour les pressions inférieures a 50 bar environ; pour les pressions supérieures le rapport augmente assez rapidement. On peut défmir trois types d’aimantations piézorémanentes obtenues par les processusHPPH, PHPHet HPHP. Seul le processus HPPH est proche de ce qui se produit dans la nature, lorsqu’une roche est enfouie par sedimentation et subsidence puis degagée par l’érosion ou prelevée par forage. Cependant, en champ faible, lorsque JHH et très petit, on a les relations JHPPH = JPHPH + JHPHP et JHPPH = 3/2 JPHPH. Les figures 3a et b montrent les valeurs expérimentales comparées aux courbes calculées. La somme JPHPH + JHPHP est comparée a JHPPH. La loi d’addivité est fort bien vérifiée. Ii est très surprenant de remarquer que cette Ioi est encore valable pour des pressions d’intensités telles que les hypotheses de depart ne sont assurément plus justifiées. De plus cette loi est assez générale et s’étend, par exemple, au piézomagnétisme de l’hématite et d’une grande variété de roches. Les effets magnétiques des contraintes faibles semblent donc s’interpréter de façon satisfaisante au moyen des champs fictifs equivalents de Brown et du modéle d’hystérésis dans l’espace de Née!. Le seul paramètre mis en jeu est !a proportion relative q des parois du type C par rapport a Ia surface totale des parois. Les lois énoncées sont des lois limites vraies

174 50

~

xJHP • J.HPP o J.PH

50.

‘

-

x JHPH • J.PHPH

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i~o’ .~

0.0/

P(bar)

P (bar)

Fig. 2. Comparaison des aimantations, mesurées par divers processus d’application de P et de H, avec les courbes calculées.

seulement pour les contraintes et les champs petits. Ces lois de variations calculées après avoir fixé q Ct les coefficients de Rayleigh représentent de facon approchée les changements d’aimantation dans la partie tout a fait superficielle de la croflte terrestre.

On peut done pour le calcul de modè!es utiiser !es coefficients déterminés a condition de calculer les variations de l’aimantation dans le repère des contraintes principales et de supposer que l’on peut superposer les trois états uniaxiaux. Lorsque la proI

I

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I

00

I

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°JHPPH

•

JHPPH

I

JPHPH JHPPH

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JHPPH JPHPH

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I

I

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300

420

540

660

P(bar)

Fig. 3. (a) Comparaison des trois types d’aimantations piézorémanentes avec les courbes calculées, en contrainte faible. Verification de la loi d’addivité JHPPH = JPHPH +J HPHP. (b) Verification expérimentale de la loi d’additivité en contrainte forte (inférieure

a 600 bar).

175

fondeur croIt, on doit faire intervenir une pression de confinement qui !ui est proportionnelle et c’est alors en fonction de la contrainte différentielle qu’il faut determiner les variations d’aimantations. Ma!heureusement, les phénoménes se compliquent et aucune des hypotheses de depart n’est plus vérifiée: les mouvements des parois seuls ne suffisent plus a expliquer !es changements d’aimantations; les directions d’aimantation ne restent plus immuables et s’ecartent notablement des directions de facile aimantation lorsque l’anisotropie magnétoélastique devient notable. Enfin l’on doit admettre des redistributions successives de domaines sous l’effet de couplages intemes. Il semble nécessaire a ce moment d’envisager !e problème sous un autre angle et de prendre en considération cette fois l’effet de perturbations telles que les défauts cristallins, leurs mouvements sous contrainte et leurs couplages avec !es parois. A notre connaissance il n’existe pas de théorie satisfaisante du piézomagnétisme sous contraintes élevées et a plus forte raison au voisinage de la rupture. 3.2. Mesures en contraintes fortes Plusieurs etudes expérimentales ont été pub!iées récemment sur l’effet de fortes contraintes différentielles sur l’aimantation rémanente des roches (Revol et a!., 1977;Henyey et al., 1977;Martin et a!., 1978). Il nous a alors semblé important d’étudier, dans les mémes conditions, les changements d’aimantations induites en champ faible. Nous avons construit pour cela une enceinte amagnétique en bronze au beryllium capable de supporter une pression interne de 1.5 kbar (Zlotnicki, 1979). L’echantilon cylindrique confine latéralement sous une telle pression peut alors subir une pression axiale d’intensité maximale 6 kbar a l’aide d’une presse amagnétique et d’un piston d’alumine frittée, pénétrant dans l’enceinte. L’évolution de l’aimantation peut étre suivie en fonction de la contrainte différentielle jusqu’à la rupture pour les pressions de confinement inférieures a 1 kbar; audelà, la pression axiale n’est plus suffisante pour rompre les roches massives. On peut suivre (Fig. 4), pour une andésite, les variations de l’aimantation induite para!lèlement a !a contrainte maximale en fonction de la contrai.nte différentielle et pour plusieurs valeurs de la pression de confinement. On distingue, pour chaque pression de

I3

12 II B

I

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a

Fig. 4. Variation de l’aimantation axiale, parallèlle la contrainte maximale en fonction de la contrainte différentielle. Les courbes 1, 2 et 3 correspondent des pressions de confinement de 0, 150 et 500 bar respectivement.

a

confinement, une courbe de premiere mise sous contrainte telle que OA, 0 représentant l’état initial øü la contrainte différentielle est nulle, a l’état final oü elle vautPA. Lorsque la contrainte diminue,l’aimantation décrit une courbe de ièculte!le que AB. Lors d’une nouvelle compression, l’aimantation décrit la courbe BA si PA est faible (de l’ordre de 150 bar); pour les plus fortes contraintes, la courbe de retour BA’ est située au-dessus de BA). Des cycles successifs de charge et de décharge a !a méme contrainte ~A font croItre les aimantations JHP~et JHPPn acquises après n cycles. Après un nombre de cycles assez faible, une vingtaine en généra!, l’aimantation décrit une courbe limite de façon pratiquement reversible. L’ensemb!e de ces phenomenes est décrit dans un article a paraitre (Zlotnicki et a!., 1980). C’est sur de telles courbes limites qu’il convient de determiner les coefficients de variation de l’aimantation avec la contrainte utiisée dans les calculs de modèles. Ce phenomene de reptation des cycles contrainte— aimantation, connu dans le cobalt (Nguyen Van Dang et Yamada, 1970) et dans l’acier (Brugel, 1964), est lie sans doute aux interactions entre domaines et aux réorganisations des structures magnétiques après

176 chaque cycle. II n’est pas impossible que la comparaison des phénomènes de reptation des cycles de contraintes avec ceux de l’accomodation des cycles de champs étudiés par Née! permet de défmir une nouvelle notion de champ equivalent a une contrainte forte. Les courbes de variation d’aimantation, lors de la premiere mise sous contrainte, sont bien différentes selon la pression de confinement appliquée: sous contrainte uniaxiale, l’aimantation commence par croltre jusqu’a une contrainte différentielle de 500 bar (Fig. 4) environ puis décrolt. Losqu’une pression de confinement de 150 ou 500 bar est app!iquée, l’aimantation diminue depuis le debut de la compression. Pour les fortes pressions différentielles PA, les pentes des courbes de premiere decompression telles que AB, qui ne sont pas trés différentes des pentes obtenues aprés reptation, ne varient pas de façon trés marquee avec la pression de confinement; en particulier les courbes de recul qui correspondent (Fig. 4) aux pressions différentielles maximales sont presque parallèles entre elles. Dans le cas de faibles contraintes differentielles, inférieures a ioo bar, il n’en est plus de tout de méme: les pentes de courbes de recu! AB dependent fortement de la pression de confinement. Le coefficient de variation de l’aimantation avec la contrainte I

défini par Q1 =(1/Jo)~&Jo/i~P, augmente rapidement avec Ia pression de confmement, done avec la profondeur, au moms jusqu’à 2 km (Fig. 5). La courbe passe par l’origine vérifiant qu’en pression uniaxiale faible JHP = JHPP. Les mesures sont poursuivies actuellement pour des pressions correspondant a de plus grandes profondeurs, jusqu’à 6 km environ. En résumé, pour ce type d’andésite, les coefficients de variation d’aimantation avec la contrainte augmentent rapidement avec La profondeur !orsque la contrainte différentielle appliquée est faible (Fig. 5) mais restent constants pour les fortes contraintes différentielles. 3.3. Effets magnétiques lies a Ia dilatance Les variations d’aimantation induite liées a la dilatance méritent une étude particulière. Les résultats

C -

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20

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500~

Confinement (bor) Profondeur Ibm)

Fig. 5. Variation du coefficient de variation de l’aimantation axiale en contrainte différentielle inférieure 100 bar en fonction de la profondeur (jusqu’à 2 km)

a

P ( kilobar) Fig. 6. Variation relative de volume, de longueur et d’aimantation radiale d’un échantillon d’andésite lors d’un phéno-

méne de fluage avec dilatance. AB, durée 10 mm, mise sous contrainte; BC, durée 5 miii, palier contrainte constante; CD, durée 10 mm décharge.

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en sont donnés dans un article a paraitre (Zlotnicki et a!., 1980). On présente ici un exemple de variations de divers paramétres lors d’une compression sous plus forte contrainte. Pour une pression de confinement de 500 bar, on a suivi la variation relative de longueur, la variation relative de volume, enfin l’aimantation induite dans un champ de iO~T, perpendiculaire a la contrainte. L’état initial A (Fig. 6) est ce!ui d’une contrainte hydrostatique de 500 bar. Au debut de la compression, de !‘état A a B, la longueur de l’échantillon diminue ainsi que son volume par fermeture des fissures et des pores. En B, la contrainte différentielle est de 3 kbar et le volume commence a augmenter sous !‘effet de la dilatance, c’est-a-dire de l’ouverture de microfissures parallèlement ala contrainte maximale. On laisse alors fixe la contrainte axiale et la pression de confinement. On constate que la !ongueur de l’échantillon continue de diminuer (portions BC du cycle) tandis que le volume continue de croftre. L’aimantation induite qui a subi une augmentation de A a B ne vane pas de facon significative pendant la durée du palier de contrainte BC. Après le retour a l’état initial, une diminution de longueur AD subsiste ainsi qu’une augmentation de volume. L’aimantation induite perpendiculairement a la contrainte maximale vane done en fonction de cette contrainte et reste stable sous charge constante méme si la deformation est grande. 4. Conclusion Dans le domaine des contraintes uniaxiales faibles et des champs de faible intensité, !‘on dispose de données expérimentales variees et d’interprétations satisfaisantes. Au contraire, dans celui des contraintes uniaxiales fortes et des contraintes triaxiales, on ne dispose que de peu de donnees, dont l’interprétation n’existe pas encore a notre connaissance. Quelques résultats ont montré les changements d’aimantations rémanentes et induites avec la contrainte triaxiale; ii reste a !es étendre a des roches de natures variées et pour des pressions de confinement correspondant a des profondeurs plus importantes. D’autres etudes restent cependant entiérement a faire: en particulier,

les variations d’aimantation avec !a contrainte effective, quand la pression intersticielle varie sans que ni la pression axiale ni la pression de confmement ne change. On peut penser que bientôt les données expérimenta!es et les interpretations seront suffisantes pour que le piézomagnétisme permette de donner une estimation indépendante des variations de contraintes dans les parties les plus superficielles de la croUte terrestre.

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