Estudio paleomagnético de las peridotitas de Ronda

Universidad Complutense de Madrid
Facultad de Ciencias Físicas
Departamento de Física de la Tierra, Astronomía y
Astrofísica I
TRABAJO DE INVESTIGACIÓN:
Estudio paleomagnético de las
peridotitas de Ronda-Málaga
VÍCTOR VILLASANTE MARCOS
Directora: María Luísa Osete López
MAYO 2002
AGRADECIMIENTOS
Me gustaría expresar mis más sinceros agradecimientos a las siguientes personas
e instituciones, sin los cuales la realización de este trabajo de investigación me hubiese
resultado imposible:
A Marisa Osete, por su guía y enseñanzas científicas.
A Alicia Palencia, por sus enseñanzas prácticas. Si Marisa me enseñó el qué y el por
qué, Alicia me empezó a enseñar el cómo.
A Ángela Marcos, cuyas siempre acertadas correcciones lingüísticas han ayudado
(espero) a que este trabajo sea más legible.
Al Departamento de Geofísica y Meteorología de la Universidad Complutense de
Madrid, que me proporcionó el lugar y los medios para la realización de esta
investigación.
A mis mecenas, la Consejería de Educación de la Comunidad Autónoma de Madrid, es
decir, a todos los madrileños y madrileñas que pagan sus impuestos y sin saberlo me
proporcionan la beca de Incorporación de Técnicos a Equipos de Investigación de la que
disfruto. Sin ella no podría subsistir y trabajar en lo que me gusta a un tiempo. A
menudo me pregunto si ellos, de saber en lo que se emplea la parte de dinero de mi
beca, se mostrarían de acuerdo en seguir financiándome. Tengo la esperanza de que sí.
ÍNDICE
i
-
INTRODUCCIÓN .....................................................................................
-
1. INTRODUCCIÓN HISTÓRICA ......................................................... 1
1.1. Breve historia del Geomagnetismo............................................ 1
1.2. Breve historia del Paleomagnetismo.......................................... 8
Primeras observaciones
Inversiones del campo magnético terrestre
Variación secular
Deriva continental
-
2. MAGNETISMO DE ROCAS ...............................................................
2.1. El magnetismo en la materia .....................................................
2.1.1.- El diamagnetismo .....................................................
2.1.2.- El paramagnetismo ...................................................
A.- Ley de Curie y modelo de Langevin ......................
B.- Ley de Curie-Weiss y modelo de Weiss ................
2.1.3.- El ferromagnetismo ..................................................
A.- Ferromagnetismo sensu stricto ...............................
B.- Antiferromagnetismo ..............................................
C.- Ferrimagnetismo .....................................................
D.- Helimagnetismo ......................................................
2.1.4.- El ciclo de histéresis ..................................................
2.2. El magnetismo en las rocas naturales .......................................
2.2.1.- Minerales ferromagnéticos ........................................
A.- Óxidos de hierro-titanio ..........................................
B.- Oxi-hidróxidos de hierro ........................................
C.- Sulfuros de hierro ...................................................
D.- El sistema de las espinelas .....................................
2.2.2.- El comportamiento magnético de agregados
de partículas ferromagnéticas .......................................
A.- Energía de interacción con el campo externo .........
B.- Campo desimanador interno y anisotropía de
forma .......................................................................
C.- Anisotropía magnetocristalina ................................
D.- Histéresis en granos monodominio .........................
E.- Histéresis en granos multi y pseudomonodominio
F.- Relajación magnética ..............................................
G.- Superparamagnetismo .............................................
H.- Temperaturas de bloqueo ........................................
2.2.3.- Imanación remanente natural y mecanismos de
adquisición ....................................................................
A.- TRM: Imanación termorremanente ........................
B.- CRM: Imanación remanente química .....................
C.- DRM: Imanación remanente detrítica .....................
D.- IRM: Imanación remanente isoterma .....................
E.- VRM: Imanación remanente viscosa ......................
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-
3. MARCO GEOLÓGICO Y ANTECEDENTES .................................. 61
3.1. Las Cordilleras Béticas ........................................................... 61
3.2. Las peridotitas de Ronda-Málaga ........................................... 66
3.3. Estudios paleomagnéticos anteriores ...................................... 70
3.3.1.- Paleomagnetismo en las Cordilleras Béticas ............ 70
3.3.2.- Paleomagnetismo en las peridotitas de RondaMálaga y Beni Bousera .............................................. 72
-
4. AFLORAMIENTOS, MUESTREO Y METODOLOGÍA ................
4.1. Descripción de los afloramientos estudiados ..........................
4.2. Toma de muestras ...................................................................
4.3. Preparación de las muestras ....................................................
4.4. Experimentos realizados .........................................................
4.4.1.- Experimentos de mineralogía magnética ..................
A.- Susceptibilidad magnética .....................................
B.- Ciclos de histéresis .................................................
C.- Curvas de Curie ......................................................
D.- Adquisición de IRM ............................
E.- Desimanación térmica de la IRM ...........................
4.4.2.- Experimentos de análisis de la NRM .......................
A.- Medida de la NRM ...............................................
B.- Desimanación sistemática de la NRM ...................
4.5. Análisis y representación de los datos ......................................
4.5.1.- Ciclos de histéresis ...................................................
4.5.2.- Análisis de componentes principales ........................
4.5.3.- Estadística de Fisher y pruebas de estabilidad de las
componentes de la NRM ...........................................
A.- Distribución de Fisher ............................................
B.- Estimación de la dispersión y límite de confianza .
C.- Pruebas estadísticas de estabilidad .........................
4.5.4.- Diagramas de Zijderveld y proyecciones polares .....
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5. RESULTADOS DE LOS EXPERIMENTOS DE MINERALOGÍA
5.1.- Susceptibilidad magnética .......................................................
5.2.- Ciclos de histéresis ..................................................................
5.3.- Curvas de Curie .......................................................................
5.4.- Adquisición de IRM ................................................................
5.5.- Desimanación térmica de la IRM ............................................
5.6.- Conclusiones ............................................................................
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6. RESULTADOS DE LOS EXPERIMENTOS DE ANÁLISIS DE
LA NRM ..................................................................................................
6.1.- Medida de la NRM ..................................................................
6.2.- Desimanación sistemática de la NRM .....................................
6.2.1.- Sito CO1 ...................................................................
6.2.2.- Sitio OJ3 ...................................................................
6.2.3.- Sitio OJ4 ...................................................................
6.2.4.- Sitio OJ5 ...................................................................
6.2.5.- Sito OJ6 ....................................................................
6.2.6.- Sito OJ7 ....................................................................
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6.2.7.- Sitio PB9 ...................................................................
6.2.8.- Sito PB10 ..................................................................
6.2.9.- Sitio PB11 .................................................................
6.2.10.- Sitio PB12 ...............................................................
6.2.11.- Sitio PB13 ...............................................................
6.2.12.- Sitio PB14 ...............................................................
6.2.13.- Sitio PB15 ...............................................................
6.2.14.- Resumen de direcciones de la ChRM y medias
parciales ..................................................................
6.2.15.- Prueba del pliegue ..................................................
6.2.16.- Rotaciones de bloques ............................................
6.2.17.- Conclusiones ............................................................
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7. CONCLUSIONES .................................................................................. 147
-
APÉNDICE I: Unidades ............................................................................ 149
-
APÉNDICE II: Escala de tiempo geológico ............................................. 151
-
APÉNDICE III: Glosario de términos y conceptos geológicos .............. 153
-
APÉNDICE IV: Gráficas de los ciclos de histéresis
y curvas de imanación/desimanación .............................
159
-
APÉNDICE V: Gráficas de las curvas de Curie .....................................
169
-
APÉNDICE VI: Gráficas de adquisición de IRM ..................................
173
-
APÉNDICE VII: Gráficas de la desimanación térmica de la IRM ....... 177
-
APÉNDICE VIII: Proyecciones polares de la NRM ..............................
-
REFERENCIAS ......................................................................................... 185
-
BIBLIOGRAFÍA NO REFERENCIADA ...............................................
181
189
i
INTRODUCCIÓN
En la presente memoria se recogen los resultados de un trabajo de investigación paleomagnética
efectuado en los afloramientos peridotíticos de las Zonas Internas de las Cordilleras Béticas,
afloramientos conocidos en conjunto como peridotitas de Ronda-Málaga.
Este trabajo surgió como continuación natural del iniciado por Osete et al. (1999), con el objeto
de comprobar la existencia de rotaciones de bloques alrededor de ejes verticales en los macizos
peridotíticos, rotaciones que fueron detectadas por primera vez en estas unidades de las Béticas
Internas por Feinberg et al. (1996) y de nuevo por Osete et al. (1999).
Además de la comprobación, por parte de un segundo equipo independiente, de la existencia de
las rotaciones, el presente esfuerzo intenta una mejor caracterización de las mismas, así como
obtener respuestas a cuestiones acerca de la mineralogía magnética de las muestras, que influyen en
las conclusiones de Feinberg et al. (1996) en cuanto a la simultaneidad entre las rotaciones y el
enfriamiento postmetamórfico de las unidades consideradas, tras el pico de metamorfismo de hace
aproximadamente 20 millones de años.
Como se verá en su momento, las rotaciones dextrales alrededor de ejes verticales de los
macizos de Ronda y Ojén quedan confirmadas, con lo que la cantidad de información de que se
dispone acerca de los procesos de rotación que afectan tanto a las Béticas Externas como a las
Internas queda ampliada.
Así mismo, se ha obtenido información valiosa acerca de la mineralogía magnética de las
litologías estudiadas. Esta información nos conduce a conclusiones contrarias a las expresadas por
Feinberg et al. (1996) sobre la edad de las rotaciones. Se concluye aquí, a la vista de todos los
resultados, que las rotaciones no parecen haberse producido durante el enfriamiento de las unidades,
sino en algún momento o época posterior, comprendida entre el Mioceno inferior y el presente. Las
características que llevaron a esos autores a proponer su hipótesis son interpretadas aquí como
resultado de diferencias mineralógicas producidas por procesos de alteración por serpentinización
posteriores al metamorfismo de alta temperatura de principios del Mioceno.
La presente memoria se ha estructurado, tal y como refleja el índice, en siete partes, además de
ocho apéndices. En la primera parte se hace una breve introducción a la historia del Geomagnetismo
y del Paleomagnetismo. La segunda parte recoge los fundamentos teóricos del Paleomagnetismo en
general y de este trabajo en particular. En la tercera parte se introduce el marco geológico de este
estudio, con un apartado dedicado a las Cordilleras Béticas y al Arco de Gibraltar en general y otro
donde se tratan las peridotitas de Ronda-Málaga. También en esta tercera parte se incluye una
sección donde se exponen los antecedentes, en lo que a paleomagnetismo se refiere, del estudio que
nos ocupa.
La cuarta parte versa sobre los afloramientos estudiados y sobre la metodología empleada y la
forma de tratar y representar los datos. Se hace una descripción de los diferentes experimentos
realizados y, someramente, del instrumental empleado para ello.
Expuesto lo anterior, sigue la quinta parte, donde se recogen los resultados de todos los
experimentos realizados sobre la mineralogía magnética de las muestras. Al final de esta parte,
aparecen unas conclusiones parciales acerca de los resultados de esta batería de experimentos.
ii
En la sexta parte se recogen los resultados de los experimentos de análisis de la imanación
remanente natural (NRM) de las muestras: su comportamiento magnético, sus componentes y las
direcciones de la que hemos llamado ChRM (Characteristic remanent magnetisation, componente
característica). También se describen los resultados de la prueba del pliegue, el cálculo de las
rotaciones y unas conclusiones sobre este conjunto de experimentos.
La parte séptima son unas sucintas conclusiones generales donde, a la vista de los resultados, se
comparan con los de estudios anteriores y se discute la hipótesis de Feinberg et al. (1996) acerca de
la simultaneidad entre las rotaciones y el enfriamiento de las unidades.
Los ocho apéndices tienen funciones variadas. El primero es un breve apunte sobre las unidades
empleadas en la presente memoria. El segundo es una escala de tiempo geológico, útil para
consultar mientras se lee la parte dedicada a geología. El tercer apéndice es un pequeño glosario de
los términos geológicos más utilizados. Son, sobre todo, términos de mineralogía y petrología. Los
apéndices 4, 5, 6 y 7 son compendios de las gráficas con los resultados de los experimentos de
mineralogía. El apéndice 8 son las direcciones de la NRM de todas las muestras, separadas por
sitios. Se han colocado en un apéndice, fuera del texto general, por el gran volumen de datos que
constituyen y para no romper demasiado el curso de la memoria.
Por último, aparecen las referencias mencionadas en el texto, y también unas cuantas referencias
bibliográficas no citadas pero que se han utilizado con el objeto de clarificar conceptos e ideas.
Ambos tipos de referencias aparecen convenientemente diferenciados.
Como último comentario de esta introducción se dirá que, aunque quizá resulte extraña o
excesiva la inclusión de una sección dedicada a la historia general del Geomagnetismo y del
Paleomagnetismo, por parecer poco pertinente a lo que por otra parte es un estudio muy concreto, se
considera que el estudio de los antecedentes de cualquier materia es siempre enriquecedor.
Parafraseando a Goethe, quien no conoce tres mil años de su historia se queda solo y perdido en la
oscuridad.
1
1. INTRODUCCIÓN HISTÓRICA
1.1.- BREVE HISTORIA DEL GEOMAGNETISMO
Parece ser que las propiedades atractivas de la magnetita fueron conocidas ya por los griegos
y los chinos. Las observaciones más tempranas sobre las extrañas propiedades de los imanes se
atribuyen a Tales de Mileto en el siglo VI a.C., aunque según el relato de Plinio, la propia palabra
magnetismo procede del nombre de un pastor de la India, Magnes, que experimentó la atracción que
ejercía una roca imantada sobre la punta de hierro de su cayado y sobre partes metálicas de su
indumentaria. La literatura china entre los siglos III a.C. y VI d.C. abunda en referencias a las
propiedades de los imanes.
Existe en China una leyenda que habla de un emperador que usó un carro que apuntaba al
sur durante una batalla, en el año 2634 a.C. Dicho carro estaba construido de tal modo que el brazo
de un muñeco montado sobre él apuntaba siempre al Sur (Figura 1.1). Se dice que el carro se usó en
años sucesivos como un carro ceremonial durante las salidas del emperador fuera de palacio. Parece
probable que los misioneros cristianos que empezaron a visitar China en el siglo XVII imaginaran
que el carro de la leyenda operara como un imán, de modo que en Europa se recibió la noticia de
que un imán se había utilizado en China durante miles de años. Sin embargo, se considera mucho
más probable que un carro de esa naturaleza operara por medio de poleas y engranajes mecánicos.
El brazo del muñeco se situaría inicialmente en dirección sur y cuando el carro cambiara de
dirección un cierto ángulo, el brazo del muñeco rotaría el mismo ángulo en dirección contraria por
efecto del mecanismo.
Figura 1.1. Reproducción del carro del emperador, Museo de Historia
de Pekin. (Rikitake, Honkura, Solid Earth Geomagnetism, 1985)
Hay algunas referencias que sugieren que la primera versión de una brújula magnética,
consistente en una cuchara imantada que giraba sobre un plato muy pulido, fue construida por los
chinos en el siglo I a.C., o incluso en el II a.C. (Figura 1.2). No obstante, sí está firmemente
establecido que en el siglo XI d.C., Shen Kue (1030-1094) (Figura 1.3) describió perfectamente las
propiedades direccionales de agujas magnéticas, así como diversas variantes de brújulas construidas
con agujas suspendidas de finas cuerdas o situadas sobre pivotes. Shen Kue anotó así mismo que las
2
agujas magnéticas no apuntan exactamente hacia el Norte (o el Sur), aunque parece ser que la
existencia de la declinación magnética fue descubierta mucho antes, debiéndose las primeras
medidas de ella al astrónomo budista Yi Xing alrededor del año 720 d.C. Los textos chinos recogen
al menos nueve medidas de la declinación entre los años 720 y 1280 (Figura 1.4).
Figura 1.2. Reproducción de brújula china del
Siglo I a.C. (Merrill et al. The magnetic field of the
Earth, 1996)
Figura 1.3. Retrato de Shen Kue, Museo
de Historia de Pekin. (Rikitake, Honkura, Solid
Earth Geomagnetism, 1985)
Figura 1.4. Datos de
declinación recogidos en
los archivos chinos desde
el 720 d.C. hasta 1280 d.C.,
combinados con datos
históricos. (Jacobs et al.,
Geomagnetism, 1987)
La brújula llegó a Europa en el siglo XII d.C., siendo debida la primera referencia a
Alexander Neckham, un monje inglés de St. Albans. La forma en que este conocimiento llegó a
Europa es desconocida. Algunos suponen que fue transmitido por los marinos árabes, aunque
tampoco puede descartarse la vía terrestre, ya que las primeras referencias árabes a la brújula son
3
algo posteriores a las europeas y no se ha encontrado referencia significativa alguna en la India.
Esta transmisión de conocimiento no incluyó la existencia de la declinación magnética.
Durante los inicios del siglo XIII d.C., los filósofos europeos especulaban con la posibilidad
de que la aguja imantada fuera atraída por la Estrella Polar: de algún modo, esta estrella, la única
fija en el firmamento, imprimía su “virtud” sobre las piedras imán, que a su vez se la transmitían a
la aguja de la brújula al frotarse ésta contra aquellas para imantarla. En el mismo siglo se propuso la
idea de que en el Polo Norte terrestre existían grandes masas de piedras imantadas que eran
responsables del comportamiento direccional de las brújulas.
Esta universalidad de la direccionalidad Norte-Sur de las brújulas fue cuestionada por vez
primera por el monje inglés Roger Bacon en 1266. Tres años más tarde, Petrus Peregrinus,
escribió su Epistola de Magnete. En ella cuestionaba la idea de las montañas polares notando que
en muchas partes del mundo existían depósitos de piedras imán, de modo que no veía por qué
debían tener preponderancia los depósitos polares. Aparte de este pequeño argumento, en su
Epistola se recogen los resultados de una serie de experimentos hechos con imanes esféricos.
Definió por primera vez el concepto de polaridad, describió los meridianos magnéticos, mostró
numerosas maneras de determinar las posiciones de los polos magnéticos de una esfera, cada una de
las cuales demostraba una importante propiedad magnética. Descubrió la naturaleza dipolar de los
imanes, que la fuerza magnética es más intensa y vertical en los polos y fue el primero en proponer
la ley según la cual polos similares se repelen y polos opuestos se atraen. En la segunda parte de su
Epistola, Petrus Peregrinus describe dos tipos de brújula, una flotante y otra pivotante (Figura 5).
En definitiva, el tratado de Petrus Peregrinus tiene un enorme parecido con un artículo científico
actual: a partir de resultados experimentales, extrae conclusiones. La Epistola de Magnete es
considerada por algunos como el primer tratado científico.
Figura 1.5. Dos brújulas
descritas
por
Petrus
Peregrinus en su obra
Epistola de Magnete y su
reconstrucción por Bertelli
en 1868. En el primer caso
se trata de un imán oval
colocado en un cuenco que
flota sobre agua en una
vasija transparente más
grande. En el segundo caso
se trata de una aguja que
pivota sobre un punto de
apoyo. (Merrill et al., The
magnetic field of the Earth,
1996)
4
En cuanto a la declinación magnética, durante un tiempo se ha creído que fue Cristobal
Colón el primer europeo en descubrirla, durante su primer viaje a las Indias Occidentales en 1492.
No obstante, ahora sabemos que ya a mediados del siglo XV se conocía en Europa, aunque no se
midiese sistemáticamente, como atestiguan las brújulas solares construidas en Alemania:
consistentes en un pequeño dial solar montado cobre una brújula, tenían el gnomón desplazado
respecto al norte magnético, diferencia debida a la declinación.
Las primeras medidas aparte de las de Colón –que algunos consideran fruto de un error y no
de una auténtica medida de la declinación- fueron hechas por Georg Hartmann, vicario de
Nuremberg, durante una estancia en Roma en 1510. Él mismo descubrió la inclinación magnética
en 1544, como demuestra una carta suya de aquel año. Pero no publicó sus resultados, de modo que
tuvo que ser redescubierta por el hidrógrafo inglés Robert Norman en 1576, resultados que publicó
en forma de folleto en 1581.
Un poco antes, en 1546, el geógrafo y matemático Gerhard Mercator dedujo, a partir de
observaciones de la declinación magnética que el punto hacia el que las brújulas apuntan no podía
estar en los cielos, sino firmemente asentado en tierra, rechazando así las antiguas teorías acerca del
magnetismo como una “virtud” impresa en la materia por la Estrella Polar.
En el año 1600, William Gilbert, Presidente del Real Colegio de Médicos ingleses y
médico él mismo de la reina Isabel I, publicó un tratado llamado De Magnete. En él recogía los
resultados de sus muchos años de investigación experimental del fenómeno del magnetismo, así
como las conclusiones a que dichos resultados le condujeron. Insigne exponente del enfoque
iniciado por Petrus Peregrinus, Gilbert fue bastante más allá, principalmente por conocer el
fenómeno de la inclinación. Especialmente notables son sus experimentos con esferas magnetizadas
o terrellae (“pequeñas tierras”, literalmente) y sobre la variación de la inclinación de una aguja
imantada a medida que se la desplaza sobre la superficie de una de estas esferas (Figura 1.6). Estos
experimentos le llevaron a afirmar que “magnus magnes ipse est globus terrestris” (“la propia
Tierra es un gran imán”). Acabó así con las especulaciones sobre el magnetismo que ya el propio
Mercator había cuestionado. Los expertos coinciden en calificar el tratado de Gilbert, junto con el
de Petrus Peregrinus, como uno de los primeros textos científicos en el sentido moderno.
Figura 1.6. Ilustración de una de
las terellas de la obra de Gilbert,
donde se aprecia la variación de la
inclinación con la latitud, siendo
máxima en los polos y mínima en el
ecuador. (Merrill et al., The
magnetic field of the Earth, 1996)
5
El hecho de que la declinación magnética en un lugar cambia con el tiempo –variación
secular- fue descubierto por Edmund Gunter, profesor de Astronomía del Gresham College,
cuando comparó una medición hecha en 1580 por el marinero William Borough en Londres con
varias mediciones hechas por él en el mismo sitio en 1622. A pesar de apreciar el cambio, Gunter
no estaba seguro de si se debía a una auténtica variación o más bien a un error de medida por parte
de Borough. Pero la variación temporal de la declinación fue confirmada por Henry Gellibrand, el
sucesor de Gunter, en 1634.
Dada la evidente utilidad de la brújula en los viajes marítimos y debido al problema de la
determinación de la longitud (por la resolución del cual la Corona inglesa llegó a ofrecer un premio
de varios miles de libras), desde muy pronto se comenzó a medir la declinación magnética en
diferentes puntos del mundo. En efecto, se consideró que quizá un mapa de la declinación
magnética en los mares permitiría, simplemente con la medida de la latitud, la declinación y la
consulta de dicho mapa, determinar la longitud en un punto. Pionero en esto fue el marino
portugués Joao de Castro, comandante de una de las naves portuguesas que en 1538 navegaron a
las Indias Orientales. Con un instrumento que combinaba brújula magnética y solar, medía los
ángulos acimutales magnéticos del Sol para dos posiciones de éste con igual altura antes y después
del mediodía, obteniendo a partir de estos valores el valor de la declinación. Esto lo hizo en 43
puntos diferentes de la costa oriental de la India y del Mar Rojo entre los años 1538 y 1541.
Fue Edmund Halley el primero en dibujar una carta geomagnética de declinación en 1702
(Figura 1.7), a partir de los datos que él mismo obtuvo durante dos viajes que comandó entre los
años 1698 y 1700 en el norte y el sur del Océano Atlántico. También fue él quien propuso que la
variación secular consistía principalmente en un desplazamiento hacia el oeste de las características
magnéticas. En su intento de modelizar la variación secular fue precedido por Henry Bond en
1668, aunque el modelo de este último se demostró muy pronto insuficiente. La primera carta
global de inclinación magnética fue publicada por Johan Carl Wilcke en Estocolmo en 1768.
Figura 1.7. Carta geomagnética
de declinación para el Océano
Atlántico dibujada por Halley
según los datos obtenidos en las
dos expediciones a bordo del
Paramore.
(Jacobs
et
al.,
Geomagnetism, 1987)
6
En cuanto a las medidas de la intensidad del campo magnético, es evidente que exigen un
refinamiento algo mayor que la medida de los parámetros declinación e inclinación. Parece ser que
las primeras medidas de intensidad fueron hechas por Robert de Paul, caballero de Lamanon,
durante la expedición de La Pérouse, fatalmente perdida. La expedición D’Entrecasteaux, enviada
en busca de la anterior entre los años 1791 y 1794, permitió a De Rossel efectuar seis medidas de
intensidad magnética relativa basándose en el periodo de oscilación de una aguja magnética en
torno a su posición de equilibrio en un plano vertical conteniendo al meridiano magnético. Estas
medidas ponían de manifiesto que la intensidad magnética aumentaba con la latitud.
Estudios mucho más sistemáticos y amplios sobre la intensidad del campo magnético
terrestre fueron hechos por Alexander von Humboldt durante sus viajes a Sudamérica entre los
años 1798 y 1803. De hecho, los publicó antes que De Rossel. Más adelante Humboldt utilizó el
periodo de oscilación de una aguja en un plano horizontal para determinar los valores relativos de la
intensidad de la componente horizontal del campo magnético. Las primeras cartas isodinámicas de
la intensidad de la componente horizontal, H, y la intensidad total, F, fueron publicadas por
Christopher Hansteen, profesor de Matemáticas de la Universidad de Noruega, en 1825 y 1826.
Más adelante, en 1832, Carl Friedrich Gauss desarrolló un método para una medida
absoluta de la intensidad del campo geomagnético. Para ponerlo a punto contó con la ayuda de
Wilhelm Weber, profesor de Física en Göttingen. Fue el mismo Gauss el primero en desarrollar un
modelo matemático adecuado del campo geomagnético, recogido en su obra Allgemeine Theorie
des Erdmagnetismus de 1839. Su potentísimo método de análisis por armónicos esféricos le
permitió también separar el campo en dos partes, una principal cuyo origen está en el interior de la
Tierra y otra residual que tiene su origen fuera. Se avanzó así significativamente en el estudio del
origen del campo magnético. No obstante, no fue Gauss el primero en proponer un modelo
matemático del campo geomagnético. Le precedió Wright en 1610, cuya construcción para la
inclinación, dada por la expresión
I = 90º - λ + (45º - ½ θ + λ) θ / 90º
donde θ representa la latitud y
cos λ = sen θ /(2 + 2 sen θ)1/2
estaba construida para que tomara valor cero en el ecuador, valor 90º en el polo y un valor aceptable
para Londres. A pesar de cumplir estas propiedades, fallaba mucho en sitios alejados de Londres.
A partir de la segunda mitad del siglo XIX, se empezaron a construir observatorios
geomagnéticos en diversos puntos del planeta, con la intención de obtener el mayor número posible
de datos y con la mayor distribución geográfica posible (Figura 1.8). Esto, junto con el desarrollo
exponencial de nuevas técnicas de medida y de análisis de datos, y con el advenimiento de los
satélites artificiales, ha conducido a un incremento increíble de nuestro conocimiento del
comportamiento y distribución del campo magnético terrestre.
Figura 1.8. Datos sobre observatories geomagnéticos: A. Evolución del número de
observatorios; B. Observatorios en 1860 (2 en Londres); C. Observatorios en 1920;
D. Observatorios en 1975. (Jacobs et al., Geoamgnetism, 1987 )
7
8
1.2.- BREVE HISTORIA DEL PALEOMAGNETISMO
El paleomagnetismo como tal, a pesar de hundir sus raíces en investigaciones e ideas ya
centenarias, es una disciplina considerablemente moderna, que se ha desarrollado de modo
vertiginoso a partir de la segunda mitad del siglo XX. Su importancia en el campo de las Ciencias
de la Tierra ha sido y es fundamental, por constituir el principal instrumento que ha permitido
verificar la teoría de la deriva continental y su desarrollo en la tectónica de placas. Así mismo, ha
proporcionado una nueva forma de correlación de secciones geológicas, a través de la escala de
tiempos de polaridad del campo magnético terrestre; ha incorporado información muy valiosa
acerca de la variación del campo magnético terrestre, pasando de una escala de tiempo basada en
observaciones históricas directas a otra basada en el análisis de la imanación remanente impresa en
sedimentos, material volcánico o material manufacturado por el ser humano. En definitiva, gracias
al paleomagnetismo se ha obtenido una nueva fuente de información, cualitativa y cuantitativa,
acerca de los procesos que se desarrollan tanto en las partes más externas de la Tierra (tectónica),
como en sus partes más profundas (núcleo), que es donde reside el origen de la principal
componente del campo geomagnético. Veremos a continuación un breve resumen del desarrollo
histórico de esta disciplina.
Primeras observaciones
Durante el siglo XVIII ya se había observado, a partir de las desviaciones que
experimentaban las brújulas, que había algunas rocas que tenían una fuerte imanación remanente.
En 1797, Alexander von Humboldt conjeturó que dichos efectos podían deberse a la caída de
rayos. Las primeras observaciones de que la imanación de algunas rocas era paralela al campo
magnético terrestre se deben a Delesse en 1849 y a Melloni en 1853. Más adelante, en 1899,
Folgerhaiter estudió la imanación de ladrillos y cerámica y argumentó que si se conocía la
orientación en la que estos elementos habían estado cuando se les calentó, entonces la
magnetización que habrían adquirido durante su enfriamiento nos informaría de la dirección del
campo magnético en el que se encontraban inmersos en ese momento. Expuso así la idea básica de
lo que hoy llamamos Arqueomagnetismo.
Inversiones del campo magnético terrestre
En continuidad con la idea de Folgerhaiter, David y Brunhes, en 1904 y 1906
respectivamente, estudiaron materiales que habían sido calentados por coladas de lava, en vez de
por el ser humano. Su idea era comparar la imanación de los flujos de lava con la de la roca sobre la
que éstos se encontraban. En el curso de estas investigaciones descubrieron por primera vez rocas
cuya imanación tenía un sentido opuesto al del campo magnético terrestre actual. Basándose en el
hecho de que las rocas sobre las que había fluido la lava estaban también imanadas en sentido
inverso al del campo, apuntaron que ello indicaba que el propio campo magnético de la Tierra había
sufrido inversiones en el pasado.
Otra posibilidad sería que el material, por alguna característica de su comportamiento
magnético, fuese capaz de imanarse en dirección contraria al campo responsable de su imanación.
Hoy sabemos que esta posibilidad se da en algunos casos, en los que se dice que el material
experimenta una autoinversión. Pero para que se dé el fenómeno, la mineralogía magnética del
material ha de cumplir unos requisitos especiales que la hacen poco usual. En 1926, Mercanton
argumentó que si el propio campo magnético terrestre se había invertido en el pasado tendrían que
encontrarse rocas con imanaciones inversas en muchos puntos distintos del globo. Él mismo
9
comprobó a partir de muestras de muchos sitios dispersos que así era: algunas rocas presentaban
polaridades normales (coincidentes con la dirección actual del campo geomagnético) y otras
presentaban polaridades invertidas. Con estos descubrimientos se hacía más difícil creer que dichas
inversiones reflejasen solamente un comportamiento peculiar de las rocas en sí, y se apoyaba con
fuerza la hipótesis de la existencia de inversiones en el campo magnético terrestre.
En 1929, Matuyama encontró efectos similares en lavas de Japón y Manchuria cuyas
edades cubrían el espacio de aproximadamente los últimos dos millones de años. Observó además
que las rocas con polaridad inversa siempre eran más viejas que las que presentaban polaridad
normal, y sugirió por primera vez que podía existir una secuenciación temporal en las inversiones
del campo geomagnético que podía haber quedado reflejada en las rocas. Roche, entre los años
1951 y 1958, estudió esto en detalle en muestras del Macizo Central francés, estimando que la
última inversión del campo había tenido lugar hacia la mitad del Pleistoceno inferior. Estudios
similares fueron hechos por Hospers en 1953-1954, en secuencias de lavas volcánicas de Islandia, y
por Khramov en 1955-1958, en secuencias sedimentarias del oeste de Turkmenia. Parece ser que
fue Hospers el primero en proponer el uso de las inversiones del campo como una herramienta de
correlación estratigráfica. No obstante, fue Khramov el primero en desarrollar la primera aplicación,
sugiriendo además que la escala de polaridades paleomagnéticas podría constituir una escala de
tiempo geocronológica válida para todo el planeta. Estas ideas influyeron decisivamente en los
posteriores trabajos sobre la escala de polaridades efectuados por Cox, Doell y Dalrympe en los
Estados Unidos y por McDougall y Tarling en Australia, a principios de los años sesenta.
Actualmente disponemos de una escala de tiempos magnetoestratigráfica bastante detallada
para los últimos millones de años, y razonablemente precisa para los últimos 160 millones de años.
En honor de los pioneros de este campo, los dos periodos de polaridad más recientes, o
magnetozonas, llevan los nombres de Brunhes y Matuyama, y los dos anteriores son denominados
Gauss y Gilbert.
Variación secular
El primero en efectuar un estudio de variación secular a partir de las imanaciones
remanentes de las coladas volcánicas del Monte Etna fue Chevalier en 1925. Las técnicas
arqueomagnéticas, ya apuntadas por Folgerhaiter, fueron desarrolladas por Thellier en 1951-1952
en Francia y por Cook y Belshé en 1958 en Inglaterra.
Johnson y colaboradores estudiaron en 1948 la variación secular en tiempos recientes a
partir del estudio de sedimentos en los Estados Unidos, en concreto en sedimentos varvados de hace
10 000 años en Nueva Inglaterra. Algo similar, pero en arcillas varvadas en Suecia, hizo Griffiths
en 1953. A partir de ahí se iniciaron los estudios extensos de depósitos sedimentarios lacustres para
la obtención de datos de variación secular en tiempos prehistóricos (Mackereth, 1958 y Creer,
1972). Estudios sobre la variación de la intensidad del campo geomagnético fueron desarrollados
por Thellier a partir de 1937.
Deriva continental
En 1924, Wegener propuso su hipótesis de la deriva de los continentes, idea que fue muy
denostada en su tiempo aunque más adelante se demostró como extraordinariamente fructífera.
Inmediatamente, en 1926, Mercanton se dio cuenta de que el paleomagnetismo era una técnica
muy útil, dada la coincidencia aproximada actual entre los ejes de rotación de la Tierra y el del
dipolo geomagnético, para comprobar empíricamente las ideas de Wegener a través del examen de
10
la deriva de los polos paleomagnéticos (que sería un reflejo de la deriva de los continentes). Pero al
parecer el clima de la época y la mala reputación que rodeaba las ideas de Wegener impidieron que
se avanzase en esta línea hasta veinte años más tarde. Fue entonces cuando se desarrolló la base de
la aplicación del paleomagnetismo a estos problemas, tanto mediante la descripción por parte de
Graham en 1949 de las técnicas de campo necesarias, como la construcción de nuevos y más
sensibles magnetómetros, por ejemplo el de Blackett de 1952, los primeros trabajos de Blackett y
Runcorn en Inglaterra en los cincuenta, o el desarrollo por parte de Fisher en 1953 de un método
estadístico de análisis de direcciones proyectadas sobre una esfera.
En 1953 y 1954, Hospers utilizó todos estos métodos para demostrar que cuando se
promedian las direcciones del campo geomagnético sobre decenas de miles de años, éste coincide
muy aproximadamente con el de un dipolo geocéntrico alineado con el eje de rotación de la Tierra.
Esto le permitió calcular por primera vez las posiciones de los polos paleomagnéticos en diversas
épocas, con sus errores asociados. Runcorn, que en 1954 había esgrimido argumentos teóricos para
mostrar que la fuerza de Coriolis era la dominante en el movimiento convectivo del núcleo terrestre
y que esto daba origen a un campo geomagnético en promedio axial (aunque no totalmente dipolar),
examinó en 1959 las paleoinclinaciones terciarias y llegó a la conclusión de que no se ajustaban a
un campo axial, ya fuera dipolar, cuadrupolar u octupolar. Por tanto, concluyó, las direcciones
paleomagnéticas observadas no podían ser explicadas simplemente por el comportamiento variable
del campo magnético terrestre, sino que había que invocar a un movimiento relativo de los
continentes. La primera curva de deriva aparente de los polos paleomagnéticos fue construida por
Creer en 1954.
Durante la década de los años cincuenta se obtuvieron muchos datos de esta índole. Los
grupos de Blackett y Runcorn en Inglaterra encontraron divergencias de hasta 25º entre los
paleopolos para Norteamérica y Europa, sugiriendo que ambos continentes estuvieron en el pasado
mucho más próximos y que se había producido una deriva relativa entre ellos. Divergencias
mayores aún se observaron en datos de la India y Australia, Sudáfrica y Sudamérica. Una revisión
de estos datos condujo a Irving en 1959 y a Blackett en 1960 a concluir que los datos estaban a
favor de la deriva de los continentes. Esta opinión era la más aceptada entre los paleomagnetas
ingleses. En cambio, la predominante en Estados Unidos, como expresaron Cox y Doell en 1960,
era que los datos podían explicarse si el campo geomagnético experimentaba cambios rápidos, con
o sin deriva de los polos, y consideraban esto más plausible que la deriva continental. En Rusia, en
1958, Khramov lideraba una pequeña comunidad de científicos convencidos de la validez de la
hipótesis de la deriva continental a partir de datos paleomagnéticos.
A pesar de la mejora de los datos que supuso el desarrollo de técnicas de lavado magnético o
desmagnetización (por aumentos sucesivos de temperatura o por la aplicación de campos
magnéticos alternos), y de que las evidencias a favor de la deriva continental eran cada vez
mayores, no fue hasta 1963, cuando Vine y Matthews, y en 1964 Morley y Larochelle,
propusieron que las anomalías magnéticas lineales que se observaban en los fondos oceánicos
debían interpretarse como una alternancia de bloques de corteza oceánica imanados en dirección
normal e inversa, alternativamente, y que esto se relacionaba con la expansión del fondo oceánico a
partir del material emergente por las dorsales y con la escala de inversiones del campo magnético
terrestre, que la comunidad de geólogos y geofísicos empezó a convencerse de la veracidad de la
deriva continental (Figura 1.9).
11
Figura 1.9. Representación gráfica de
la hipótesis de Vine-Matthews y MorleyLarochelle. El material de la astenosfera
extruye en forma de magmas y al
enfriarse adquiere una imanación
paralela al campo magnético terrestre de
ese momento. Cuando el campo se
invierte, el material nuevo que continúa
ascendiendo por la dorsal se imana en
dirección inversa. Así, se originan una
serie de bandas de corteza oceánica con
imanaciones opuestas correspondientes a
épocas de campo normal (bandas
oscuras) y de campo invertido (bandas
claras).
(Courtillot,
Evolutionary
catastrophes, 1999)
12
13
2. MAGNETISMO DE ROCAS
2.1- EL MAGNETISMO EN LA MATERIA
Todo material presenta un comportamiento magnético, pudiendo ser éste de tres tipos
distintos y dando lugar por tanto a tres clases diferentes de magnetismo: diamagnetismo,
paramagnetismo y ferromagnetismo (sensu lato). El ferromagnetismo, sensu lato, engloba cuatro
tipos de comportamiento distintos denominados ferrimagnetismo, antiferromagnetismo,
ferromagnetismo (sensu stricto) y helimagnetismo.
Empíricamente, cabe caracterizar los materiales diamagnéticos como aquellos que, en
presencia de un campo magnético no uniforme, tienden a alejarse de la zona del espacio donde el
campo es más intenso. Los materiales paramagnéticos, por el contrario, son atraídos hacia esas
zonas de campo más intenso. En ambos casos, la fuerza que experimenta el material, ya sea de
atracción o de repulsión, es débil, si la comparamos con la que experimenta un material
ferromagnético, que es atraído hacia la zona de campo más intenso. Esto se puede demostrar con
una configuración experimental como la que aparece en la Figura 2.1, donde un electroimán con
uno de sus extremos acabado en punta genera un campo magnético no uniforme, mucho más
intenso en las proximidades del extremo acabado en punta. Si se sumerge un material entre los
extremos del imán, colgado de un hilo, se puede observar cómo se desplaza el pedazo de materia
respecto a la posición de equilibrio que tendría si la única interacción presente fuese la
gravitacional. Si el material es un pequeño cilindro de bismuto, será débilmente repelido por el polo
S del imán, mientras que si se trata de un trozo de aluminio será débimente atraído hacia el polo S.
El primer material es diamagnético y el segundo paramagnético. Si el material que utilizamos en el
experimento es ferromagnético, como el hierro, será fuertemente atraído hacia el polo S del imán.
Figura 2.1. Dispositivo experimental
que permite la caracterización del tipo de
comportamiento magnético de una pequeña
muestra de material. El pequeño trozo de
material experimentará una
fuerza intensa hacia el polo
S si es ferromagnético, una
fuerza débil hacia S si es
paramagnético y una fuerza
débil hacia N si es
diamagnético. (Feynman et
al., Física, 1987)
Cuando se trata de comprender de dónde surgen estos diferentes comportamientos
observados a escala macroscópica, a qué diferencias de estructura o comportamiento en la escala
microscópica se deben, se llega a la conclusión de que las partículas constituyentes de un material
diamagnético no presentan un momento magnético en ausencia de un campo magnético externo. Es
decir, los momentos magnéticos orbitales y de espín de los electrones del átomo se cancelan
mutuamente dando un momento resultante nulo. Si se aplica un campo externo, no obstante, se
induce la aparición de un pequeño momento magnético en sentido opuesto al del campo aplicado,
14
momento que desaparece en cuanto se vuelve a anular el campo externo. Recurriendo a la física
clásica se puede, en un primer momento, construir una imagen de lo que sucede a escala atómica:
generado el campo magnético externo, cuando éste aumenta de cero a su valor final, aparece una
variación de flujo en la región del átomo recorrida por los electrones. Si consideramos éstos como
pequeñas corrientes eléctricas alrededor del núcleo atómico, podremos comprender que esa
variación de flujo inducirá la aparición de corrientes, las cuales generan a su vez un débil momento
magnético que se opone al aumento del flujo y por tanto a la dirección del campo externo. Este es
un efecto muy débil que estará presente en todos los materiales, independientemente de que además
desarrollen un comportamiento paramagnético o ferromagnético.
Los átomos de los materiales paramagnéticos, por el contrario, sí que presentan un momento
magnético neto distinto de cero: los momentos magnéticos orbitales y de espín de los electrones no
se cancelan completamente y aparece una resultante no nula. Pero, en ausencia de campo magnético
externo, las direcciones de los momentos magnéticos de los diferentes átomos que forman el
material aparecen desorganizadas y distribuidas al azar por efecto de la energía térmica del material:
en el conjunto de átomos, el momento magnético resultante es estadísticamente cero. Si se aplica un
campo externo, los momentos atómicos experimentarán una tendencia estadística a alinearse
paralelamente a él, con lo que se originará un momento magnético resultante no nulo, dirigido en la
dirección del campo externo. Si el campo externo desaparece, la energía térmica vuelve a
desorganizar rápidamente los momentos atómicos y el material en conjunto pierde su momento
magnético. Esto sucede así porque la interacción magnética entre los momentos atómicos cercanos
es tan débil que no puede contrarrestar los efectos térmicos de agitación aleatoria.
En el caso de los materiales ferromagnéticos, la física clásica no nos puede dar ni tan
siquiera una primera imagen aproximada de lo que sucede. Si consideramos que los átomos tienen
un momento magnético no nulo, como en el caso de las sustancias paramagnéticas, y calculamos el
valor de la energía de interacción entre momentos magnéticos de átomos cercanos, interacción que
tendería a alinear todos los momentos en una misma dirección, encontramos que el valor es muy
pequeño, de modo que sólo a temperaturas extraordinariamente bajas, por debajo de las décimas de
grado Kelvin, esta interacción podría competir con la agitación térmica. Sin embargo, los materiales
ferromagnéticos presentan fuertes momentos magnéticos incluso cuando retiramos el campo
magnético externo, y eso a temperaturas ordinarias y altas. Para intentar explicar el
ferromagnetismo hay que recurrir a otro tipo de interacción entre electrones de átomos adyacentes,
no sólo a la interacción magnética directa: hay que recurrir a las interacciones de canje que aparecen
en el marco de la teoría cuántica, sin análogo alguno en la física clásica.
En realidad, si se lleva la argumentación de la física clásica hasta sus últimas consecuencias,
se observa que no es capaz de explicar ningún tipo de comportamiento magnético, ni tan siquiera el
diamagnetismo o el paramagnetismo. En un universo descrito por el marco de la física clásica, la
materia no sería magnética en absoluto. Hay, por tanto, que recurrir a la mecánica cuántica.
En el caso del paleomagnetismo, el interés se centra en los materiales ferromagnéticos,
sensu lato, pues son los únicos capaces de retener una imanación adquirida en un tiempo pasado. Es
decir, son los únicos que presentan histéresis magnética. A continuación, no obstante, expondremos
algunas ideas acerca de los otros dos tipos de comportamiento magnético, antes de pasar a analizar
con más detalle el comportamiento ferromagnético.
15
2.1.1.- El diamagnetismo
Como ya se ha mencionado, el diamagnetismo consiste en la aparición de una
magnetización muy débil en sentido contrario al campo magnético aplicado. La susceptibilidad de
estos materiales, definida como el cociente entre la imanación adquirida y el campo aplicado (χ =
M / H), es por tanto negativa y muy pequeña, de un orden de magnitud de 10-5 o 10-6. La mayoría de
los elementos son diamagnéticos, por ejemplo el cobre, el oro, la plata y el bismuto. Del mismo
modo, la mayoría de los minerales que no contienen hierro, como el cuarzo, la calcita y el
feldespato, son totalmente diamagnéticos.
En el caso del diamagnetismo, una aproximación clásica, la teoría de Langevin, nos da
resultados más o menos aceptables que coinciden con un tratamiento más riguroso siguiendo los
métodos de la mecánica cuántica. Un electrón en órbita en torno al núcleo atómico experimentará
en presencia de un campo magnético externo una fuerza de Lorentz igual a ev x B, donde e es la
carga del electrón, v su vector velocidad y B el campo magnético aplicado. Esta fuerza tiene un
efecto giroscópico que hace que la órbita del electrón experimente una precesión alrededor de la
dirección de B. Esta precesión de Larmor, si tenemos Z electrones en el átomo, es equivalente a una
corriente eléctrica que genera un campo magnético inducido dado por
μd = −
Ze 2 < ρ 2 >
B
4me
(Ec. 2.1)
donde me es la masa del electrón y <ρ2> es la distancia cuadrática media de los electrones respecto
al eje definido por el campo aplicado B, y que está relacionada con la distancia media entre los
electrones y el núcleo mediante la expresión <ρ2>=(2/3)<r2>. Tendremos entonces que la
susceptibilidad será
χd =
nμ d
μ nZe 2 < r 2 >
M
=
=− 0
H B / μ0
6me
(Ec. 2.2)
donde n es el número de átomos por unidad de volumen. Ésta es la expresión clásica de Langevin
para la susceptibilidad diamagnética. Se observa que, de acuerdo con los resultados experimentales,
la susceptibilidad de un material diamagnético es, según el modelo de Langevin, independiente de
la temperatura. No obstante, los valores que proporciona este modelo no son del todo satisfactorios,
como ejemplifica el caso del carbono, para el que
χ Langevin = −18.85·10 −6
χ empírica = −13.82·10 −6
16
2.1.2.- El paramagnetismo
En aquellos materiales cuyos átomos presentan momentos magnéticos permanentes aparece
el fenómeno del paramagnetismo: en presencia de un campo magnético externo, estos momentos se
alinean con él y dan origen a una magnetización positiva del material. La susceptibilidad de estos
materiales es por tanto positiva y del orden de 10-3 a 10-5. El paramagnetismo es también un
comportamiento propio de los materiales ferromagnéticos cuando se encuentran a una temperatura
superior a un cierto valor límite llamado temperatura de Neel (ferromagnetismo sensu lato) o
temperatura de Curie (ferromagnetismo sensu stricto). Ejemplos de elementos paramagnéticos son
el aluminio, el platino y el manganeso por encima de su temperatura de Neel de 100 K. En el caso
de minerales, la mayoría de los sulfuros, carbonatos y silicatos que contienen hierro son
paramagnéticos, con susceptibilidades entre 10 y 100 veces mayores que las de los minerales
diamagnéticos (ver Tabla 2.1).
Tabla 2.1 Susceptibilidades de algunos minerales diamagnéticos y paramagnéticos
Mineral
Susceptibilidad magnética por unidad
de masa (10-8 m3/kg)
Diamagnéticos
Cuarzo (SiO2)
-0.62
Feldespato ortoclásico (KAlSi3O8)
-0.58
Calcita (CaCO3)
-0.48
Forsterita (Mg2SiO4)
-0.39
Agua (H2O)
-0.90
Paramagnéticos
Pirita (FeS2)
30
Siderita (FeCO3)
123
Ilmenita (FeTiO3)
100-113
Ortopiroxenos ((Fe,Mg)SiO3)
43-92
Fayalita (Fe2SiO4)
126
Olivino intermedio ((FeMg)2SiO4)
36
Serpentinita (Mg3Si2O5(OH)4)
>120*
Anfíboles
16-94
Biotitas
67-98
Illita (arcilla)
15
Montmorinollita (arcilla)
14
* Los valores más elevados se deben a magnetita precipitada (Fe3O4)
La magnetización de los materiales paramagnéticos es proporcional al campo
aplicado cuando éste es pequeño, pero a campos mayores esta relación deja de ser lineal debido a
que el material se empieza a saturar (todos los momentos atómicos se alinean con el campo).
¿Qué modelos teóricos tenemos para la descripción del comportamiento paramagnético? En
el caso de los materiales que cumplen la ley de Curie, disponemos del modelo clásico de Langevin
y su extensión cuántica, que consiste en la introducción del hecho de que los momentos atómicos
están cuantizados. Este es un modelo aplicable cuando los momentos atómicos no interaccionan
entre sí. En el caso de los materiales que cumplen la ley de Curie-Weiss, tenemos que recurrir al
modelo de Weiss y su extensión cuántica, que introduce una interacción entre los momentos
17
atómicos. Ambos modelos son válidos para materiales en los que los momentos magnéticos
responsables del magnetismo están localizados. Hay otro tipo de materiales paramagnéticos algunos metales- cuya susceptibilidad no depende de la temperatura. Para modelizar su
comportamiento hay que hacer uso de modelos en los que los momentos magnéticos estén
deslocalizados: se tratará de momentos asociados a electrones cuyos niveles energéticos se
distribuyen en bandas. Sobre esto diremos algo más cuando hablemos del ferromagnetismo.
A.- Ley de Curie y modelo de Langevin del paramagnetismo
La susceptibilidad de un cierto número de sólidos paramagnéticos se comporta dentro de un
amplio rango de temperaturas según la ley de Curie
χ=
C
T
(Ec. 2.3)
donde C es la constante de Curie y T es la temperatura (Figura 2.2). Los materiales que obedecen
esta ley son aquellos en los que los momentos atómicos permanecen localizados en las posiciones
atómicas o iónicas. Pueden considerarse como materiales magnéticos “diluidos”, en los cuales los
átomos magnéticos están rodeados por átomos no magnéticos. Las sales hidratadas de los metales
de transición, como CuSO4·5H2O y CrK(SO4)·12H2O obedecen esta ley.
Figura 2.2. Ley de Curie:
a) comportamiento de la
susceptibilidad
magnética
frente a temperatura; b)
inverso de la susceptibilidad
frente a temperatura para la
sal Gd(C2H5·SO4)·9H2O. Los
puntos negros son datos
experimentales, la línea es la
predicción de la ley de Curie.
(Jiles,
Magnetism
and
magnetic materials, 1991).
El modelo de Langevin supone que los átomos tienen un momento magnético μ y que no
interaccionan entre sí, de modo que cada uno de ellos responde por separado a la aplicación de un
campo externo B. El torque que el campo ejerce sobre cada momento atómico se expresa a partir de
la energía de interacción
Em = − μ ·B = − μ ·B·cos ϕ
(Ec. 2.4)
donde ϕ es el ángulo entre ambos vectores. Si no se produce un completo alineamiento entre ambos
vectores, como se deduciría de la expresión anterior, es por el efecto de la agitación térmica. Si sólo
existiesen dos estados posibles, uno en el que el momento atómico fuese paralelo a B y otro en que
fuese antiparalelo (y éste es el caso de los metales de transición, en los que el momento angular
orbital está inmovilizado, quenching, y J=S), las probabilidades de que un átomo estuviese en uno
de los estados vienen dadas por
18
P (ϕ i ) =
1
⎛ E (ϕ ) ⎞ 1
⎛ μB ⎞
exp⎜ − m i ⎟ = ' exp⎜ ±
⎟
'
Z
kT ⎠ Z
⎝
⎝ kT ⎠
(Ec. 2.5)
donde ϕi = ϕ1 = 0º si los vectores son paralelos y ϕi = ϕ2 = 180º si son antiparalelos, k es la
constante de Boltzmann y Z’ es la función de partición. El uso de la estadística clásica de
Boltzmann está justificado, ya que hemos supuesto que las partículas no interaccionan entre sí.
Podemos ahora calcular fácilmente el momento neto y la imanación del sistema:
M (B, T ) = n
μeα − μe −α
α
e +e
−α
⎛ μB ⎞
= nμ tanh ⎜
⎟
⎝ kT ⎠
(Ec. 2.6)
donde n es de nuevo el número de átomos por unidad de volumen y hemos llamado α = μB/kT .
En el modelo clásico de Langevin, todas las orientaciones de los momentos atómicos
respecto del campo externo son consideradas, llegándose a la solución
1⎞
⎛
M (B, T ) = nμL(α ) = nμ ⎜ coth(α ) − ⎟
α⎠
⎝
(Ec. 2.7)
donde L(α) es la llamada función de Langevin. En resumen, este resultado predice que M será
positiva (en la dirección del campo aplicado) y que decrecerá al aumentar la temperatura. Como los
momentos atómicos individuales son pequeños, para la mayoría de los campos accesibles en
laboratorio y la mayor parte de las temperaturas tendremos α<<1, es decir que el alineamiento de
los momentos atómicos con el campo externo es débil y M es sólo una fracción del valor que
tendría si se alcanzase la saturación, nμ. Si efectuamos un desarrollo en serie de tanh(α) o L(α) y
aproximamos para α pequeño, se ve que la susceptibilidad paramagnética se aproxima a
χp =
M nμ 2 μ 0 C
=
=
3kT
H
T
(Ec. 2.8)
En la anterior expresión, el factor 1/3 se incluye si se parte del caso general de (Ec. 2.7) y se omite
si se parte del caso particular de dos estados de magnetización de (Ec. 2.6). Es decir, el modelo
clásico de Langevin es capaz de dar cuenta del comportamiento de los materiales paramagnéticos
que siguen la ley de Curie.
Si extendemos el modelo al caso cuántico, tendremos que habrá 2J+1 estados para el
momento magnético con energías Em = - mJ μB B donde el número cuántico mJ toma los valores
-J,......., J y donde μB es el magnetón de Bohr. El resultado en este caso es
⎧ 2J +1
⎛ x ⎞⎫
⎡ (2 J + 1)x ⎤ 1
coth ⎢
coth⎜
M = ng J Jμ B B( x) = ng J Jμ B ⎨
−
⎟⎬
⎥
⎝ 2 J ⎠⎭
⎣ 2J ⎦ 2J
⎩ 2J
(Ec. 2.9)
donde B(x) es la función de Brillouin y hemos llamado x = gJ J μB B / kT . Para la mayoría de los B
y T, x<<1 y encontramos que la susceptibilidad se puede aproximar con
19
χp =
ng J2 J ( J + 1) μ B2 μ 0 C
=
3kT
T
(Ec. 2.10)
que es de nuevo la ley de Curie. En los casos límite en que J = S = ½ (un solo espín) y en que J es
muy grande (distribución casi continua de estados, límite clásico) recuperamos los resultados del
modelo de Langevin clásico, dado que
μJ =gJ [J(J+1)]1/2 μB . En la Figura 2.3 aparece el comportamiento de la función de Brillouin para
diferentes valores de J, incluido el límite clásico JÆ ∞,en que se recupera la función de Langevin.
Figura 2.3. Comportamiento de
la función de Brillouin para
diferentes valores de J. Casos
J=1/2, 3/2, 5/2 e infinito, que
corresponde al límite clásico en
que se recupera la función de
Langevin con un continuo de
estados de orientación del
momento magnético. Se observa
cómo para valores pequeños de x
(campos bajos y/o temperaturas
altas), el comportamiento es
lineal, como el descrito por la ley
de Curie. Pero a valores altos de x
se empieza a alcanzar la
saturación, que corresponde a una
situación en que todos los
momentos
atómicos
están
alineados con el campo externo.
(Jiles, Magnetism and magnetic
materials, 1991).
B.- Ley de Curie-Weiss y modelo de Weiss del paramagnetismo
Los materiales que presentan un orden magnético de largo alcance, esto es los
ferromagnéticos (sensu lato), tienen una temperatura característica por encima de la cual ese orden
magnético es destruido por los efectos térmicos, produciéndose una transición de fase. A
temperaturas más altas que ese límite, denominado temperatura de Curie para los ferromagnéticos
(sensu stricto) y temperatura de Neel para los antiferromagnéticos, el material se comporta como un
paramagnético, sólo que el comportamiento de su susceptibilidad magnética en función de la
temperatura no sigue la ley de Curie, sino una modificación de ésta denominada ley de CurieWeiss, dada por la expresión
χp =
C
T − Tc
(Ec. 2.11)
donde C es la constante de Curie, como antes, y Tc es una nueva constante con las dimensiones de
una temperatura.
20
Tc puede ser positiva, nula o cero. El caso en que es nula corresponde a la ley de Curie y a
los materiales descritos en la sección anterior. Si es positiva, se trata de materiales ferromagnéticos
y Tc es la temperatura de Curie a la que se produce la transición de fase entre los comportamientos
ferromagnético y paramagnético. Si, por el contrario, tiene un valor menor que cero, se trata de un
material antiferromagnético que experimenta una transición a paramagnético, si bien este cambio de
fase tiene lugar a una temperatura TN de Neel positiva (y por tanto distinta de Tc). El
comportamiento descrito por la ley de Curie-Weiss, que puede apreciarse en la Figura 2.4, sólo se
produce en la región en que el material se comporta de modo paramagnético.
Figura 2.4. Ley de Curie-Weiss: a) forma de la dependencia de la susceptibilidad con la temperatura en la
región paramagnética; b) comportamiento de la inversa de la susceptibilidad con la temperatura para el niquel.
Los círculos blancos y la curva sólida representan el comportamiento empírico; la línea discontinua es la
predicción de la ley de Curie-Weiss. Se obseva que para temperatures cercanas a la de Curie, el
comportamiento del niquel se desvía respecto de la ley. Ello se debe a que, aunque al superar la temperatura de
Curie se rompe el orden magnético de largo alcance, desapareciendo así el comportamiento ferromagnético,
aún persiste un tiempo un orden magnético de corto alcance que da origen a esa desviación. (Jiles, Magnetism
and magnetic materials, 1991).
Para describir este comportamiento se puede recurrir al modelo, en principio
fenomenológico, de Weiss, basado en la idea de que los momentos atómicos interaccionan entre sí
vía un campo molecular. Pero como éste será explicado cuando se hable del ferromagnetismo, no se
dirá aquí nada más de él.
Como crítica a los modelos de Langevin y Weiss, se puede comentar que ambos presuponen
que los momentos magnéticos en el material están localizados. Esto no se cumplirá en materiales
como los metales, en los que los electrones desapareados están en las capas externas y por tanto no
están localizados. Es el caso, por ejemplo, del níquel. Sin embargo, aunque para muchos de estos
metales no se cumplen las leyes de Curie y Curie-Weiss y no se pueden aplicar estos modelos, hay
otros, como el níquel, para los que sí se cumplen. La explicación puede ser que los electrones de
conducción, aun no estando sujetos a ningún ión de la red metálica en particular, pasen en promedio
más tiempo cerca de uno de estos iones que lejos, pudiendo darse así una cierta localización de los
momentos magnéticos. En el caso de las tierras raras y sus aleaciones y compuestos, en las que son
los electrones desapareados de las capas 4f los responsables del comportamiento magnético, por
encontrarse estos orbitales estrechamente unidos al núcleo atómico, se cumple perfectamente el
comportamiento de tipo Curie-Weiss.
21
2.1.3.- El ferromagnetismo
Como ya se ha dicho, hay ciertos materiales que presentan un comportamiento magnético
distinto de los anteriores y denominado ferromagnetismo. Dentro de este término se incluyen cuatro
comportamientos diferentes: ferromagnetismo sensu stricto, antiferromagnetismo, ferrimagnetismo
y helimagnetismo. Todos se caracterizan por el hecho de que están comprendidos dentro de un
rango de temperaturas. Como su origen está en la aparición de un orden magnético de largo alcance
a partir de interacciones fuertes entre los momentos magnéticos atómicos (o electrónicos), el efecto
desorganizador de la temperatura es suficiente para romper este orden cuando se supera un valor
límite. Por encima de ese límite, todos los comportamientos anteriores desaparecen y los materiales
se comportan de modo paramagnético. Algunos elementos, como el terbio, el disprosio y el holmio
(tierras raras, lantánidos) presentan varios de estos comportamientos en diferentes rangos de
temperaturas y pasan de unos a otros al superar las temperaturas críticas de cambio de fase. A
continuación hablaremos de estos cuatro tipos de ferromagnetismo.
A.- Ferromagnetismo sensu stricto
En los sólidos ferromagnéticos a temperaturas por debajo de la de Curie, los
momentos magnéticos se encuentran alineados aún en ausencia de un campo magnético externo,
dando lugar a una imanación espontánea. Además, al aplicar un campo externo se alcanza
fácilmente la saturación, a diferencia de lo que sucede en el caso de los materiales paramagnéticos.
Esto puede describirse fenomenológicamente mediante el modelo de Weiss ya mencionado, que fue
propuesto en principio para explicar el comportamiento de la susceptibilidad de ciertos materiales
paramagnéticos. Algunos ejemplos de materiales ferromagnéticos aparecen en la Tabla 2.2.
Tabla 2.2. Temperaturas de Curie de elementos ferromagnéticos
Material
Temperatura de Curie (ºC)
Hierro (Fe)
770
Niquel (Ni)
358
Cobalto (Co)
1131
Gadolinio (Gd)
20
Disprosio (Dy)
-188
Terbio (Tb)
-54
Holmio (Ho)
-254
Erbio (Er)
-253.5
Tulio (Tm)
-241
Expongamos a continuación el modelo de Weiss. Se basa en la asunción de que los
momentos magnéticos responsables del comportamiento magnético están localizados en los iones o
átomos de la red del sólido. Se introduce, como perturbación al modelo de Langevin de momentos
no interactuantes, una interacción entre los momentos magnéticos que se puede expresar a través de
un campo molecular de interacción dentro del material que denotamos con Hm . En realidad, cabe
suponer que este campo debe depender de lo que sucede en el entorno de un átomo en particular,
pero en principio podemos suponer que este campo es homogeneo en toda la extensión del material
y que es proporcional a la propia magnetización del material:
Hm = λ M
(Ec. 2.12)
22
Lo que nos está describiendo esta expresión es un fenómeno cooperativo, un acoplo entre los
diferentes momentos, aunque en principio, al no hacer hipótesis acerca de λ, no podemos
determinar cual es el origen de este acoplo.
Ahora el campo total será
obtenemos
Htot = H + Hm = H + λ M . Si sustituimos en la Ec. 2.7
⎡
⎤
kT
⎛ μμ ( H + λM ) ⎞
M = nμ ⎢coth⎜ 0
⎟−
⎥
kT
⎝
⎠ μμ 0 ( H + λM ) ⎦
⎣
(Ec. 2.13)
que es la extensión de Weiss al modelo de Langevin. Si damos el paso a la mecánica cuántica, hay
que sustituir en Ec. 2.9 y tenemos
⎛ g Jμ μ ( H + λM ) ⎞
M = ng J Jμ B B⎜ J B 0
⎟
kT
⎝
⎠
(Ec. 2.14)
donde B(x) es de nuevo la función de Brillouin. Si queremos encontrar la dependencia de la
imanación espontánea con la temperatura para un ferromagnético por debajo de su temperatura de
Curie, haremos H = 0 en la ecuación anterior (campo externo nulo) y resolveremos la funcion de
Brillouin. Esto podemos hacerlo, puesto que en ese caso tendríamos que M cumple las dos
expresiones siguientes
M = ng J Jμ B B(α )
M=
(Ec. 2.15)
kTα
g J μ 0 μ B Jλ
(Ec. 2.16)
Podemos dibujar cada una de estas funciones de α y donde se corten ambas curvas tendremos el
valor de M (espontáneo). En la Figura 2.5 podemos ver las curvas calculadas de este modo para
varios materiales y los datos experimentales correspondientes. Se observa que esta teoría nos da una
primera aproximación buena para las curvas del hierro y el niquel, aunque para otros materiales,
como la magnetita y otros óxidos de hierro, hay que recurrir a una imagen más sofisticada, como ya
veremos. También se obtiene que la transición de fase entre las regiones de comportamiento
ferromagnético y paramagnético es de segundo orden, ya que no hay una discontinuidad en M al
alcanzar Tc .
Si queremos ver lo que ocurre por encima de la temperatura de Curie, en la región de
comportamiento paramagnético, tenemos que dejar un H no nulo y resolver Ec. 2.14 aproximando
para valores de α pequeños con un desarrollo en serie. Si lo hacemos, obtenemos
χp =
nμ 0 g J2 μ B2 J ( J + 1)
M
C
=
=
2 2
H 3kT − λnμ 0 g J μ B J ( J + 1) T − Tc
(Ec. 2.17)
que es la ley de Curie-Weiss. Vemos así cómo el modelo de Weiss da cuenta del comportamiento
paramagnético por encima de las temperaturas de orden magnético, como avanzamos ya en la
sección dedicada al paramagnetismo.
23
Figura 2.5. Varios casos de
curvas Ms (T) calculadas de acuerdo
con el modelo de Weiss y
comparadas con las observaciones.
Aparecen los casos J= ½, 1 e infinito
(límite clásico) en forma de líneas
contínuas. Tambien se representan
las curvas observadas para el hierro,
el cobalto, el niquel y dos espinelas,
la magnetita (Fe3O4) y la trevorita
(NiFe2O4). Para estos últimos el
modelo tiene que ser mejorado.
(Dunlop
y
Özdemir,
Rock
magnetism:
fundamentals
and
frontiers, 1997)
Se puede estimar el factor λ y por tanto la fuerza del campo molecular igualando las
pendientes de Ec. 2.15 y Ec. 2.16 en el origen. Se obtiene, si tomamos los valores numéricos
pertinentes al hierro, un campo Hm de unos 8.5·106 Oersted, mientras que si calculamos el campo
dipolar que producirían los momentos magnéticos en posiciones cercanas de la red se obtiene una
cifra del orden de los 3000 Oersted. Vemos por tanto que el origen último de ese campo molecular
postulado por Weiss no puede ser una interacción magnética. Es, por el contrario, una interacción
puramente cuántica: interacción de canje entre los espines electrónicos. Básicamente, puesto que los
electrones son fermiones y cumplen el principio de exclusión de Pauli, dos electrones cercanos
cuyas funciones de onda se solapen en cierto grado deberán tener alguno de los números cuánticos
que describen su estado distinto. Si sus espines se acoplan en paralelo, la diferencia debe estar en
alguno de los números cuánticos orbitales, esto es, deben ocupar orbitales que no se solapen tanto
en el espacio, con lo que la energía electrostática de interacción entre los electrones será menor. Por
tanto, este hecho actúa a favor del acoplamiento de los espines y se presenta como una interacción
capaz de proporcionar un orden magnético de largo alcance.
A pesar de que este modelo de momentos localizados es realista para la serie de los
lantánidos, en los que los electrones “magnéticos” son los del orbital 4f, que es interno y está bien
sujeto al núcleo, para los elementos cuyos electrones magnéticos están en niveles 3d, los momentos
magnéticos no están ya localizados, por encontrarse en capas más externas. Aquí, el modelo de
Weiss no es realista. Tal es el caso del hierro. Para intentar explicar lo que ocurre en estos casos se
ha desarrollado un modelo de ferromagnetismo basado en electrones itinerantes en bandas de
conducción. Este modelo, aplicado al caso paramagnético, permite describir el comportamiento de
metales paramagnéticos cuya susceptibilidad es independiente de la temperatura (modelo de Pauli
del paramagnetismo). Aplicado al ferromagnetismo, permite explicar la aparición de momentos
magnéticos atómicos con valores no enteros y resulta más satisfactorio en el sentido de que parte de
premisas más realistas, pero tiene el inconveniente de que hace muy difíciles los cálculos a partir de
primeros principios.
Aunque hemos dicho que en un ferromagnético aparece una magnetización espontánea aún
en ausencia de campo externo, resulta que esta imanación no es uniforme en todo el volumen del
material. Por el contrario, aparecen diferentes dominios magnéticos. Dentro de cada uno de ellos la
imanación sí es uniforme e igual a la de saturación. Pero diferentes dominios tienen direcciones de
imanación distintas, dando una imanación total mucho menor. Este comportamiento, ya apuntado
por Weiss, puede comprenderse si observamos que un material imanado almacena energía
magnética, y que dicha energía se minimiza si se establecen diferentes dominios cuyas imanaciones
24
tienden a anularse entre sí. Hay que añadir que entre dominios distintos hay una estrecha frontera en
la que los momentos magnéticos varían de modo continuo entre las direcciones de la imanación a
uno y otro lado de la frontera. Tales fronteras se denominan paredes de Bloch (Figura 2.6). En ellas,
como no existe un alineamiento de momentos, se almacena una energía. La estructura de dominios
surge entonces como resultado de una competición entre estos dos efectos: si se establecen los
dominios se reduce la energía debida al campo interno general, pero crece la energía almacenada en
las paredes. En los casos en que el volumen del material es pequeño, puede que no resulte
energéticamente rentable el establecimiento de una estructura de dominios, en cuyo caso todo el
volumen es un solo dominio. Aparece así la diferencia entre los comportamientos monodominio,
multidominio y pseudomonodominio (pocos dominios).
Figura 2.6. Un ejemplo
de frontera entre dominios
magnéticos o pared de
Bloch. En este caso, separa
dos
dominios
con
imanaciones antiparaleas.
En el interior de la pared,
los momentos magnéticos
van variando su orientación
de modo contínuo entre los
valores de la orientación de
los dominios circundantes.
(Jiles, Magnetism and
magnetic materials, 1991)
La existencia de los dominios magnéticos se puede demostrar mediante la técnica de Bitter,
consistente en la deposición de una fina capa de solución coloidal de magnetita sobre la superficie
pulida del material a estudiar y la observación por microscopio (los granos de magnetita se
concentran en las paredes de Bloch, donde el campo no es uniforme, y dibujan las fronteras entre
dominios). Podemos con estos conceptos comprender cómo se comporta un pedazo de material
ferromagnético cuando se le aplica un campo. Cuando el campo es cero, existe una estructura de
dominios que minimiza la energía y el momento magnético total es pequeño. Al aplicar el campo,
las paredes de los dominios comienzan a desplazarse de tal modo que el volumen de los dominios
cuya imanación es más próxima a la dirección del campo externo va aumentando. Este
desplazamiento de las paredes no es completamente homogéneo: se producen discontinuidades y
saltos bruscos denominados saltos de Barkhausen, cuando las paredes se encuentran en su avance
con irregularidades de la red o impurezas. Este proceso tiene una componente irreversible. A
medida que aumenta el campo crece el volumen de los dominios “favorables”, hasta que inundan la
totalidad del pedazo de material. Además, las imanaciones de los dominios comienzan a girar
bruscamente para alinearse con los ejes cristalográficos de fácil imanación (anisotropía
magnetocristalina) cuya dirección está más cercana a la del campoexterno, siendo este proceso
irreversible. A campos aún mayores, la imanación rota para hacerse completamente paralela al
campo, momento en que se alcanza la saturación. Si se elimina el campo externo, el material se
relaja y vuelven a aparecer dominios y paredes de Bloch, aunque la nueva estructura no es nunca
igual a la anterior, dada la irreversibilidad del proceso: ahora las paredes se habrán quedado
25
“enganchadas” en otras irregularidades distintas, y aunque la energía final vuelve a disminuir, no
tiene por qué situarse en el mismo mínimo en que estaba al principio del ciclo. Además, puede
pervivir una imanación remanente menor que la de saturación pero apreciable, ya que las
imanaciones de los dominios tenderán a relajarse de acuerdo con las direcciones de los ejes de fácil
imanación paralelos al campo externo que se aplicó anteriormente. Todo esto explica las
propiedades de histéresis de los materiales ferromagnéticos. En la Figura 2.7 puede verse una
representación esquemática de esto.
Figura 2.7. Proceso de imanación
de un ferromagnético con una
estructura de dominios: a) sin campo
externo, los dominios minimizan la
energía; b) se empieza a plicar el
campo y los dominios cuya
imanación tiene una dirección más
cercana a la del campo externo
empiezan a aumentar de volumen a
expensas de los otros, mediante
desplazamiento de las paredes de
Bloch; c) el campo se hace mayor y
la imanación de los dominios gira
para alinearse con la dirección
cristalográfica de fácil imanación
cuya dirección esté más próxima a
la del campo externo; d) el campo
sigue creciendo y la imanación de
los dominios rota para alinearse con
él. (Jiles, Magnetism and magnetic
materials, 1991).
B.– Antiferromagnetismo
Los materiales antiferromagnéticos, que por encima de su temperatura de orden o
temperatura de Neel siguen la ley de Curie-Weiss con una Tc negativa, pueden describirse con el
modelo de Weiss, pero suponiendo que en el material existen dos subredes cristalinas A y B. Los
momentos de cada subred interaccionan entre sí mediante un acoplo positivo, pero lo hacen con un
acoplo negativo con los momentos de la otra subred. Si utilizamos una aproximación en la que cada
átomo interactúa sólo con sus vecinos inmediatos, basta suponer que esta interacción es negativa
para obtener el antiferromagnetismo.
La explicación cuántica de esto se basa en la existencia de interacciones de canje indirectas
o interacciones de supercanje. En la mayoría de los minerales de interés para el paleomagnetismo,
que son los óxidos, hidróxidos y sulfuros de hierro, los átomos de hierro que se encuentran en la red
cristalina están demasiado separados entre sí como para que se produzca una interacción de canje
efectiva. La interacción se produce con sus vecinos inmediatos, que serán iones O2- y S2-, y éstos
interaccionan con los siguientes iones de hierro. La interacción entre dos Fe no es por tanto directa,
sino indirecta a través de otro ión intermediario. Este mecanismo permite la aparición de esas dos
subredes A y B ya mencionadas.
26
La imanación de las subredes es opuesta y, en el caso del antiferromagnetismo, se cancela
exactamente. En la Figura 2.8 se puede ver un esquema de esto. Hay un caso especial en el que las
imanaciones de las dos subredes, aun siendo de la misma magnitud, no son completamente
antiparalelas, por efecto de la propia red cristalina, dando lugar a un pequeño momento magnético
neto. Este comportamiento se denomina antiferromagnetismo canteado o imperfecto (canted
antiferromagnetism). Aunque en general un antiferromagnético no tendría una imanación neta,
imperfecciones o impurezas en la red cristalina pueden hacer que exista un momento residual
pequeño.
Ejemplos de elementos antiferromagnéticos son el cromo (Cr), con una temperatura de Neel
de 37º C, y el manganeso, con TN = 100 K. Algunos de los minerales más importantes en
paleomagnetismo son antiferromagnéticos perfectos o imperfectos: hematites (α-Fe2O3), ilmenita
(FeTiO3), goethita (α-FeOOH) y pirrotina (Fe7S8).
Figura 2.8. Esquema de los
distintos tipos de ferromagnetismo.
Ferromagnetismo, acoplo positivo.
Antiferromagnetismo,
acoplo
negativo con los momentos de las
subredes compensados entre sí.
Ferrimagnetismo, acoplo negativo
con los momentos de las subredes
no
compensados
entre
sí.
Antiferromagnetismo imperfecto o
canteado
(también
llamado
antierromagnetismo
con
ferromagnetismo parásito), acoplo
negativo con los momentos de las
subredes compensados entre sí en
magnitud pero no completamente
antiparalelos. (Dunlop y Özdemir,
Rock magnetism: fundamentals and
frontiers, 1997).
C.– Ferrimagnetismo
En el caso del ferrimagnetismo, sucede algo similar al antiferromagnetismo, pero los
momentos magnéticos de las subredes no son equivalentes en magnitud, por lo que existe un
momento neto distinto de cero (y superior en intensidad a los momentos típicos de los
antiferromagnéticos). Esquemáticamente, se puede ver en la Figura 2.8. Los materiales
ferrimagnéticos, de extraordinaria importancia en paleomagnetismo, se comportan por lo demás
como un ferromagnético, presentando toda la fenomenología de histéresis y magnetización
remanente.
Hay aquí además otra diferencia, y es que por encima de la temperatura de Neel, en la
región paramagnética, la susceptibilidad de un ferromagnético no sigue exactamente la ley de
Curie-Weiss: en su expresión, la temperatura aparece elevada al cuadrado. Pero esto se explica
27
perfectamente dentro del modelo de Weiss con dos subredes, aunque no entraremos en detalles. El
ferrimagnetismo aparece porque las posiciones en las subredes A y B no son equivalentes y no son
ocupadas por los mismos iones. Esto explica también que al variar la temperatura ambas subredes
varíen su comportamiento de forma diferente y se obtengan diversos tipos de curvas de Ms (T)
(imanación de saturación en función de la temperatura). Estos distintos tipos pueden verse en la
Figura 2.9.
Figura 2.9. Distintos tipos de curva Ms (T) para los materiales ferrimagnéticos. Se representan las
imanaciones de las subredes A y B por separado, puesto que cada una se comporta de modo diferente con
la temperatura, así como la suma (con su signo correspondiente) de ambas, que es la imanación total del
material. En los materiales tipo N, hay un punto, denominado de compensación, en el que las imanaciones
de las subredes se igualan en magnitud pero con sentidos opuestos, originando una imanación total cero.
(Dunlop y Özdemir, Rock magnetism: fundamentals and frontiers, 1997).
Las curvas de tipo Q son las más parecidas a las de los ferromagnéticos (sensu stricto). La
magnetita (Fe3O4) es de este tipo. Muchas ferritas tienen curvas de tipo R, por ejemplo la trevorita
(NiFe2O4). El comportamiento tipo N es una situación extrema que se da en algunas cromitas
naturales.
Los minerales ferrimagnéticos más importantes son las ferritas, con una fórmula general
dada por MOFe2O3, donde M es un metal de transición. Cristalizan en el sistema cúbico y tienen
una estrutura como la del mineral espinela, por lo que se las suele llamar espinelas por extensión.
De hecho, forman una serie de solución sólida. La más importante de ellas es la magnetita (Fe3O4).
También juega un papel importante en paleomagnetismo la maghemita (γ-Fe2O3), que tiene la
misma estructura cristalina que la magnetita pero la composición de una hematites, siendo por ella
metaestable y degenerando a hematites cuando se la calienta por encima de 400º C.
Otras ferritas importantes en física de materiales son las de estructura hexagonal, como las
ferritas de bario y estroncio, BaO·6(Fe2O3) y SrO·6(Fe2O3). Son magnéticamente duras y se usan
para construir imanes permanentes.
28
Por último, los granates, con fórmula 5Fe2O3·3R2O3, donde R es una tierra rara. El mejor
conocido es el granate de hierro-itrio, 5Fe2O3·3Y2O3.
D.– Helimagnetismo
Hemos considerado hasta ahora tipos de comportamiento ferromagnético (sensu lato) en los
que las interacciones de acoplo entre iones vecinos son positivas (ferromagnetismo sensu stricto) o
negativas (antiferromagnetismo y ferrimagnetismo). Hay un caso diferente que engloba a los
anteriores. En ciertos materiales es posible distinguir, dentro de su estructura cristalina, un plano
basal. Dentro de este plano, yde los paralelos a él, los momentos magnéticos se encuentran
alineados en paralelo en virtud de las interacciones entre ellos. Pero la interacción con los planos
paralelos por debajo y por encima puede hacer que la imanación de planos adyacentes no tenga la
misma dirección, sino que esté rotada un cierto ángulo θ. Si θ es cero, recuperamos el caso del
ferromagnetismo, mientras que si θ = 180º, tenemos antiferromagnetismo y ferrimagnetismo. Pero
sucede en algunos casos que θ tiene un valor distinto de estos, de modo que la imanación se
distribuye en el material helicoidalmente alrededor de un eje perpendicular a ese plano basal.
El terbio, el disprosio y el holmio presentan este comportamiento.
2.1.4.- El ciclo de histéresis
Antes de terminar con el apartado dedicado al magnetismo en la materia en general,
dedicaremos un espacio para la descripción del ciclo y los parámetros de histéresis que constituyen
el comportamineto distintivo de los materiales ferromagnéticos (sensu lato) que presentan alguna
magnetización neta.
En la Figura 2.10 se puede observar la representación gráfica de un ciclo de histéresis
general, así como la definición de los parámetros de histéresis caracterizados por la curva.
Al hablar de los dominios magnéticos ya describimos brevemente el proceso de
magnetización de un ferromagnético. Supongamos que el material está, inicialmente,
desmagnetizado. Ese estado corresponde al origen del ciclo de histéresis. Si aplicamos un campo
magnético externo pequeño de intensidad creciente, el material se empieza a imanar en la dirección
del campo. Como se vió, esto se debe a un desplazamiento de las paredes de los dominios. En un
estrecho rango de valores del campo aplicado, este proceso es reversible y si elimináramos el campo
externo la imanación caería a cero y las paredes de los dominios volverían a sus posiciones
iniciales. Esto puede verse en la Figura 2.11, donde se representa la energía potencial de una pared
de Bloch en función de su posición: si el ciclo comienza en un mínimo de energía, al aplicar el
campo el material empieza a remontar esa curva; si apagamos el campo externo antes de que se
haya sobrepasado el máximo relativo más cercano al mínimo inicial, la pared volverá a su posición
original. En este pequeño rango reversible se define la susceptibilidad magnética inicial como la
pendiente del ciclo de histéresis en el origen.
29
Figura 2.10. Ciclo de
histéresis para un material
ferromagnético,
con
los
diferentes parámetros de
histéresis. (Thompson y
Oldfield,
Environmental
magnetism, 1986).
Figura 2.11. Energía potencial de una pared
de Bloch en función de su posición, definida
ésta por una coordenada arbitraria x. Puede
apreciarse la forma irregular de la función y la
existencia de muchos mínimos y máximos
locales. (Jiles, Magnetism and magnetic
materials, 1991).
Si el campo sigue aumentando, el proceso anterior continua, pero ya de forma irreversible.
Si eliminásemos el campo externo ahora, el material se relajaría pero sin seguir el camino anterior.
No volvería al estado de magnetización nula, sino que retendría una magnetización remanente. Para
campos muy elevados (y este “muy” depende del material y del tamaño y forma en que se nos
presente) se alcanza la saturación: la imanación alcanza su valor de saturación (Ms) y no aumentará
más aunque apliquemos campos externos más altos. En este momento, los dominios han
desaparecido y todos los momentos atómicos están alineados con el campo externo. Si empezamos
a disminuir el campo, también lo hace la imanación, pero por un camino distinto. Cuando se alcanza
el punto en que el campo externo es nulo, queda una imanación remanente cuyo valor denominamos
Mrs (magnetización remanente de saturación). Si entonces el campo externo empieza de nuevo a
aumentar pero en dirección contraria a la inicial, se empieza a producir un proceso inverso: el
material se empieza a imanar en dirección contraria a la inicial, es decir, en la dirección del nuevo
campo externo. Al valor del campo externo para el que la imanación del material se hace cero se le
30
denomina coercitividad (Hc). Si en ese punto eliminásemos el campo externo, la imanación
remanente no sería cero, sino positiva. Para anular la imanación remanente tenemos que aumentar
un poco más el campo externo (en sentido negativo) hasta alcanzar la coercitividad de la
remanencia (Hcr). Si el campo externo sigue aumentando, volvemos a saturar al material, pero esta
vez en sentido opuesto al inicial. Queda así descrito el ciclo de histéresis del material. En cualquier
punto de la curva podemos trazar una tangente cuya pendiente nos da la susceptibilidad para ese
campo aplicado. La susceptibilidad no tiene por tanto un valor único dentro de un ciclo de
histéresis.
Aunque la forma de la curva de histéresis es suave aparentemente, si la examinamos con
más detalle se pone en evidencia su naturaleza discontínua (Figura 2.12). Es, como se mencionó
antes, el efecto Barkhausen.
Figura 2.12. El efecto Barkhausen. Se aprecia al examinar en detalle la forma de las curvas de histéresis,
que se revela irregular. (Jiles, Magnetism and magnetic materials, 1991).
31
2.2.- EL MAGNETISMO EN LOS MINERALES Y ROCAS NATURALES
Puesto que el Paleomagnetismo tiene como objeto de estudio y trabajo los minerales y rocas
que se dan en procesos naturales, no basta con conocer el comportamiento magnético de elementos
puros o de aleaciones y compuestos industriales. Típicamente, un paleomagneta tratará con rocas
formadas por una matriz diamagnética o paramagnética en la que están incluidos pequeños granos
de minerales ferromagnéticos (a partir de ahora, cuando se use la palabra ferromagnético se hará,
por lo general, en sentido laxo). Estos sistemas minerales podrán ser simples, formados por la
matriz y una sóla población de granos ferromagnéticos de un mineral en particular y con una
distribución de tamaños de grano y formas más o menos estrecha, o extraordinariamente
complicados, cuando a la matriz se le sumen distintas poblaciones de inclusiones ferromagnéticas,
formadas por varios minerales distintos con diferentes tamaños y formas. Por lo general, la
proporción en volumen o en masa de la fracción ferromagnética de una roca será baja o muy baja,
normalmente inferior a un 5 %, aunque en ocasiones podrá ser elevada. Esto no resulta un
problema, ya que esta pequeña proporción ejerce un dominio absoluto sobre las propiedades de
remanencia de la roca. Cuando se trate de medidas de susceptibilidad, no obstante, la fracción no
ferromagnética podrá alcanzar mucha importancia en ocasiones.
En esta sección se hará un resumen de las propiedades de los minerales ferromagnéticos
naturales más relevantes y se hablará algo sobre los tipos de remanencia que pueden presentar las
rocas y los modelos teóricos de que disponemos para comprenderlos.
2.2.1.- Minerales ferromagnéticos
Sin lugar a dudas, los minerales ferromagnéticos más habituales e importantes en rocas de la
superficie terrestre son los óxidos de hierro y titanio, seguidos en importancia por los hidróxidos de
hierro, sulfuros de hierro y los distintos términos del sistema de las espinelas (magnesioferrita,
trevorita, etc). Otros minerales, principalmente silicatos, como olivino, piroxeno, biotita, etc, tienen
a veces propiedades ferromagnéticas, a pesar de ser paramagnéticos. Ello se debe a impurezas de
magnetita que aparecen en los intersticios de la red, o a exoluciones de magnetita generadas a partir
de esos mismos minerales.
A.- Óxidos de hierro-titanio
Los óxidos de hierro-titanio forman un sistema ternario, representado en la Figura 2.13. En
dicho sistema se representan, en los vértices de un triángulo, los casos extremos, de acuerdo con el
siguiente esquema: de izquierda a derecha y en horizontal, el grado de oxidación va aumentando; de
abajo a arriba y en vertical, el contenido en titanio va aumentando y la proporción de hierro
disminuyendo. Así, en el vértice inferior izquierdo tendremos el FeO (wüstita, con el hierro en
estado Fe2+), en el vértice inferior derecho el α−Fe2O3 (hematites) y γ−Fe2O3 (maghemita) (con el
hierro en estado Fe3+) y en el vértice superior el TiO2 (rutilo).
En el diagrama se pueden representar también dos series de solución sólida. Una es la de las
titanomagnetitas, cuyos términos extremos son el Fe2TiO4 (ulvoespinela, antiferromagnética) y el
Fe3O4 (magnetita, ferrimagnética con Tc = 575º C). La otra es la de las titanohematites o
hemoilmenitas, cuyos términos extremos son el FeTiO3 (ilmenita, antiferromagnética con TNeel = 56
K) y el α-Fe2O3 (hematites, antiferromagnética imperfecta con Tc = 685º C). La maghemita (γFe2O3, ferrimagnética), aunque tiene la misma composición que la hematites, tiene la estructura
cristalina de la magnetita, con la red cristalina saturada de oxígeno (o deficiente en cationes, según
32
como se mire), y es metaestable, transformándose en hematites cuando se aumenta su temperatura
por encima de los 400º C. Es, por tanto, un polimorfo de la hematites. Las tianomagnetitas, cuando
sufren procesos de oxidación, ya sea a alta (oxidación deutérica) o a baja (maghemitización)
temperatura, siguen los caminos representados por las flechas de la Figura 2.13, dando lugar al
campo de las titanomaghemitas.
Figura 2.13. Sistema ternario de los
óxidos de hierro-titanio. Aparecen las series
de solución sólida de las titanomagnetitas y
las titanohematites. Aparecen tambén, en
forma de flechas, los caminos de oxidación
que dan lugar al campo de las
titanomaghemitas. (Opdyke y Channell,
Magnetic stratigraphy, 1996)
Estas series de solución sólidas representan las composiciones intermedias posibles, que
pueden darse en forma de una sóla fase sólo en determinadas condiciones de estabilidad (de presión,
fugacidad de oxígeno y temperatura), principalmente a alta temperatura. Cuando esas condiciones
desaparecen (enfriamiento), lo normal es que la mezcla sufra un proceso de exolución y aparezcan
regiones intercaladas donde la composición sea la de los extremos de la serie. Por ejemplo, una
titanomagnetita con un contenido en titanio del 50% se divide en regiones donde se tiene magnetita
y otras enriquecidas en titanio. Esto se debe a la difusión de los cationes en el sólido. No obstante,
en ocasiones la solución sólida queda “fijada”, dependiendo de cómo sea el abandono de esas
condiciones de estabilidad, por ejemplo si el enfriamiento es rápido y se bloquea la posibilidad de
difusión de los cationes a través de la red cristalina, y es posible observar las fases de composición
intermedia en rocas de la superficie terrestre.
A continuación se recogen algunas de las características más importantes de los diferentes
óxidos de hierro.
- Magnetita (Fe2+Fe23+O4). Se trata del mineral magnético más importante en las rocas terrestres,
presente tanto en la corteza continental como oceánica. Puede aparecer como mineral primario o
secundario en rocas ígneas, sedimentarias y metamórficas con metamorfismo de grado alto o bajo.
Tiene una estructura cristalina tipo espinela inversa. Los aniones oxígeno se distribuyen en una red
33
cúbica centrada en las caras que define posiciones catiónicas octaédricas y tetraédricas. En la celda
unidad hay 8 posiciones tetraédricas y 16 octaédricas rodeadas por aniones. Ambas posiciones no
son equivalentes, las tetraédricas son más pequeñas (permiten la acomodación de iones más
pequeños). Estas posiciones son ocupadas por 8 iones Fe3+, que son más pequeños, mientras que las
octaédricas son ocupadas por 8 iones Fe3+ y 8 Fe2+. Esta diferencia origina la aparición de dos
subredes A y B que caracterizan la estructura de espinela inversa. Como cada subred tiene 8 iones
Fe3+, los momentos magnéticos de éstos se anulan entre sí, dado que entre las subredes existe un
acoplo negativo, y la imanación total se debe a los momentos de los iones Fe2+. El comportamiento
de la magnetita es por tanto ferrimagnético. Sus propiedades magnéticas más importantes son las
siguientes (ver también la Tabla 2.3, al final de la sección dedicada a minerales magnéticos):
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 480 kA m-1
· Curva Ms (T) de tipo: R, parecida a la de un ferromagnético sensu stricto
· Temperatura de Curie: Tc = 580º C
· Anisotropía magnetocristalina: biaxial, con K1 = -1.35·104 J m-3 y K2 = -0.28·104 J m-3 (a
T ambiente)
· Anisotropía dominante en condiciones naturales: la anisotropía de forma
· Transiciones especiales: la de Verwey, a TV = 120 K. Por debajo de esta temperatura los
cationes Fe2+ y Fe3+ de la subred formada por las posiciones octaédricas están perfectamente
diferenciados en sus posiciones y la celda unidad es parcialmente distorsionada desde una
simetría cúbica a otra monoclínica. En esta situación, la constante de anisotropía
magnetocristalina K1 tiene un valor positivo relativamente grande. Por encima de 120 K, la
energía térmica de los electrones es suficiente para destruir este ordenamiento de los
cationes octaédricos y todas las posiciones de esta subred están ocupadas, de modo efectivo,
por iones Fe2.5+, con lo que la simetría es perfectamente cúbica y la anisotropía cambia. Por
tanto, a 120 K se producen cambios evidentes en todas las propiedades relacionadas con la
anisotropía, como la imanación remanente, la susceptibilidad o la coercitividad. Además, la
aumentada movilidad electrónica por encima de esa temperatura hace que el mineral pase de
ser un aislante a ser semiconductor. La detección de la transición Verwey es a veces muy
útil para identificar la presencia de magnetita en una muestra.
- Maghemita (γ-Fe2O3). Tiene, como la magnetita, estructura de espinela inversa. Esta estructura
puede evidenciarse escribiendo la fórmula de la maghemita como Fe3+[Fe5/33+ 1/3]O42- , donde los
iones entre corchetes son los que ocupan las posiciones octaédricas y el símbolo representa un
hueco vacío en la red. Estas vacantes están ordenadas en una superred con una constante de red tres
veces mayor que la de la red aniónica. Como se ve en la fórmula anterior, la subred B tiene un
exceso de iones Fe3+, que es responsable del carácter ferrimagnético de la maghemita. La
maghemita es el producto final de los procesos de oxidación de la magnetita. Especialmente, de los
procesos de oxidación a baja temperatura propios de la meteorización, por lo que este mineral cobra
mucha relevancia en los estudios de suelos. Es común tanto en ambientes subaereos como
submarinos. En Paleomagnetismo, la presencia de maghemita suele indicar que la NRM (Natural
Remanent Magnetisation, Imanación Remanente Natural) de la muestra es de origen químico. Las
propiedades magnéticas más importantes de la maghemita son (ver Tabla 2.3):
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 380 kA m-1
· Curva Ms (T) de tipo: R, parecida a la de un ferromagnético sensu stricto
· Temperatura de Curie: La determinación es difícil, pues la maghemita se transforma a
temperaturas inferiores a la de Curie. Hay que efectuar una medida indirecta, introduciendo
un pequeño porcentaje de impurezas en la estrutura de la maghemita que la estabilicen y
midiendo las temperaturas de Curie de estas maghemitas impuras, para después extrapolar al
caso en que el porcentaje de impurezas es cero. Diversos estudios a lo largo del tiempo han
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proporcionado diferentes resultados, que van desde un valor mínimo de 470º C hasta un
máximo de 695º C. Un valor aceptado usualmente es Tc = 645º C
· Anisotropía magnetocristalina: biaxial, con K1 = -4.65·103 J m-3 (a T ambiente)
· Anisotropía dominante en condiciones naturales: la anisotropía de forma
· Transiciones especiales: Como ya se ha dicho, la maghemita es metaestable y se
transforma en hematites, que tiene estructura romboédrica, cuando se la calienta en vacío o
en presencia de aire. A este proceso se le denomina inversión de la maghemita y se produce
mediante una reorganización o reapilamiento de las capas de aniones O2- y un
desplazamiento intersticial de los cationes, no por una recristalización completa. El valor de
la temperatura de inversión es variado, con diferentes valores obtenidos en diferentes
estudios, pues la presencia de impurezas introduce perturbaciones. Los valores van desde
250º C hasta más de 750º C. Las maghemitas naturales suelen tener valores mucho más altos
que las sintéticas.
- Serie de solución sólida magnetita-maghemita. Como se ha apuntado, la oxidación de la
magnetita a baja temperatura (<200º C) o maghemitización, da lugar a la aparición de mineralogías
intermedias entre ambos extremos. Este proceso tiene lugar en la superficie cristalina y en fisuras y
consiste en una difusión de los cationes Fe2+ desde el interior del cristal a la superficie, donde son
convertidos en Fe3+. Es por tanto un proceso lento que puede dejar inalterados los centros de los
cristales en determinadas circunstancias. La maghemitización se ve favorecida por imperfecciones
en la red cristalina, una gran superficie específica en los granos de magnetita y la presencia de agua.
Una magnetita parcialmente oxidada (o parcialmente deficiente en cationes) puede representarse
como Fe3+2+2z/3 Fe2+1-z z/3 O42-, donde z es el parámetro de oxidación. La magnetización de
saturación decrece de modo constante a medida que z aumenta. También decrece el tamaño de la
celda, con lo que pueden aparecer fracturas en las zonas maghemitizadas.
- Titanomagnetitas. Las titanomagnetitas de fase única, expresables con la fórmula Fe3-xTixO4 ,
tienen una estructura de espinela inversa. A medida que aumenta la proporción de iones Ti4+, la
interacción de canje entre las subredes A y B disminuye de intensidad y la temperatura de Curie cae
casi linealmente con el aumento de x. La titanomagnetita más importante es x = 0.6, llamada TM60,
y se presenta en lavas basálticas que se han enfriado rápidamente (anteriormente se dijo que un
enfriamiento rápido es necesario para evitar que se produzca difusión de iones en el mineral y tenga
lugar la exolución, que crearía zonas ricas en titanio y otras zonas pobres en este elemento, en vez
de originar una roca con composición intermedia homogenea). La imanación de saturación también
decrece regularmente al aumentar x. Por su importancia, aquí se recogen las propiedades de TM60:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 125 kA m-1
· Temperatura de Curie: Tc = 150-200º C
· Anisotropía magnetocristalina: K1 = 2.02·103 J m-3 (a temperatura ambiente)
· Anisotropía dominante en condiciones naturales: anisotropía magnetoelástica (esfuerzos
internos)
· Transiciones especiales: Para x > 0.1 desaparece la transición de Verwey.
- Titanomaghemitas. Una titanomagnetita parcialmente oxidada recibe el nombre de
titanomaghemita, en discrepancia con el caso de la maghemita, que es el extremo totalmente
oxidado de la serie magnetita-maghemita. Si esta oxidación se produce mediante el aporte de
oxígeno y el crecimiento de nuevas celdas en la superficie del mineral, la fórmula correspondiente
es Fe3+[2-2x+z(1-x)]R Fe2+(1+x)(1-z)R Ti4+xR 3(1-R) O2-4 , donde R = 8/[8 +z (1-x)]. Si la oxidación se
produce, en cambio, por la eliminación de hierro, como es el caso en condiciones submarinas, el
cociente de concentraciones Fe/Ti disminuya a medida que avanza la oxidación y las líneas de
oxidación en el diagrama ternario adquieren una pendiente positiva hacia arriba a la derecha.
35
Durante la oxidación a baja temperatura de las titanomagnetitas la estructura cúbica de los aniones
se mantiene y los iones Fe2+ difunden hacia el exterior a un ritmo bajo. El proceso es más rápido en
la superficie, y el centro del cristal queda menos alterado, apareciendo un gradiente en la
distribución de vacantes y en el parámetro de oxidación z. Esto produce la aprición de tensiones y
eventualmente de fracturas. La imanación de saturación decrece cuando el parámetro de
oxidacióncrece, y la temperatura de Curie crece. Como en el caso de la maghemita, las
titanomaghemitas son inestables frente a un calentamiento, produciéndose también una inversión.
Ésta consiste en una transformación a una fase romboédrica, o en la generación de intercrecimiento
de fases romboédricas y cúbicas. La Figura 2.14 muestra el comportamineto de Ms para una
titanomaghemita que se va calentando al vacío.
Figura 2.14. Curva de Ms
frente a la temperatura para una
titanomaghemita sintética con x =
0.6 y z = 0.3. Se aprecia: que a
partir de 300º C se produce un
aumento de Ms porque se
empiezan a crear nuevas fases
(inversión); que la curva de
enfriamiento
(triángulos)
es
distinta de la de calentamiento,
pues la aparición de las nuevas
fases hace que el proceso sea
irreversible. (Dunlop y Özdemir,
Rock magnetism: fundamentals
and frontiers, 1997).
En principio Ms decrece, pero alrededor de 250º C, antes de alcanzar su temperatura de
Curie, comieza la inversión. Se empiezan a desarrollar dos fases, una rica en titanio y de estructura
romboédrica, cercana a la ilmenita, y otra pobre en titanio y de estructura espinela, con una
composición y una temperatura de Curie cercana a las de la magnetita. Las composiciones y
texturas de estas fases son similares a las que se producen por exolución a altas temperaturas. Si se
efectúan nuevos calentamientos y enfriamientos, las nuevas fases son estables y la curva es
reversible.
- Hematites (α−Fe2O3). Este mineral romboédrico es, como la magnetita, muy común. Aparece
como mineral primario en rocas ígneas volcánicas, donde se forma por oxidación a alta temperatura
de la magnetita. En estas rocas puede aparecer también como producto secundario por la inversión
de titanomaghemitas durante recalentamientos de la roca. También puede aparecer como producto
de la magnetita cuando ésta experimenta oxidación a temperaturas ordinarias durante mucho
tiempo. En este caso puede presentarse como pseudomorfo de la magnetita, denominándose
entonces martita. Otros procesos relevantes que dan origen a la hematites como mineral secundario
son la inversión de la maghemita, la deshidratación de productos de meteorización como la goethita
y la precipitación de partículas ultrafinas de hematites a partir de soluciones ricas en hierro en los
intersticios de sedimentos clásticos. Este último proceso da lugar a los famosos red beds. Todo esto
hace que sea un producto común cuando tienen lugar eventos hidrotermales.
36
La hematites tiene la estructura cristalina del corindón, cristalizando en el sistema trigonal.
Los aniones (oxígeno) forman una red hexagonal compacta, llenando los cationes (Fe3+) los 2/3 de
las posiciones intersticiales definidas por esta distribución. Todas las posiciones catiónicas son
equivalentes, con una simetría octaédrica distorsionada. Los cationes se distribuyen en capas
paralelas separadas entre sí por capas de aniones. Dentro de una misma capa, la interacción entre los
momentos magnéticos atómicos es positiva, dando lugar a una imanación homogénea en la capa,
pero el acoplo entre capas sucesivas de cationes es negativo, originando un antiferromagnetismo
que no es perfecto, pues las imanaciones de capas adyacentes no son completamente antiparalelas.
Resulta una imanación neta en el plano basal de la estructura, que es mucho menor que la
imanación en cada capa, imanación que es prácticamente perpendicular a la imanación dentro de las
capas de cationes. Éste es el origen del antiferromagnetismo de canto o imperfecto de la hematites.
Parece haber, además, un comportamiento ferromagnético isotrópico de fondo asociado a la
distribución de imperfecciones en la red cristalina. En otros minerales también se da este fenómeno,
denominado ferromagnetismo parásito, pero usualmente queda completamente apantallado por
otros efectos. En la hematites, como el antiferromagnetismo de canto es tan débil, puede observarse
el ferromagnetismo parásito. El comportamiento magnético de la hematites es suma de estos dos
efectos.
A pesar de que la imanación de saturación de la hematites es muy inferior a la de la
magnetita y de que, de hecho, la hematites es menos abundante que la magnetita (excepto en el caso
de los red beds), este mineral es de gran importancia en paleomagnetismo. Esto es así porque su
temperatura de Curie es muy elevada (unos 675º C) y la coercitividad de las muestras naturales con
hematites suele ser también muy alta, lo que hace que la imanación remanente portada por el
mineral, aunque más débil, sea bastante más estable que la de la magnetita. En rocas donde haya
hematites puede haberse preservado, por tanto, información más antigua. Además, dada la forma de
la curva Ms (T) de la hematites, que puede observarse en la Figura 2.15, donde se ve que la caída de
la imanación es muy brusca y está muy circunscrita en torno a la temperatura de Curie, la
componente magnética asociada a la hematites no solapa mucho con la de la magnetita y ambas
pueden resolverse bastante bien. Sus propiedades magnéticas son las siguientes:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 2.5 kA m-1
· Temperatura de Curie: Tc = 675º C
· Anisotropía magnetocristalina: K1 = 1.2·106 J m-3 (a temperatura ambiente)
· Anisotropía dominante en condiciones naturales: Como la anisotropía de forma es muy
baja, dado que es proporcional a la imanación de saturación y ésta es pequeña para la
hematites, la anisotropía dominante es la magnetocristalina, teniendo también bastante
importancia la anisotropía magnetoelástica (esfuerzos internos).
· Transiciones especiales: La hematites experimenta una transición denominada de Morín a
una temperatura TMorín = -15º C. Por debajo de esta temperatura, la anisotropía
magnetocristalina es diferente y hace que las imanaciones de las subredes sean exactamente
opuestas, desapareciendo el antiferromagnetismo de canto. Por debajo de TMorín la
imanación de saturación cae abruptamente, como puede verse en la Figura 2.15. Para
identificar sin ambigüedad la presencia de hematites en una muestra se puede someter a ésta
a un ciclo de temperaturas en torno a la TMorín . Se observa un efecto curioso: en la mitad fría
de ese ciclo, la remanencia cae, pero se recupera parcialmente en la mitad caliente del ciclo.
La imanación recuperada tiene, además, la dirección de la original. Esta memoria de la
remanencia no se comprende bien actualmente. La transición de Morín desaparece para
granos de hematites con tamaños menores de 0.1 μm.
37
Figura 2.15. Curvas de dependencia de la imanación de saturación Ms con la temperatura para la hematites.
La gráfica de la derecha es la curva para temperaturas altas, con una caida muy brusca cerca de la temperatura
de Curie. La de la izquierda es para temperaturas bajas, con una caida brusca en la transición de Morín. Las
unidades de la imanación están normalizadas. (Dunlop y Özdemir, Rock magnetism: fundamentals and
frontiers, 1997).
- Titanohematites. También llamadas hemoilmenitas, resultan de la sustitución de los cationes Fe3+
de la red de la hematites por cationes Ti4+ y Fe2+. Su composición puede ser expresada por la
fórmula Fey2+ Fe2-y3+ Ti4+y O3 , donde y = 0 para la hematites e
y = 1 para la ilmenita. Como la
hematites, tienen la estructura cristalina del corindón. Forman una serie de solución sólida. Los
miembros de composición intermedia de la serie sólo son estables a altas temperaturas, por lo que
cuando la roca se enfría, igual que en el caso de las titanomagnetitas, lo normal es que se produzca
la exolución de fases ricas en titanio mezcladas con fases pobres en titanio. No obstante, un
enfriamiento muy rápido puede preservar fases de composición intermedia. Estas fases de
composición intermedia, con y entre 0.5 y 0.7, tienen la propiedad de adquirir una imanación
termorremanente autoinvertida. Es decir, cuando se las enfría en presencia de un campo magnético
externo adquieren una imanación remanente cuya dirección es opuesta a la del campo externo. Este
fenómeno de la autoinversión no consiste en una autoinversión de la imanación de saturación, sino
en un acoplo negativo entre las imanaciones de fases adyacentes pobres y ricas en titanio, cuyo
intercrecimiento se debe a un proceso de exolución a una escala microscópica.
Para valores del parámetro y entre 0 y 0.5, el mineral es antiferromagnético de canto. Para
valores superiores de y, no obstante, el mineral es ferrimagnético, debido a una distribución
ordenada o semiordenada de los cationes Ti4+ y Fe2+ en planos diferentes. El máximo en el
momento magnético se produce para y = 0.7. A continuación aparecen las propiedades magnéticas
para una titanohematites con y = 0.5:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 100 kA m-1
· Temperatura de Curie: Tc = 200º C
· Transiciones especiales: A medida que aumenta el contenido en titanio, disminuye la
TMorín y llega a desaparecer la transición.
38
B.- Oxi-hidróxidos de hierro
Los oxi-hidróxidos de hierro son productos de meteorización microcristalina que forman
agregados generalmente llamados limonita. La importante, desde el punto de vista magnético, es la
goethita, aunque diremos también algo de la lepidocrocita y de la akaganeita. Veamos algo sobre
ellos.
. Goethita (α-FeOOH). Es un constituyente común de suelos y sedimentos, pues se genera a partir
de otros minerales de hierro por meteorización. A veces aparece intercrecida con hematites. En
otras ocasiones aparece como pseudomorfo de piritas. Durante el calentamiento se deshidrata, entre
los 200 y los 400º C, para dar hematites. Los granos de goethita, con forma de aguja, son sustituidos
por granos de hematites muy pequeños, normalmente en estado superparamagnético, que forman
agregados que preservan la forma de aguja original. Cristaliza en el sistema rómbico y, como en el
caso de la hematites, los aniones forman una red hexagonal compacta. Es un mineral
antiferromagnético, pero también presenta un ferromagnetismo parásito débil. Sus propiedades
magnéticas son:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 2 kA m-1
· Temperatura de Curie: Tc = 120º C. Pequeñas cantidades de impurezas disminuyen este
valor.
· Transiciones especiales: Se desidrata para dar hematites a partir de 200º C.
. Lepidocrocita (γ-FeOOH). Es un componente menor de suelos y sedimentos. Es un
antiferromagnético, pero su temperatura de Neel está muy por debajo de la temperatura ambiente
(-196º C), con lo que no es importante en lo que a imanación remanente se refiere. No obstante,
puesto que al ser calentado por encima de 250º C se deshidrata para dar maghemita, tiene
importancia durante el tratamiento de muestras en laboratorio. Además presenta una característica
curiosa: cuando la maghemita resultante de la deshidratación de la lepidocrocita se calienta e
invierte a hematites, la remanencia sufre un giro que a veces alcanza los 180º.
· Akaganeita (β-FeOOH). Tiene una celda unidad con estructura tetragonal. Su importancia reside
en que a partir de 250º C se deshidrata para dar hematites, posiblemente a través de una fase
intermedia que permita la drástica reorganización de la estructura cristalina necesaria para la
transformación akaganeita-hematites.
C.- Sulfuros de hierro
Los sulfuros de hierro importantes por sus propiedades magnéticas son la pirrotina, la
greigita y la troilita. La pirita (FeS2), por ser paramagnética, sólo es importante en cuanto precursor
de otros minerales ferromagnéticos. En general, podemos decir que la aparición de sulfuros de
hierro en rocas sedimentarias es propia de ambientes anóxicos o reductores. Veamos algo acerca de
los diferentes minerales.
- Pirrotina (Fe1-xS). En la fórmula anterior, x adopta valores entre 0 y 0.13, aunque en la naturaleza
se dan los casos en que la fracción Fe/S tiene sólo determinados valores racionales. Se trata de un
mineral común en rocas ígneas, metamórficas y sedimentarias. La pirrotina natural suele ser una
mezcla de pirrotina monoclínica Fe7S8 , que es ferrimagnética, y pirrotinas hexagonales Fe9S10 y
Fe11S12 , que son antiferromagnéticas. Las desviaciones respecto de la composición FeS se deben a
la aparición de vacantes en la estructura cristalina. Una ordenación de esas vacantes proporciona a
la pirrotina monoclínica su carácter ferrimagnético. En la estructura cristalina, los iones se agrupan
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en celdas hexagonales, formando capas alternas de aniones sulfuro y de cationes Fe2+. Los
momentos de los cationes de una misma capa interaccionan entre sí de modo ferromagnético, con
un acoplo positivo que genera una imanación neta contenida en el plano basal (el de la capa, pues el
eje de dificil imanación es perpendicular a esos planos). Pero capas sucesivas de cationes
interaccionan con un acoplo negativo mediado por los aniones sulfuros intermedios, dando lugar al
carácter antiferromagnético. En el caso de la pirrotina Fe7S8 las vacantes de cationes se distribuyen
ordenadamente de acuerdo con una estructura monoclínica, con más vacantes en una de las
subredes de cationes que en otra, dando lugar a un momento magnético neto y por tanto a un
comportamiento ferrimagnético. La pirrotina monoclínica es por tanto la contrapartida de la
maghemita, en el sentido de que su comportamiento ferrimagnético se debe a una deficiencia de
cationes y a un ordenamiento de las vacantes en una super-red. Por encima de los 320º C, se
destruye la estructra ordenada de vacantes y desaparece el ferrimagnetismo. Esta transición se
conoce como transición β.
La pirrotina hexagonal Fe9S10 , con una deficiencia de cationes menor, tiene a temperaturas
normales un comportamiento antiferromagnético. Pero a 220º C (un poco menos si se tratade
pirrotinas hexagonales Fe10S11 o Fe11S12) se produce la llamada transición λ (a veces llamada
transición γ), consistente en un ordenamiento de las vacantes activado térmicamente. A partir de
esta temperatura se comporta ferrimagnéticamente hasta su temperatura de Curie. Un enfriamiento
rápido puede preservar esta nueva fase ferrimagnética, con su ordenamiento de vacantes, por debajo
de Tλ , aunque la fase así generada es metaestable. Esta transición da lugar a un comportamiento
característico de la curva Ms (T) que se puede ver en la Figura 2.16.
Figura 2.16. Curva Ms (T) para dos muestras naturales de Sudbury, Canadá. La curva de la izquierda es reversible e
indica la presencia de pirrotina monoclínica. La de la derecha es irreversible y es característica de la presencia de una
mezcla de pirrotinas monoclínica y hexagonal. Al llegar a los 200º C, la pirrotina hexagonal experimenta la transición λ
y se comporta ferrimagnéticamente hasta alcanzar su temperatura de Curie de unos 265º C, con lo que aumenta la
imanación de saturación y se obtiene la pronunciada joroba de la figura. La curva es irreversible debido a la
degeneración de la pirrotina hexagonal en pirrotina monoclínica. (Dunlop y Özdemir, Rock magnetism: fundamentals
and frontiers, 1997).
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A continuación se recogen las propiedades magnéticas de estas dos fases de pirrotina:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente:
Fase monoclínica Fe7S8 Ms = 80 kA m-1
· Temperatura de Curie:
Fase monoclínica Fe7S8 Tc = 320º C
Fase hexagonal Fe9S10 Tc = 265º C
· Anisotropía magnetocristalina: uniaxial, K1 ≈ 104 J m-3 (a temperatura ambiente)
· Transiciones especiales:
Fase monoclínica Fe7S8 : presenta una transición a baja temperatura, T = 30-35 K,
que conlleva una reducción de la imanación remanente y la coercitividad.
Fase hexagonal Fe9S10 : la transición λ ya mencionada a Tλ = 200º C que pasa de un
comportamiento antiferromagnético a otro ferrimagnético.
Ambas: cuando la pirrotina experimenta un aumento de temperatura por encima de
500º C, se transforma irreversiblemente, usualmente a magnetita, aunque a
temperaturas muy altas puede transformarse en hematites. Esto puede proporcionar a
la muestra una imanación remanente de origen químico.
- Greigita (Fe3S4). Se trata de un mineral bastante común en sedimentos que se han formado en
condiciones anóxicas, esto es, reductoras, a pesar de que durante un tiempo se creyó que era un
mineral raro. También puede ser sintetizado por bacterias magnetotácticas, dando lugar a
biomineralizaciones. Tiene una estructura de espinela inversa, como la de la magnetita, y su
comportamiento es también ferrimagnético, aunque sus propiedades son algo diferentes de las de la
magnetita, como podemos ver a continuación:
· Imanación de saturación a temperatura ambiente: Ms = 120 kA m-1
· Temperatura de Curie: Tc = 330º C
· Anisotropía magnetocristalina: biaxial, K1 ≈ -103 J m-3 (a temperatura ambiente)
- Troilita (FeS). Es la fase estequiométrica de la pirrotina, sin vacantes catiónicas. Es muy poco
frecuente en la Tierra, aunque aparece en rocas lunares y en muestras de material meteorítico, como
consecuencia del carácter reductor de los ambientes de formación de estas rocas. En esos casos, es
usual encontrar intercrecimientos de hierro y troleita que producen un comportamineto extraño de
autoinversión en determinados rangos de temperaturas, fenómeno que no se conoce bien.
D.- El sistema de las espinelas
Se denomina espinela, en sentido general, a un óxido con la fórmula general XY2O4 (o
X8Y16O32, si tomamos una celda unidad), donde X e Y son dos metales. Ya hemos visto el caso de
la magnetita, Fe3O4. Las espinelas tienen una red cristalina definida por las posiciones de los iones
oxígeno, O2-, que forman celdas cúbicas centradas en las caras. Esta distribución de aniones
determina dos tipos de posiciones para los cationes, unas con simetría tetraédrica y otras con
simetría octaédrica. En una celda unidad hay 32 oxígenos, 16 posiciones catiónicas octaédricas y 8
posiciones catiónicas tetraédricas. Si encerramos entre corchetes a los cationes que ocupan
posiciones octaédricas, diremos que una espinela es normal si tiene una estructura dada por la
fórmula X[Y2]O4, y diremos que es invertida o inversa si la estructura es Y[XY]O4. En muchos
casos, la verdadera estructura es una mezcla de ambas situaciones. La magnetita, como vimos, era
una espinela inversa.
41
La estructura cristalina de las espinelas es muy flexible, dado que la red de aniones puede
expandirse o contraerse para alojar a cationes de muy diversos radios iónicos. Por ello, hay por lo
menos 30 elementos químicos distintos que pueden formar parte de esa estructura como cationes.
No obstante, las espinelas naturales, que definen numerosas series de solución sólida (y que en
cierto modo pueden considerarse todas ellas como miembros de un gran sistema de solución sólida),
tienen composiciones que pueden expresarse como mezclas de 8 o 9 espinelas distintas, que son los
términos finales de esas series de solución sólida. Esos términos son:
· Magnetita
Fe3+[Fe2+Fe3+]O4
inversa
3+
2+
3+
· Magnesioferrita
Fe [Mg Fe ]O4
inversa
· Jacobsita
Fe3+[Mn2+Fe3+]O4
inversa
· Cromita
Fe2+[Cr23+]O4
normal
3+
2+
· Magnesiocromita/Picocromita
Mg [Cr2 ]O4
normal
· Espinela (sensu stricto)
Mg2+[Al23+]O4
normal
· Hercinita
Fe2+[Al23+]O4
normal
· Ulvöespinela
Fe2+[Fe2+Ti4+]O4
inversa
3+
2+
3+
· Trevorita
Fe [Ni Fe ]O4
inversa
Dentro de esta variedad de minerales, hay algunos que presentan comportamineto
ferromagnético y que por tanto pueden tener importancia en determinadas ocasiones. En concreto,
espinelas ricas en Mg (magnesio), Mn (manganeso), Cr (cromo), Al (aluminio), Ti (titanio) y Ni
(niquel) son más o menos comunes en gabbros submarinos y en afloramientos paridotíticos, con lo
que su relevancia en el presente trabajo queda de manifiesto. También se las puede encontrar en
sedimentos procedentes de las litologías anteriores y en rocas lunares y material meteorítico. En la
Tabla 2.3 pueden verse las propiedades de algunas de estas espinelas ferrimagnéticas. No obstante,
puesto que estos minerales no son abundantes en otro tipo de rocas, sus propiedades magnéticas han
sido mucho menos estudiadas que las de los demás minerales descritos en páginas anteriores.
42
Tabla 2.3. Propiedades de los minerales más importantes en rocas terrestres. Ms es la imanación de saturación; K1 es la constante de anisotropía magnetocristalina.
Mineral
Tipo de magnetismo
Ms
K1 a 20º C
TCurie/Neel
Transiciones
Otros
χ susceptibilidad
(kA m-1)
(º C)
(J m-3)
especiales
Magnetita
Fe3O4
Maghemita
γ-Fe2O3
Titanomagnetita TM60
(x=0.6) Fe2.4Ti0.6O4
Hematites
α-Fe2O3
Titanohematites, y = 0.5
Fe1.5Ti0.5O3
Goethita
α-FeOOH
Pirrotina monoclínica
Fe7S8
Pirrotina hexagonal
Fe9S10
Greigita
Fe3S4
Trevorita
Fe2NiO4
Jacobsita
Fe2MnO4
Magnesioferrita
Fe2MgO4
4
Ferrimagnetismo
480
580
-1.35·10
De Verwey
TV = 120 K
Ferrimagnetismo
380
590-675
-4.65·103
Inversión a αFe2O3
T>250º C
Ferrimagnetismo
125
150
2.02·103
Antiferromagnetismo
de canto + parásito
Ferrimagnetismo
2.5
675
1.2·106
100
200
2
120
80
320
104
Transición a
T = 30-35 K
Antiferromagnetismo
+ ferrimagnetismo
80
265
104
Transición λ a
T > 200º C
Ferrimagnetismo
125
330
-103
Ferrimagnetismo
270
580
-6.7·103
Ferrimagnetismo
400
300
-4·103
Ferrimagnetismo
120
440
-3.9·103
Ferromagnetismo
parásito
Ferrimagnetismo
De Morín
TM = -15º C
Hc coercitividad
χ = 4.5-5.3 ·10-4 m3 kg-1
Hc = 2-10 mT
χ = 6 ·10-6 m3 kg-1
Hc = 400 mT
Deshidratación a
αFe2O3 , T > 250º C
Ambas se transforman en
magnetita/hematites por
encima de 500º C. La
hexagonal puede
transformarse en
monoclínica a T > 300º C
43
2.2.2.- El comportamiento magnético de agregados de partículas ferromagnéticas
Como ya se ha mencionado, una roca natural estará formada por una matriz no
ferromagnética en la que existen inclusiones ferromagnéticas en forma de granos de diferentes
minerales y con distintas formas y tamaños. En esta sección se tratarán las propiedades de esos
granos y cómo la suma de los comportamientos de muchos granos da lugar al comportamineto de la
roca en conjunto.
En primer lugar, el tamaño y la forma de los granos ferromagnéticos determinarán su
estructura de dominios magnéticos. Si el grano es suficientemente grande, se establecerán los
dominios y se minimizará la energía magnética almacenada. En este proceso se alcanza un balance
entre la energía magnetostática almacenada por el grano, que puede describirse a partir de una
modelización de los polos magnéticos en la superficie del grano, y la energía almacenada en las
paredes que separan distintos dominios. Al disminuir el volumen del grano considerado puede
llegar el caso en que la energía necesaria para formar una pared sea superior al descenso de energía
magnetostática que resultaría de la formación de los dominios, con lo que la situación más favorable
será que exista un solo dominio. Estos granos se denominan monodominio (SD, del inglés singledomain), en contraste con los multidominio (MD, del inglés multi-domain). Entre ambos tipos se
sitúan a veces los granos con dos o tres dominios, llamados pseudo-monodominio (PSD, del inglés
pseudo-single-domain). El comportamiento magnético de estos distintos tipos de granos es muy
diferente, aún tratándose del mismo mineral.
Para un grano con una imanación uniforme Mi, la energía magnetostática, que depende de la
repulsión de los polos magnéticos superficiales del mismo signo, es proporcional al cuadrado de Mi.
En un grano ferromagnético monodominio, la imanación es igual a la de saturación, por lo que
Emagnetostática ∝ Ms2
Para minerales con valores elevados de Ms, existirá una tendencia más fuerte a formar dominios,
esto es, el valor umbral de tamaño de grano por debajo del cual se tiene el estado monodominio es
menor (aunque depende también de la forma). En el caso de la magnetita, si tenemos granos
cúbicos, sólo serán monodominio los granos menores de 0.1 μm. Si tenemos partículas elongadas,
en forma de aguja, el estado SD es posible para tamaños de hasta 1 μm. En el caso de la hematites,
que tiene una imanación de saturación muy baja, el estado SD es posible incluso hasta tamaños
relativamente grandes, de hasta 15 μm. Es bastante común encontrar en muestras naturales
magnetita y hematites en estado SD.
El comportamiento de un grano ferromagnético, al que supondremos espacialmente
inmovilizado por la matriz de roca en la que se encuentra, cuando se ve expuesto a la acción de un
campo magnético externo, viene determinado por un balance entre diferentes energías que se
detallarán a continuación.
A.- Energía de interacción con el campo externo
En primer lugar, por supuesto, la imanación Mi del grano experimentará una interacción con
el campo externo, siendo la energía de esa interacción
EH = - μ0 V Mi · H = -μ0 V Mi H cos θ
(Ec. 2.18)
44
donde θ es el ángulo entre los vectores Mi y H, μ0 es la permeabilidad del vacío y V es el volumen
del grano. Esta energía es mínima cuando ambos vectores son paralelos, es decir, el campo ejerce
un torque sobre la imanación del grano para hacerla paralela a él. Si en el grano no hubiese ninguna
fuente de resistencia que se opusiese a este torque, el alineamiento sería perfecto. No obstante, sí
existen esas resistencias o anisotropías magnéticas.
B.- Campo desimanador interno y anisotropía de forma
Como se dijo más arriba y como aparece gráficamente en la Figura 2.17, una partícula
imanada creará un campo magnético a su alrededor, que puede modelizarse a partir de una
distribución de polos magnéticos en la superficie de la partícula. Pero esa misma distribución creará
un campo magnético en el interior del grano, campo que tiene dirección opuesta a la de la
imanación. Por esto recibe el nombre de campo desimanador o desmagnetizante interno. Puede
expresarse como
Hd = -Nd Mi
(Ec. 2.19)
donde se ha introducido el factor desimanador Nd . En el caso general, Nd será un tensor, ya que el
campo desimanador, para geometrías de grano generales, no es uniforme ni paralelo a la imanación
en cada punto. No obstante, para prismas paralelepípedos y elipsoides de revolución, la
aproximación anterior es válida (considerando, en el caso de los elipsoides, las direcciónes del eje
de revolución y las perpendiculares a él). El factor desimanador a lo largo de cualquier dirección es
proporcional al porcentaje de superficie del grano cubierta por polos magnéticos cunado el grano
está imanado en esa dirección. En un sistema cartesiano de coordenadas (x,y,z), se cumple
Ndx + Ndy + Ndz = 1 (en unidades SI)
(Ec. 2.20)
Figura 2.17. Campo
desimanador y anisotropía
de forma; a) y b),
imanación,
distribución
superficial
de
polos
magnéticos
y
campo
desimanador interno en una
partícula
ferromagnética
esférica; c) imanación y
distribución superficial de
polos en una partícula
elipsoidal,
según
la
dirección del eje largo (eje
fácil) y d) según la
dirección del eje corto (eje
difícil). El factor de
desimanación es mayor en
el caso d) que en el c).
(Butler, Palaeomagnetism:
magnetic
domains
to
geologic terranes, 1992).
45
La energía magnetostática almacenada dentro del grano y debida a este campo desimanador
será la pertinente a la interacción del campo desimanador con la imanación del grano, es decir
Em interna = - (1/2) μ0 V Mi · Hd = (1/2) μ0 V Nd Mi2
(Ec. 2.21)
donde el factor ½ porque calcular la energía magnetostática debida al campo desimanador interno
es una forma de evaluar las interacciones dipolo-dipolo en todo el volumen del grano, y en dicho
cálculo se acaba contabilizando dos veces a cada dipolo, por lo que hay que dividir al final por dos.
Para partículas esféricas tendremos
Ndx = Ndy = Ndz = 1/3
(Ec. 2.22)
Se puede ver claramente que en el momento en que el factor de desimanación sea difeente
para distintas direcciones, aparece una anisotropía de forma, es decir, la energía magnetostática
almacenada será menor si la imanación es paralela a la dirección en la que el factor de
desimanación es menor. Por tanto, si se introduce un campo externo en otra dirección cualquiera,
habrá una resitencia a la rotación de la imanación que ese campo tiende a provocar. Para partículas
elongadas, como aparece en la Figura 2.17, el factor desimanador es menor a lo largo del eje largo y
mayor a lo largo de ejes perpendiculares a éste, pues la separación de los polos magnéticos
superficiales es mayor si la imanación es paralela al eje largo. La diferencia entre las energías
magnetostáticas de las dos configuraciones posibles (una en la que la imanación es paralela al eje
largo y otra en la que es paralela al eje corto) constituye una barrera energética que un campo
externo ha de superar para conseguir que la imanación del grano rote en su dirección. Si el campo
externo no supera esta barrera, tal rotación será sólo parcial. Si no hay campo externo alguno, la
imanación estará dirigida siempre en la dirección del eje largo. Denotando con una l a la dirección
del eje largo y con una p a la dirección de un eje perpendicular a aquel, la barrera energética será
ΔEm interna = (1/2) (Ndp – Ndl) μ0 V Ms2 = (1/2) μ0 ΔΝd V Ms2
(Ec. 2.23)
Si el campo externo ha de ser capaz de vencer esta barrera, ha de cumplirse
Hexterno = hc = Hdp - Hdl = (Ndp – Ndl) Ms
(Ec. 2.24)
como mínimo, siendo hc la fuerza coercitiva microscópica. Para elipsoides de revolución prolatos
muy elongados (con forma de aguja, como es usual en granos de magnetita), tenemos Ndl ≈ 0 y
Ndl + 2 Ndp = 1
luego
ΔNd = ½
y
hc = ½ Ms .
Todo esto permite comprender que en el caso de la hematites, donde la imanación de
saturación es muy baja, la anisotropía de forma es igualmente baja. Cobra entonces mucha más
importancia otra forma de anisotropía, ya mencionada al describir las propiedades magnéticas de los
diferentes minerales pero no examinada en detalle.
46
C.- Anisotropía magnetocristalina
La propia estructura cristalina de un mineral define direcciones cristalográficas a lo largo de
las cuales es más fácil la imanación (la energía del sistema es menor si la imanación va en esa
dirección) y otras a lo largo de las cuales es más difícil. El origen microscópico de esta anisotropía,
llamada magnetocristalina, reside en dos fenómenos distintos. Primero, la interacción entre iones de
la red hace que el momento angular orbital L esté fijado (“quenching”) a determinadas direcciones
de la red; esto, junto con el hecho de que existe un acoplamiento espín-órbita L-S con el momento
magnético de los electrones, que es el responsable de la imanación, hace que existan direcciones
cristalográficas preferentes. Esto recibe el nombre de “single-ion anisotropy”. Segundo, la propia
interacción de canje puede no ser isótropa, puede tener una dependencia angular con forma pseudodipolar o pseudo-cuadrupolar: es la anisotropía dipolar.
Sea como fuere, la anisotropía magnetocristalina admite un tratamiento macroscópico
fenomenológico. En un cristal cúbico (ver la Figura 2.18 para el caso de la magnetita), la energía
que define la anisotropía magnetocristalina puede escribirse como
EK = K1 V (α12α22 + α22α32 + α32α12 ) + K2 V α12 α22 α32
(Ec. 2.25)
donde K1 y K2 son constantes de anisotropía, V es el volumen de la muestra y αi son los cosenos
directores de Ms respecto de los ejes cristalográficos (100). Si K1 > 0 (casos del hierro y de
titanomagnetitas con mucho titanio), la energía es mínima a lo largo del eje (100), que será el eje
fácil. Para K1 < 0 (caso de la magnetita), el eje fácil es (111).
Figura 2.18. Curvas de imanación de la magnetita según las diferentes direcciones cristalográficas. El area
comprendida entre ambas curvas es igual a la diferencia de energía magnetostática entre las dos situaciones de
imanación, que a su vez es igual a la energía de anisotropía magnetocristalina. (Dunlop y Özdemir, Rock
magnetism: fundamentals and frontiers, 1997).
47
Hay otros minerales, como la hematites, que tienen una anisotropía uniaxial, es decir, sólo
tienen un eje fácil, y todos los ejes perpendiculares a éste son equivalentes. En este caso la energía
de anisotropía puede ponerse
EK = Ku1 V sen2 θ + Ku2 V sen4 θ
(Ec. 2.26)
donde θ es el ángulo que forma la imanación con el eje fácil y aparecen otras dos constantes de
anosotropía. Al igual que en el caso de la anisotropía de forma, la magnetocristalina supone una
barrera de energía que el campo magnético externo debe superar para que la rotación de la
imanación del grano sea completa.
D.- Histéresis en granos monodominio
Sea una roca formada por una matriz diamagnética en la que existe un 5 % en volumen de
granos de magnetita con forma de elipsoide prolato (en forma de aguja) y que están en estado SD.
Consideremos que la orientación de los ejes largos (ejes de fácil imanación) de los granos está
distribuida al azar. Cuando se somete a una muestra tal a un ciclo de histéresis, se obtienen los
resultados recogidos en la Figura 2.19.
Figura 2.19. Ciclo de histéresis
para una roca formada por una
matriz diamagnética más un 5 %
de
granos
de
magnetita
monodominio y con forma de
elipsoides prolatos. La parte a)
representa el ciclo de histéresis en
sí, con los parámetros: imanación
de saturación de la muestra (Js),
imanación remanente (Jr) y
coercitividad (Hc) (Nota: 1 G =
1·10-3 A m-1). Las partes b-e
representan el estado de las
imanaciones de los granos de
magnetita
(que
aparecen
dibujados como elipses) para
diferentes instantes del ciclo de
histéresis (puntos 1-4 de la parte
a). Se considera que las partículas
de magnetita están orientadas al
azar. (Butler, Palaeomagnetism:
magnetic domains to geologic
terranes, 1992).
48
Cada grano de magnetita tendrá una imanación igual a la de saturación, dirigida, en ausencia
de campo, en la dirección del eje fácil. La imanación neta de la muestra será la suma vectorial de las
imanaciones de todos los granos
M =
∑v m
i
i
i
Vmuestra
(Ec. 2.27)
donde vi y mi son el volumen y la imanación del grano i-ésimo.. En el experimento de histéresis, es
esta imanación neta la que se mide. Si la muestra no ha sido imanada, tendremos en el momento
inicial M = 0, pues las imanaciones de los granos están distribuidas al azar. En la Figura 2.19,
aparte del ciclo de histéresis, se representa el estado de las imanaciones de los distintos granos para
diferentes instantes del proceso de imanación-desimanación.
Cuando se empieza a aplicar el campo externo en una dirección positiva arbitraria, la
imanación de cada grano empieza a rotar hacia el campo, pero sin alinearse del todo, dado que
existe una anisotropía de forma que impone una barrera de energía frente a esta rotación. Esto
corresponde al punto 1 de la figura. Si el campo externo aumenta de intensidad hasta superar esa
barrera de energía, todas las imanaciones individuales se alinean con el campo y se alcanza la
saturación. Es el punto 2 de la figura. En ese momento, la imanación total de la muestra alcanza su
valor máximo o de saturación, dado por
Ms =
∑v m
i
s
i
Vmuestra
=
ms ∑ vi
i
Vmuestra
= ms
Vmagnetita
Vmuestra
= ms ·0.05 = 24·10 −3 Am −1
(Ec. 2.28)
donde ms es la imanación de saturación de la magnetita. Es decir, la imanación de saturación de la
muestra depende de forma lineal de la concentración del mineral ferromagnético.
A continuación el campo externo empieza a decrecer y las imanaciones de los granos giran
para alinearse con el eje fácil más próximo. Cuando el campo externo es cero, la muestra tiene una
imanación remanente (punto 3 de la figura). Si se integran las componentes de mi sobre una
distribución aleatoria de direcciones, se obtiene Mr = Ms/2. El cociente Mr/Ms se toma
habitualmente como medida de la eficiencia de la muestra para adquirir una imanación remanente y
es 0.5 tanto para este sistema de partículas elongadas dominadas por anisotropía de forma como
para partículas con anisotropía magnetocristalina uniaxial con los ejes fáciles distribuidos al azar.
Para forzar a que la imanación de la muestra sea cero, el campo externo debe hacerse
negativo. El campo externo, en sentido opuesto al inicial, que consigue que la imanación de la
muestra vuelva a ser cero es la fuerza coercitiva o coercitividad Hc. Es el punto 4 de la figura. Si, de
nuevo, se integra para una distribución al azar de la orientación de los ejes fáciles, se obtiene
Hc = hc/2, donde hc es la coercitividad microscópica introducida antes.
Esto en cuanto al comportamiento de la muestra total. Pero, ¿cómo es el ciclo de histéresis
de cada grano individual? Tal y como se recoge en la Figura 2.20, la forma del ciclo depende de la
orientación del eje fácil del grano respecto a la dirección del campo magnético externo. Cuando
ambos son paralelos, se obtiene un ciclo cuadrado: la imanación del grano experimenta giros
bruscos de 180º cuando el campo externo es capaz de vencer la barrera de potencial que impone la
anisotropía. Si ambas direcciones son perpendiculares, se produce una rotación paulatina de la
49
imanación del grano hacia el campo a medida que éste aumenta de intensidad, obteniéndose un
ciclo similar al de un material paramagnético, completamente reversible. Para orientaciones
intermedias se obtienen ciclos más parecidos a los de la muestra total, con partes donde la
imanación rota de modo continuo y otras donde se producen cambios bruscos.
Figura 2.20. Ciclos de histéresis
para un grano SD con anisotropía
uniaxial para varias orientaciones
del eje de fácil imanación respecto a
la dirección del campo magnético
externo aplicado. El ángulo entre
estas dos direcciones es φ. Se
representan los casos: φ = 180º/0º
(equivalentes), con ciclo cuadrado y
cambios bruscos; φ = 90º/270º, con
ciclo
lineal
reversible
(sin
histéresis); φ = 45º/225º, con ciclo
intermedio. Las unidades de los ejes
están normalizadas al valor máximo.
(O’Reilly, Rock and mineral
magnetism, 1984).
E.- Histéresis en granos multi y pseudomonodominio
En el caso de que los granos tengan tamaños tales que sean multidominio, el proceso de
imanación es el descrito en los apartados 2.1.3 y 2.1.4, sólo que ahora tendremos un conjunto de
esos granos. Los valores de la imanación remanente y coercitividad serán en este caso muy
inferiores al caso de un sistema de granos monodominio, y esto hace que los granos multidominio
sean, magnéticamente hablando, mucho menos estables que los monodominio, lo que no los hace
útiles cuando se trata de estudiar imanaciones remanentes que pervivan a lo largo de periodos de
tiempo geológicamente significativos.
De cualquier modo, no existe una frontera nítida entre el comportamiento SD y MD. Entre
ambos se situan los granos con pocos dominios magnéticos o pseudomonodominio. El
comportamiento PSD abarca el rango que separa el SD del MD, con coercitividades y remanencias
intermedias. En muchos casos, tienen estabilidad suficiente como para ser útiles en
Paleomagnetismo. Además, se ha observado empíricamente que es muy normal que la distribución
de granos de las rocas naturales tenga un máximo acusado en la región PSD, existiendo un
porcentaje menor de SD, con lo que las propiedades de los granos PSD son relevantes.
50
F.- Relajación magnética
Hasta ahora no se ha dicho nada acerca de los efectos de la temperatura sobre la estabilidad
de la imanación remanente. Además de la acción de un campo magnético externo, otro factor que
puede hacer que la imanación de un grano ferromagnético supere la barrera de energía debida a la
anisotropía (sea ésta de forma o magnetocristalina) es la energía térmica. Esta energía térmica hace
que exista una probabilidad no nula de que la imanación de un grano ferromagnético supere esa
barrera espontáneamente. Si se trata, como antes, de granos SD elipsoides prolatos de magnetita, la
imanación tendrá una dirección coincidente con el eje largo, pero su sentido (0º o 180º) es
indiferente. La imanación de un grano, por efecto de la activación térmica, podrá superar la barrera
y cambiar bruscamente de sentido (pasa de 0º a 180º, o viceversa). En un sistema formado por un
número estadísticamente significativo de estas partículas, la energía térmica tiene el efecto de una
relajación: a medida que la imanación de los granos individuales fluctúa, la imanación remanente de
la muestra total va decayendo y acercándose al estado de equilibrio termodinámico de imanación
cero. Este fenómeno se puede tratar estadísticamente, obteniéndose los siguientes resultados. La
imanación remanente de la muestra depende del tiempo t de acuerdo con
Mr (t) = Mr0 exp(-t/τ)
(Ec. 2.29)
donde Mr0 es la remanencia en el instante inicial. Es decir, decae exponencialmente con un tiempo
característico de relajación τ transcurrido el cual la imanación se ha reducido en un factor e.
El tiempo característico de relajación depende, por supuesto, del cociente entre la barrera de
energía magnetostática que hay que vencer para cambiar la orientación de la imanación (Ec. 2.23) y
la energía disponible para hacerlo, que es la térmica. Tenemos así que
τ=
1
⎛ μ vh M ⎞
exp⎜ 0 c s ⎟
C
⎝ 2kT ⎠
(Ec. 2.30)
donde hc es la coercitividad microscópica, Ms es la imanación de saturación del grano SD, v es el
volumen del grano, k es la constante de Boltzmann, μ0 es la permeabilidad del vacío, T es la
temperatura y C es una constante denominada factor de frecuencia, con un valor aproximado de 108
s-1. Observamos que τ depende muy fuertemente de la temperatura, no sólo de forma directa, sino a
través de Ms y hc, que también dependen de la temperatura. La variación de τ abarca por tanto
varios órdenes de magnitud. Como se ve, en un sentido estricto la imanación remanente de una roca
no es nunca estable a largo plazo, siempre tiende a la desaparición. Pero el punto crucial para el
paleomagnetismo es el significado exacto de este “largo” plazo: si el tiempo de relajación de las
rocas es muy elevado, del orden de la edad de la Tierra (4.5 Ga), entonces a efectos prácticos se
puede decir que esa imanación será estable, pues nos permite medir, hoy día, imanaciones
adquiridas en el pasado geológico.
G.- Superparamagnetismo
En la ecuación 2.30 se pone de manifiesto la relación dependencia del tiempo característico
de relajación con el volumen del grano. Cuanto menor sea ese volumen, menor será τ y por tanto
menos tardará la imanación remanente en relajarse y desaparecer. Para granos lo suficientemente
pequeños, el tiempo de relajación puede ser del orden de los segundos o menos. En ese caso, a pesar
de que los granos son intrínsecamente ferromagnéticos y de que adquirirán una imanación
51
remanente cuando estén expuestos a un campo magnético externo, perderán esa imanación por
efecto de la agitación térmica muy rápidamente. Su comportamiento, a efectos prácticos, es similar
al de un material paramagnético, excepto en que, al ser ferromagnéticos, su susceptibilidad será
bastante mayor. De ahí que al comportamiento de estos granos se le llame superparamagnético.
Con vistas a experimentos de laboratorio, se puede elegir un valor límite del tiempo de
relajación, τs, por debajo del cual se considera que el comportamiento es superparamagnético. El
valor usual es τs = 100 s. Los granos con τ < τs serán superparamagnéticos. Para un mineral
determinados, para granos con tamaños y formas determinadas y dada una temperatura, se puede
calcular el volumen crítico o umbral por debajo del cual el grano se comportará de forma
superparamagnética. En un diagrama en el que se represente el volumen del grano frente a la
coercitividad microscópica (Figura 2.21), dada una temperatura, las líneas de τ constante serán
hipérbolas definidas por el producto (v·hc), con τ creciendo hacia la esquina superior derecha
(volúmenes y coercitividades elevados). El volumen umbral superparamagnético nos divide el plano
en dos regiones, una por debajo de la línea τ = τs , ocupada por los granos con comportamiento
superparamagnético, y otra por encima, ocupada por granos con comportamiento SD estable
(capaces de retener una imanación remanente por encima de τs ).
Figura 2.21. Para una
temperatura dada, espacio v-hc
ocupado por una población de
granos ferromagnéticos. En este
espacio, las lineas de τ constante
son hipérbolas. Por debajo de la
hipérbola τ = τs se situan los
granos superparamagnéticos, por
encima los granos SD estables,
capaces de portar una remanencia
duradera. Una población natural
podría distribuirse en este espacio
como la región en grises. (Butler,
Palaeomagnetism:
magnetic
domains to geologic terranes,
1992).
Por encima del volumen crítico, pero por debajo del volumen a partir del cual aparece
comportamiento multidominio, existe un rango de comportamiento SD estable, que es el más
interesante desde el punto de vista del paleomagnetismo. En la mayoría de las rocas, una porción
significativa de los granos ferromagnéticos cae dentro de este rango y es capaz de mantener una
imanación remanente significativa y estable durante periodos de tiempo geológicos.
52
H.- Temperaturas de bloqueo
Como se ha dicho, el tiempo de relajación depende fuertemente de la temperatura. Tomemos
por ejemplo un grano de magnetita SD elongado con una anchura de 0.02 μm y una longitud de 0.1
μm. En la Figura 2.22 se representa el tiempo de relajación para un grano así en función de la
temperatura. Para una temperatura de 575º C, el tiempo de relajación es inferior a un microsegundo,
mientras que para una temperatura de 510º C excede la edad de la Tierra. La transición entre los
comportamientos superparamagnético y SD estable (tomando τs = 100 s como límite) se produce a
550º C. La temperatura a la que se produce esta transición se denomina temperatura de bloqueo TB,
indicándose con este nombre que la imanación empieza a bloquearse, es decir, a ser estable durante
largos periodos de tiempo. Entre la temperatura de Curie, Tc , y TB, el grano es superparamagnético.
A temperaturas menores, es capaz de retener una imanación remanente estable. Las rocas naturales
tienen distribuciones de tamaños y formas de granos que definen distribuciones de temperaturas de
bloqueo entre la temperatura de Curie y la temperatura ambiente. Este punto es esencial para
comprender y analizar la imanación remanente de una roca, así como su análisis en el laboratorio.
Figura 2.22. Dependencia del
logaritmo en base 10 de τ (tiempo
característico de relajación) con la
temperatura para un grano de
magnetita SD alargado, con una
longitud de 0.1 μm y una anchura
de 0.02 μm. Se indica la
temperatura de bloqueo TB
(definida con ts = 100 s). Para
T > TB el grano SD es
superparamagnético; para T < TB
es
estable.
(Butler,
Palaeomagnetism:
magnetic
domains to geologic terranes,
1992).
53
2.2.3.- Imanación remanente natural. Mecanismos de adquisición y tipos de remanencia
La imanación remanente natural o NRM (del inglés Natural Remanent Magnetisation) de
una roca es la que presenta antes de cualquier tratamiento en el laboratorio. Depende tanto del
campo geomagnético como de la historia geológica de la roca y normalmente es suma de varias
componentes portadas por diferentes poblaciones de granos ferromagnéticos. En general,
NRM = NRMprimaria + NRMsecundarias
siendo esta suma vectorial y donde la imanación primaria es la adquirida por la roca durante su
formación, mientras que las componentes secundarias se deben a procesos de reimanación totales o
parciales posteriores.
Hay tres mecanismos fundamentales de adquisición de una NRM primaria, que dan lugar a
tres tipos de remanencia:
-
Imanación termorremanente o TRM (Thermal Remanent Magnetisation)
Imanación remanente química o CRM (Chemical Remanent Magnetisation)
Imanación remanente detrítica o DRM (Detrital Remanent Magnetisation)
En cuanto a las imanaciones secundarias, pueden ser el resultado de diferentes procesos que
afecten a la roca:
-
Cambios químicos
Impacto de rayos (imanación remanente isoterma o IRM, del inglés Isothermal Remanent
Magnetisation)
Exposición durante mucho tiempo al campo geomagnético (imanación remanente viscosa o
VRM, Viscous Remanent Magnetisation)
Aumentos de temperatura y subsiguientes enfriamientos
Todos estos eventos, unidos a un cambio de posición de la roca respecto del campo geomagnético,
originarán componentes secundarias de la imanación con direcciones distintas de la primaria. A
continuación se dirá algo acerca de estos diferentes tipos de imanación remanente y sus mecanismos
de adquisición.
A.- TRM: Imanación termorremanente
La imanación termorremanente es la adquirida por una roca cuando, partiendo de un estado
inicial de alta temperatura (superior a la temperatura de Curie del mineral de que se trate), se enfría
por debajo de la temperatura de bloqueo característica de sus inclusiones ferromagnéticas, todo ello
en presencia de un campo magnético externo. Supongamos, como antes, que esas inclusiones son
granos de magnetita SD con forma de elipsoides prolatos; es decir, la anisotropía será de forma (y
uniaxial). Si el enfriamiento se produjese en ausencia de campo externo, la imanación de cada
partícula, que se alinearía con el eje largo, tendría igual probabilidad de hacerlo en un sentido que
en el otro, quedando bloqueada cuando la temperatura de la roca se hubiese reducido por debajo de
la temperatura de bloqueo. Si los ejes largos están distribuidos al azar, la imanación resultante de la
roca cuando se haya enfriado completamente será cero. Pero si introducimos un campo externo
durante el enfriamiento, aunque no sea de alta intensidad (como por ejemplo el campo magnético
terrestre), aparece una pequeña energía de interacción entre el campo y la imanación que hace que,
estadísticamente, la imanación de un grano tenga una probabilidad más alta de alinearse con el eje
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largo en el sentido del campo externo que en el opuesto. Así, un campo externo introduce un
pequeño sesgo en las probabilidades, pequeño pero suficiente para generar una imanación
remanente apreciable y estable. A no ser que la roca tenga una anisotropía fuerte (fábrica
magnética), como por ejemplo que los granos de magnetita estén preferentemente alineados en una
dirección, la TRM adquirida durante el enfriamiento por debajo de las temperaturas de bloqueo de
los granos será paralela al campo externo existente en el momento de la adquisición.
Este mecanismo de adquisición de remanencia funciona muy bien para granos SD, y
razonablemente bien para granos PSD. Es decir, ambos son portadores estables de TRM. Por el
contrario, los granos MD no son capaces de adquirir una TRM estable.
B.- CRM: Imanación remanente química
Ya se vio que el tiempo de relajación de un grano de material ferromagnético depende,
además de la temperatura, del volumen del grano. Cuanto mayor sea el volumen, mayor será el
tiempo de relajación, siempre y cuando no se pase al rango del comportamiento multidominio. De
este modo, si fijamos la temperatura en un valor constante (por debajo de la temperatura de Curie),
podemos calcular el volumen crítico o umbral por encima del cual la imanación quedará bloqueada.
Es decir, el volumen mínimo para que, en esas condiciones, el grano no sea superparamagnético,
sino que sea capaz de portar una remanencia estable. A tal volumen se le denomina volumen de
bloqueo.
Cuando una roca se forma y los minerales que la constituyen empiezan a cristalizar, o a
diferenciarse mediante exolución, o bien a adquirir su estructura y composición definitiva a partir
de la alteración de otros minerales que ya no son estables en las nuevas condiciones, oa precipitar a
partir de una solución, las inclusiones ferromagnéticas empezarán a crecer desde un volumen cero
hasta su valor final. Si este proceso se produce a temperatura más o menos constante, e inferior a la
de Curie, cabe definir un volumen de bloqueo. Mientras los granos sean más pequeños que este
valor límite, las fluctuaciones térmicas harán imposible cualquier alineación duradera con un campo
externo. Es decir, los granos son superparamagnéticos. Pero si el crecimiento de los granos los lleva
a superar el volumen de bloqueo, entonces su imanación se bloqueará y se hará duradera. Si esto se
produce en presencia de un campo externo, igual que en el caso de la imanación termorremanente,
se introduce una tendencia estadística a favor de que las imanaciones de los granos se bloqueen en
la dirección del eje fácil más cercana a la dirección del campo, resultando una imanación
remanente. Para que esto suceda, el campo externo no tiene por qué ser muy intenso. Este es un
mecanismo análogo al de la termorremanencia, pero en este caso el parámetro variable es el
volumen, y no la temperatura.
La CRM primaria se da, principalmente, en rocas sedimentarias, cuando las condiciones de
sedimentación hacen crecer minerales ferromagnéticos en la roca que se está formando. Como
mecanismo de adquisición de una componente secundaria de la imanación remanente, esto es,
posterior a la formación de la roca, es mucho más común y puede afectar a todo tipo de rocas, sea
cual sea su origen. En este último caso, cuando un mineral ferromagnético cambia su estructura, por
ejemplo durante la inversión de la maghemita a hematites, la imanación de la nueva fase es
normalmente paralela al campo externo existente en el momento de la transformación, sin memoria
alguna de la imanación que pudiera tener la fase original. Pero en caso de que se produzca un
cambio químico pero no de estructura, por ejemplo en la oxidación de la magnetita a maghemita, la
imanación de la nueva fase suele estar determinada por la imanación de la fase antigua.
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C.- DRM: Imanación remanente detrítica
Esta imanación es adquirida por materiales sedimentarios durante su deposición y posterior
litificación. Dentro de este mecanismo se distinguen dos fases diferenciadas: una ligada a la propia
deposición de los sedimentos a partir del fluido (agua dulce o marina), que origina una imanación
remanente detrítica deposicional (DRM); y una segunda fase que tiene lugar durante entre la
deposición y el secado y compactación del sedimento, que da lugar a una imanación remanente
post-deposicional (pDRM).
En cuanto a la fase deposicional, resulta fácil comprender que cuando un grano
ferromagnético cae gravitacionalmente en un medio fluido en presencia de un campo magnético
externo, su imanación, que estará alineada con el eje fácil (el largo, si se trata de anisotropía de
forma o uniaxial), experimentará un torque que intenta alinearla con la dirección del campo externo.
Como el grano viaja por un fluido, todo él podrá rotar mecánicamente para alinear su eje fácil y por
tanto su imanación con el campo externo. Esta tendencia se verá frenada por la inercia del grano
frente a una rotación y por el rozamiento debido a la viscosidad del fluido. Teniendo en cuenta estos
efectos, la ecuación de movimiento de rotación de un grano esférico es
⎛ d 2θ
Ω⎜⎜ 2
⎝ dt
⎞
⎛ dθ ⎞
⎟⎟ + β ⎜
⎟ + μ 0 mHsenθ = 0
⎝ dt ⎠
⎠
(Ec. 2.31)
donde θ es el ángulo entre la imanación del grano m y el campo externo H, μ0 es la permeabilidad
del vacío, Ω es el momento de inercia del grano y β es un coeficiente de rozamiento.
Para valores típicos de partículas ferromagnéticas en rocas sedimentarias el término inercial
de la ecuación es despreciable, es decir el grano rota rápidamente hasta valores pequeños de θ para
los que es válida la aproximación senθ ≈ θ . La ecuación queda entonces
⎛ μ mHθ
dθ
= −⎜⎜ 0
dt
⎝ β
⎞
⎟⎟
⎠
(Ec. 2.32)
La solución de la ecuación es
⎛
t ⎞
⎟⎟
t
⎝ 0⎠
θ (t ) = θ 0 exp⎜⎜ −
(Ec. 2.33)
donde t0 = β/(μ0mH) es un tiempo característico transcurrido el cual el ángulo entre m y H se ha
reducido en un factor e. Si calculamos un valor típico para este tiempo, considerando que el grano
es de magnetita y que se comporta como pseudo-monodominio, que el fluido es agua y que el
campo externo es el terrestre, obtenemos t0 = 1 s. Es decir, el alineamiento de la partícula con el
campo externo es muy rápido, con lo que cabe esperar que cuando caiga sobre la interfaz aguasedimento ya esté alineado.
Los resultados de experimentos de deposición controlada indican, no obstante, que las
inclinaciones de las imanaciones adquiridas por este mecanismo son sistemáticamente menores que
las del campo externo. Esto se entiende observando que las partículas ferromagnéticas rara vez
serán esféricas, sino que tendrán cierta elongación. Al contactar con el fondo, esto hace que
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aparezca un torque gravitacional que tiende a alinear los ejes largos con la horizontal, con lo que la
inclinación de la imanación disminuye (ver Figura 2.23). Pero se observa que las muestras naturales
suelen tener un error de inclinación bastante menor de lo esperado de acuerdo con todo esto, lo que
indica que está en juego un segundo mecanismo, que es el de imanación post-deposicional. Esto se
pone de manifiesto en otros experimentos de deposición en los que el campo magnético externo es
modificado en un momento dado. Se comprueba que esta modificación es registrada en la
imanación de sedimentos depositados antes del cambio en el campo externo. Es decir, hay un
retraso entre la deposición y la adquisición de la imanación.
Figura 2.23. Representación de la deposición de partículas ferromagnéticas
en un sedimento, alineadas con el campo magnético externo, y de la modificación,
consistente en un error de inclinación, introducida por la forma alargada de las
partículas. (Butler, Palaeomagnetism: magnetic domains to geologic terranes, 1992).
El mecanismo considerado responsable de esta imanación post-deposicional se basa en que
los poros del sedimento, sobre todo si está formado por partículas finas, están rellenos de fluido
y tardan un tiempo en desecarse y compactarse. Eso hace que las partículas magnéticas del
sedimento experimenten un efecto desorganizador aleatorio procedente del movimiento
browniano de las moléculas de agua a su alrededor, efecto que será tanto más importante cuanto
más pequeñas sean las partículas. Es decir, las partículas son libres de girar hasta que el
sedimento se deseque, y sólo estarán parcialmente alineadas con el campo, igual que sucede en
el caso de un gas paramagnético. Este alineamiento parcial con el campo externo queda
bloqueado cuando el sedimento se seca y compacta y los granos dejan de poder rotar y deben
permanecer fijos. El tiempo que tarda un sedimento en compactarse depende mucho de
parámetros tales como la tasa de sedimentación, pero puede ser del orden de 103 años.
Si se efectúa un tratamiento cuantitativo de este fenómeno, básicamente utilizando la teoría
de Langevin del paramagnetismo y suponiendo que los momentos magnéticos de las partículas
abarcan un rango de valores determinado, se predice una dependencia de la intensidad de esta
pDRM con el campo externo que está de acuerdo con los experimentos.
La imanación remanente primaria de una roca sedimentaria podrá tener contribuciones de
estos dos tipos: deposicional, que tiende a introducir un error de inclinación, y postdeposicional, que tiende a anular ese error. Factores que pueden influir en la importancia
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relativa de una u otra componente son: tamaño de grano, pues los sedimentos de grano fino
tienen un contenido en agua inicial mayor y por tanto hay más tiempo para que actúen los
mecanismos pDRM; tasa de deposición, pues cuanto más baja sea, más tardará el sedimento en
consolidarse y más tiempo tendrán los mecanismos pDRM para actuar; y la existencia de
bioturbación (acción de organismos biológicos en el sedimento), que imposibilita la aparición
de imanación puramente deposicional, ya que los organismos reorganizan y mezclan los
sedimentos después de su deposición.
D.- IRM: Imanación remanente isoterma
Una de las formas en que una roca puede adquirir una componente secundaria de la
imanación es sufriendo la caída de un rayo en las cercanías. En efecto, un rayo, al ser una
corriente eléctrica muy intensa (puede exceder los 104 A), creará campos magnéticos intensos
alrededor del punto donde contacte con la superficie. Esos campos serán de muy corta duración,
en forma de impulsos magnéticos. Si su intensidad es superior a la coercitividad de los granos
ferromagnéticos, será capaz de reorientar su imanación e imprimir una nueva componente, que
puede permanecer estable después de desaparecido el campo. Además, la geometría del campo
creado por el rayo será determinada. Por ejemplo, si conceptuamos el rayo, simplificándolo en
extremo, como una corriente vertical, cabe esperar que las líneas del campo creado alrededor de
ese punto sean circunferencias centradas en él, y que la intensidad decaiga de manera
inversamente proporcional a la distancia al punto de impacto. Si midiésemos la componente de
la imanación impresa en los materiales circundantes, podríamos reconstruir esa geometría y
deducir la caída del rayo a posteriori.
Este es un ejemplo de imanación remanente isoterma, que es la adquirida por una muestra
por la acción de un campo magnético intenso durante un periodo de tiempo corto cuando la
temperatura se mantiene constante (de ahí el término isoterma). Aunque la caída de rayos tiene
una importancia relativamente baja en lo que a la mayoría de estudios paleomagnéticos se
refiere, se ha introducido el tema porque una técnica muy habitual de análisis de la mineralogía
magnética de una muestra se basa en ese efecto. Dicha técnica consiste en someter la muestra a
campos magnéticos de intensidad creciente y dirigidos siempre en la misma dirección (respecto
de la muestra), tras lo cual se procede a medir la imanación adquirida por la muestra. Se realiza
la operación con un campo bajo, y luego se va repitiendo con campos cada vez más altos, hasta
saturar la imanación de la muestra o alcanzar el campo máximo accesible al instrumental del
laboratorio. Se obtiene así una curva de adquisición de IRM, pues el proceso se lleva a cabo a
temperatura constante (y normalmente igual a la ambiental del laboratorio). La forma de la
curva, su pendiente, el espectro de coercitividades que revela, el campo al que se alcanza la
saturación, etc., dependen todos de la mineralogía de la muestra y proporcionan información
valiosa (aunque no siempre determinante) al respecto. En el estudio sobre las peridotitas de la
Sierra de Ronda-Málaga que se presenta aquí se ha hecho uso de esta técnica, como se verá más
adelante. Este tipo de experimentos puede realizarse o bien generando los campos con
electroimanes potentes, o bien con descargas instantáneas de un condensador, que crean
impulsos magnéticos de muy corta duración pero que pueden alcanzar gran intensidad (los
aparatos usuales consiguen llegar hasta los 5 T).
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E.- VRM: Imanación remanente viscosa
Este tipo de imanación es la adquirida por una muestra cuando está expuesta a la acción de
un campo magnético de baja intensidad durante un largo periodo de tiempo. Es un efecto que
crece con la temperatura a la que se encuentra la muestra, lo que denota que el mecanismo que
hace que la imanación de un grano pueda perder su orientación primitiva y reorientarse
paralelamente al nuevo campo es la activación térmica. En la Figura 2.24 aparecen los
resultados de unos experimentos relativos a la adquisición de VRM. Se colocó una muestra
sintética con granos de magnetita de 2 μm en un campo de 0.33 mT y se midió la imanación
adquirida periódicamente, repitiendo el experimento a varias temperaturas.
Figura 2.24. Datos experimentales sobre adquisición de imanación remanente viscosa (VRM),
para una muestra sintética con granos de magnetita de 2 μm expuestos a un campo de 0.33 mT.
Se representa la intensidad de la VRM adquirida, en unidades arbitrarias elegidas para poder
representar todas las curvas, frente al tiempo de exposición al campo. El experimento se repitió
para varias temperaturas. Las pendientes de las curvas son la viscosidad magnética, S, que
aumenta cuando lo hace la temperatura. (Butler, Palaeomagnetism: magnetic domains to
geologic terranes, 1992).
La VRM adquirida a una temperatura dada varía logarítmicamente con el tiempo según
VRM = S log t
(Ec. 2.34)
donde t es el tiempo de adquisición o exposición al campo y S es un coeficiente de viscosidad
magnética que depende de la temperatura. Esta dependencia logarítmica hace que la VRM esté
dominada por el campo magnético más reciente.
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Podemos comprender este fenómeno observando que para sistemas de partículas SD, la
adquisición de VRM es esencialmente lo opuesto a la relajación magnética, es decir, que los
granos con tiempos característicos de relajación inferiores al tiempo de exposición al nuevo
campo son susceptibles de contribuir a una componente viscosa en la imanación de la roca. El
tratamiento es, de nuevo, estadístico, y basado en la competición de la energía térmica y la de
alineación del campo, aunque en este caso en que el efecto de la temperatura es “liberar” la
imanación de los granos para que puedan alinearse en la dirección del nuevo campo, podría
hablarse más bien de colaboración. Si la temperatura a la que se produce esto es elevada, se
suele hablar de imanación remanente termoviscosa, aunque el fenómeno es el mismo.
Para granos multidominio, la energía térmica tiene el efecto de activar el desplazamiento de
las paredes de Bloch, requiriéndose para ello mucha menor energía que para rotar la imanación
de un grano SD en contra de la barrera impuesta por la anisotropía. Por ello, los granos MD son
mucho más susceptibles a la adquisición de VRM, y su remanencia estará en general
determinada por el campo geomagnético actual. En cualquier caso, las componentes secundarias
en la imanación de una roca adquiridas por viscosidad serán las que primero se borren durante el
tratamiento de la roca en el laboratorio, bien sea por desimanación térmica o por campos
alternos decrecientes, con lo que usualmente es fácil deshacerse de ellas y obtener información
acerca de las otras componentes, si las hubiera.
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3. MARCO GEOLÓGICO Y ANTECEDENTES
3.1.- LAS CORDILLERAS BÉTICAS
Las Cordilleras Béticas, en la franja Sur de la Península Ibérica, junto con el Rif marroquí,
en el Noroeste de África, son deformaciones desarrolladas durante la orogenia Alpina (Cretácico
superior-Terciario) que afectó a todo el margen mediterráneo. Esta orogenia es resultado de la
convergencia entre las placas europea y africana, y las características de ambas cordilleras, que se
unen formando el Arco de Gibraltar, se deben a los diferentes regímenes de convergencia entre
ambas placas. Los modelos cinemáticos indican, para el segmento occidental del margen entre las
dos placas, una convergencia aproximadamente Norte-Sur de 200 km entre el Oligoceno medio y el
Mioceno tardío (desde hace unos 28 Ma hasta hace 10-9 Ma). Después, la dirección de
convergencia parece haber cambiado a Noroeste-Sureste entre el Torroniense tardío (9-8 Ma) y hoy
día, con un valor de unos 50 km (Dewey et al. 1989; Srivastava et al. 1990; Mazzoli y Helman
1994; Morel y Meghraoui 1996).
Tradicionalmente se han distinguido cuatro dominios corticales en la zona (Balanyá y
García-Dueñas, 1987; Balanyá 1991): el Sudibérico, correspondiente al paleomargen continental
pasivo de Iberia; el Magrebí, en este caso el paleomargen continental pasivo de África; el Dominio
de Alborán, formado por mantos de cabalgamiento metamorfizados y por la cuenca del Mar de
Alborán; y las unidades sedimentarias del Surco del Flysch. La convergencia mencionada ha hecho
que la región se estructure en forma de apilamientos de mantos de cabalgamiento. Por un lado, los
dominios Sudibérico y Magrebí, formados por rocas sedimentarias mesozoicas y terciarias, se
estructuran como mantos de cobertera despegados del basamento. Las unidades de los Flyschs,
formadas por sedimentos turbidíticos profundos, constituyen coberteras despegadas cuyo basamento
original es desconocido y que cabalgan sobre los dominios Sudibérico y Magrebí. Son cabalgadas, a
su vez, por los complejos de mantos del Dominio de Alborán, que están constituidos por rocas
paleozoicas y triásicas que han sufrido distintos grados de metamorfismo durante la orogenia
Alpina. La estructuración de estas últimas unidades indica que en la tectónica implicada han
participado elementos a escala cortical. Además, tanto en las Béticas como en el Rif aparecen
afloramientos de rocas ultrabásicas correspondientes a material del manto implicado en las
deformaciones; son las peridotitas de Ronda y Beni Bousera, que aparecen intercaladas entre los
complejos de mantos de cabalgamiento del Dominio de Alborán. Esto indica que la tectónica de la
zona es de piel gruesa. Todos estos elementos pueden observarse en la Figura 3.1. Además de todo
esto, entre las distintas unidades se encuentran cuencas intramontanas de sedimentos neógenos,
denominadas cuencas neógenas.
En lo que respecta a las Cordilleras Béticas, se distinguen dos zonas: las Zonas Externas,
correspondientes al Dominio Sudibérico, y las Zonas Internas, formadas por las unidades del
Dominio de Alborán. El Rif se divide de forma análoga. Estas distintas zonas se subdividen a su
vez. Las Externas están constituidas por el Prebético y el Subbético, diferenciándose en el tipo de
ambiente sedimentario en el que se formaron las rocas correspondientes. En el caso del Prebético,
se trataba de medios marinos someros, costeros o continentales, apareciendo por tanto hiatos
estratigráficos. En el Subbético, por el contrario, las facies son marinas pelágicas (de profundidad)
con depósitos turbidíticos ocasionales. La diferenciación entre ambos dominios paleogeográficos,
que corresponde también a un accidente tectónico, se produjo durante el Lias medio (c.a. 194 Ma).
62
Figura 3.1. Marco geológico: las Cordilleras Bético-Rifeñas, el Arco de Gibraltar y el Dominio de Alboran. Las peridotitas aparecen en negro. (Villalaín, 1995).
64
Las Zonas Internas están formadas por unidades alóctonas (no ibéricas) correspondientes al
Dominio de Alborán, que forman mantos apilados de cabalgamiento diferenciados en tres
complejos: el Nevado-Filábride, el Alpujárride y el Maláguide, en orden ascendente. Por la forma y
distribución de sus afloramientos se sabe que cada uno de estos complejos llegó a cubrir
completamente al anterior. La historia del metamorfismo de estas unidades es variada, habiendo
experimentado los dos inferiores metamorfismo alpino, mientras que en el Maláguide el
metamorfismo post-hercínico es casi inexistente. La distribución geográfica de estos tres complejos
puede verse en la Figura 3.2.
Figura 3.2. Esquema geológico de las Cordilleras Béticas. La clave de la leyenda, en lo que respecta a los
complejos de mantos de cabalgamiento de las Zonas Internas, es: 13- Maláguide; 14- Alpujárride (peridotitas); 15Nevado-Filábride. (Villalaín, 1995).
El Nevado-Filábride está formado por un zócalo paleozoico y una cobertera triásica, todas ellas
rocas metamorfizadas que han pasado de un evento metamórfico temprano de alta presión y baja
temperatura (AP-BT) a otro tardío de presiones intermedias. En el Rif no existe un análogo a este
complejo.
El Alpujárride está formado por dos conjuntos litoestratigráficos: uno inferior, potente, formado
por micaesquistos y filitas paleozoicos y triásicos; y el superior, constituido por calizas y dolomías
del Triásico medio y superior. En la parte más alta de las unidades alpujárrides se encuentran
algunas láminas de composición mantélica: las peridotitas de Ronda. El análogo rifeño del complejo
Alpujárride recibe el nombre de Sébtide, llamándose las láminas de manto litosférico que allí
65
afloran peridotitas de Beni Bousera. El metamorfismo del Alpujárride comenzó con un evento de
AP-BT y luego pasó por presiones intermedias, para acabar con metamorfismo de baja presión y
alta temperatura (BP-AT). Las temperaturas alcanzadas por las unidades alpujárrides son superiores
a las observadas en el Nevado-Filábride, lo que indica que la superposición de ambos complejos
aún no se había producido al tener lugar este evento metamórfico. La interpretación de esta sucesión
de condiciones de metamorfismo suele ser que el episodio inicial de alta presión y baja temperatura
corresponde a un régimen de convergencia y colisión continental, y el subsiguiente episodio de baja
presión y alta temperatura sería debido a un adelgazamiento litosférico, con la consiguiente
ascensión de las isotermas hacia la superficie.
El Maláguide, muy diferenciado de los dos complejos inferiores, está formado por un zócalo
paleozoico con niveles fosilíferos y una cobertera mesozoica y cenozoica, ambos muy poco
metamorfizados. El análogo rifeño del Maláguide se denomina Ghomáride.
Acerca de los mecanismos determinantes de la evolución de las Béticas, y en general del Arco de
Gibraltar, y de su disposición actual, que presenta la superposición de características propias de un
régimen compresivo y de otras propias de un régimen extensivo, en ocasiones simultáneamente,
existe un amplio debate aún no resuelto. Parece aceptado que la cuenca de Alborán, y en conjunto el
Dominio de Alborán, se ha comportado como una microplaca (a pesar de que, por estar
completamente deformada, no puede definirse así). Toda la estructura geológica de la región
depende de la interrelación de las placas ibérica (europea) y africana, junto con el Dominio de
Alborán, que parece haber experimentado un desplazamiento general hacia el oeste. Se comprueba
que la corteza en la cuenca de Alborán se encuentra muy adelgazada, lo cual resulta un punto
importante a la hora de modelizar los mecanismos de evolución de la región. Los diferentes
modelos, que intentan explicar tanto la existencia del arco de cabalgamientos que define el Arco de
Gibraltar, como la extensión y adelgazamiento de la cuenca de Alborán, van desde el ascenso de un
diapiro del manto bajo la cuenca (Weijermaars, 1985; Doblas y Oyarzun, 1989), pasando por el
colapso gravitacional de la raíz de un orógeno colisional engrosado (Platt y Vissers, 1989), hasta un
proceso de delaminación de un manto litosférico asimétrico (García-Dueñas et al., 1992).
Sin entrar en los mecanismos subyacentes, la evolución del orógeno Betico-Rifeño podría
resumirse, de acuerdo con Comas et al. (1999), de la siguiente manera (para los periodos geológicos
y las fechas, ver la escala de tiempo geológico reproducida en el Apéndice 2):
-
Cretácico- Oligoceno tardío (circa 25 Ma): el régimen general de convergencia Norte-Sur
entre las placas europea y africana provoca posible subducción y colisión continental,
resultando un apilamiento cortical y un metamorfismo de alta presión y baja temperatura
(que se puede ver en los complejos Nevado-Filábride y Alpujárride).
-
Oligoceno tardío- Mioceno temprano (circa 20 Ma): las unidades del Dominio de
Alborán cabalgan sobre los márgenes del sur de Iberia y del norte de África. La dirección
dominante de vergencia de los cabalgamientos es Noroeste-Oeste en la mitad ibérica del
arco y Suroeste-Oeste en la mitad africana.
-
Mioceno temprano- Mioceno medio (c.a. 15 Ma): progresa el frente de cabalgamientos al
mismo tiempo que en el centro de la cuenca de Alborán se produce extensión y
adelgazamiento. Esta extensión está acompañada por la exhumación de rocas de la corteza
profunda y del manto (peridotitas) y por un metamorfismo de baja presión y alta temperatura
(que puede verse en el Alpujárride). Sigue un enfriamiento a baja presión, bastante rápido,
entre 22 y 18-16 Ma. Se produce también vulcanismo toleítico y calcoalcalino.
66
-
Tortoniense tardío (c.a. 8 Ma)- Final Tortoniense (c.a. 6 Ma): el régimen compresivo
entre las placas cambia a Noroeste-Sureste. Se producen plegamientos, fallas inversas,
inversión de fallas normales preexistentes a inversas y fallas de rumbo, todo ello para
acomodar el acortamiento provocado por la convergencia. Se produce también algo de
vulcanismo alcalino (basaltos).
-
Final Tortoniense- Plioceno medio (c.a. 3-4 Ma): régimen de compresión Norte-Sur.
-
Plioceno medio- Pleistoceno (c.a. 1 Ma): régimen de compresión Nor-Noroeste a SurSureste. Toda esta compresión, desde el Tortoniense tardío, genera pliegues Este-Oeste y
tectónica de desgarre, con el consiguiente acortamiento, a la vez que una obsidencia y
emersión de bordes de cuencas marinas, con lo que se forman las cuencas neógenas
intramontanas.
3.2.- LAS PERIDOTITAS DE RONDA-MÁLAGA
En la parte occidental del complejo Alpujárride se encuentran varios afloramientos de rocas
de composición ultrabásica (pobres en sílice y ricas en hierro y magnesio), que constituyen las
peridotitas de Ronda-Málaga. Se distinguen tres cuerpos principales: el macizo de Ronda, de
unos 300 km2, situado al noreste de Estepona, en Sierra Bermeja; el macizo de Ojén, de 70 km2,
al este de Ojén, en la Sierra Alpujata; y el macizo de Carratraca, de 60 km2, al oeste de
Carratraca. Aunque este último tiene una extensión superficial menor que los otros dos, parece
que en profundidad es bastante importante (Martín-Atienza, 1996). Además, hay otros
afloramientos menores dispersos por la zona, aunque mucho más alterados. Incluso más al este,
en el complejo Nevado-Filábride, se encuentran algunos afloramientos pequeños (< 3 km2) de
peridotitas tipo harzburgitas muy serpentinizadas. La localización puede observarse en la Figura
3.3. La extensión superficial total de estas unidades alcanza los 450 km2, constituyendo uno de
los mayores afloramientos de este tipo (intrusiones peridotíticas en corteza continental) en el
mundo.
En los Alpujárrides occidentales, las láminas de peridotitas, con una anchura de 1.5-2 km, se
encuentran en la parte más baja del manto de Los Reales, por debajo de una secuencia de rocas
metasedimentarias (rocas sedimentarias alteradas por metamorfismo) que abarca desde
esquistos verdes con biotita y migmatitas en la zona más alejada del contacto con las peridotitas
hasta kinzigitas en el contacto con las peridotitas. Este límite de contacto es bastante abrupto.
En la unidad subyacente en contacto con las peridotitas, el manto de Ojén, se aprecia una
aureola metamórfica formada principalmente por gneises, algunos cuerpos graníticos y
migmatitas en las que hay algunas lentes de anfibolitas con relictos de eclogita. En el interior de
los macizos peridotíticos existen diques graníticos, interpretados por algunos autores (SánchezRodríguez et al., 2000) como resultado de procesos de anatexis de contacto entre las rocas
encajantes y las peridotitas durante el emplazamiento de alta temperatura de éstas.
Las peridotitas de Ronda están compuestas principalmente por lherzolitas con espinela y
lherzolitas con plagioclasa, aunque también se encuentran harzburgitas, dunitas y algunas capas
de piroxenitas. El grado de serpentinización experimentado por estas litologías es variado, según
las zonas, siendo mayor en el macizo de Carratraca, donde aparecen crisotilo y magnetita de
forma abundante. Se encuentra además una zonación petrográfica en los afloramientos, con
67
variaciones desde lherzolitas con plagioclasa en la parte baja, pasando por lherzolitas con
espinela en la región intermedia, hasta peridotitas ricas en granates en la parte superior. La
misma zonación se deduce de las capas máficas intercaladas, que constituyen hasta un 5 % del
volumen de los macizos peridotíticos, siendo estas capas ricas en olivino en la zona de las
peridotitas con plagioclasa y ricas en piroxenita en las zonas de las peridotitas con espinela y de
las peridotitas con granates. En algunas de estas capas existen octaedros de grafito que son
interpretados como pseudomorfos de diamante, sugiriendo por tanto un origen para estas
inclusiones en condiciones de presión ultra-alta, a profundidades mínimas de 150 km (SánchezRodríguez et al., 2000).
Figura 3.3. Los tres macizos peridotíticos de Ronda: el macizo de Ronda al Oeste; el macizo de Ojén al
Este; y el macizo de Carratraca al Norte. En la figura, las unidades coloreadas son las correspondientes al complejo
Alpujárride. En verde, las peridotitas; en azul la cobertera metamórfica de la parte superior del manto de Los
Reales; en amarillo el manto de Ojen; y en sepia el manto de Guadaiza. (Modificado de Tubia, 1994).
Desde el punto de vista microestructural, en las peridotitas de Ronda predominan dos facies
distintas. En el núcleo de la lámina ultrabásica abundan peridotitas de grano grueso con
microestructuras porfiroclásticas, mientras que en las cercanías del contacto con la cobertera
metamórfica se aprecia una estructura de grano fino milonítica.
En cuanto a la evolución del metamorfismo de las rocas que supra y subyacen a las
peridotitas, se obtiene un cambio desde condiciones AP-AT hasta condiciones BP-AT, siendo
esta transición prácticamente isoterma, con un enfriamiento posterior muy rápido a presión casi
constante. De ello se deducen unas tasas de exhumación muy altas. La datación de estos eventos
y de la evolución de las condiciones de presión y temperatura de las rocas es de una gran
68
importancia para conocer la edad del emplazamiento de las peridotitas en la corteza, así como
las posibles edades de las imanaciones remanentes que en ellas aparezcan preservadas.
Zindler et al. (1983), utilizando el método de datación radiométrica Sm-Nd (samarioneodimio), obtuvieron una edad de 21.5 ± 1.8 Ma para una capa de piroxenitas granatíferas del
macizo de Ronda. La interpretaron como o bien la edad de origen de la capa, o bien la edad del
enfriamiento, que sería inmediatamente posterior al emplazamiento de las rocas ultrabásicas en
la corteza.
Polvé (1983), con el mismo método, obtuvo dos edades de 19.2 ± 5.6 Ma y 19.2 ± 2.6 Ma
para capas de piroxenitas del macizo peridotítico de Beni Bousera, que como ya se dijo es
considerado la contrapartida rifeña de las peridotitas de Ronda. Lo interpretaron como edades de
cristalización.
Reisberg et al. (1989), aplicando el mismo método a muestras de clinopiroxenos derivados
de sedimentos a todo lo largo del macizo de Ronda, encontraron una edad de 1.3 Ga.
Interpretaron este dato como la fecha en la que las rocas ultramáficas abandonaron el manto
convectivo y se incorporaron a la litosfera subcontinental, experimentando fusión parcial y
equilibrándose por tanto en ese momento los sistemas isotópicos Sm-Nd de los clinopiroxenos.
En ese mismo trabajo, estos autores obtuvieron edades de 21.0 ± 7.2 Ma, 21.4 ± 8.0 Ma y 24.5 ±
7.3 Ma para capas de piroxenitas granatíferas, interpretándolas como la edad del emplazamiento
tectónico del macizo desde el manto litosférico a la corteza.
De nuevo Reisberg et al. (1991), examinando el sistema Re-Os (renio-osmio) en peridotitas
y piroxenitas del macizo de Ronda encontraron edades de 1.17 ± 0.12 Ga (peridotitas) y 1.3 ±
0.05 Ga (piroxenitas), interpretadas de nuevo como el momento en que el material abandonó la
zona convectiva del manto y se integró en la litosfera.
La mayoría de las dataciones de granitos anatécticos, migmatitas y gneises de la aureola
metamórfica de los macizos de Ronda y Beni Bousera caen dentro del intervalo 19-24 Ma.
Loomis (1975) sugirió una edad de unos 22 Ma para el enfriamiento de las rocas metamórficas
suprayacentes a las peridotitas. Seidemann (1976) corrigió los datos de Loomis y obtuvo 21.3 ±
0.5 Ma.
Dataciones K-Ar (potasio-argón) en biotitas de las kinzigitas de Beni Bousera
proporcionaron edades de 22.5 ± 0.7 Ma y 24.6 ± 0.8 Ma, interpretadas como edad del
enfriamiento subsiguiente al metamorfismo (Michard et al. 1983). Alguna de estas dos edades
no es válida, puesto que no coinciden entre sí ni teniendo en cuenta los márgenes de error.
Priem et al. (1979) midieron diques anatécticos del macizo de Ronda con el método K-Ar y
obtuvieron 22 ± 4 Ma. Lo interpretaron como la edad de cristalización de los diques durante el
emplazamiento a alta temperatura de las peridotitas. Una combinación de estos resultados y de
otros obtenidos con los métodos Sm-Nd y Rb-Sr (rubidio-estroncio) llevó a Polvé (1983) a
proponer una edad de 19.6 ± 2.6 Ma como la edad mínima del metamorfismo generador de las
facies granulíticas.
Todas estas edades son indistinguibles dentro de los límites de error, aunque han sido
interpretadas como diferentes eventos relacionados con el emplazamiento de las peridotitas.
Recientemente, Sánchez-Rodríguez et al. (2000) han llevado a cabo un estudio detallado
mediante la combinación de métodos de catodoluminiscencia y datación U-Pb (uranio-plomo)
69
con microsonda de alta resolución, centrado en las diferentes fases metamórficas del macizo de
Ronda, y han obtenido resultados muy detallados. De ellos se derivan:
-
Una edad de 183 ± 5 Ma (Jurásico inferior) para los protolitos de los relictos de eclogita
encontrados en el manto de Ojén.
-
Unas edades para los protolitos de las capas de piroxenitas en las peridotitas de Ronda de
178 ± 6 Ma (Jurásico inferior-medio), 143 ± 16 Ma (Jurásico superior) y 131 ± 3 Ma
(Cretácico inferior).
-
Los protolitos de las piroxenitas y de las ecoglitas se formaron probablemente en un régimen
tectónico extensional o transtensional, en relación con los diferentes estadios de rifting
durante la apertura del Mar de Tethys.
-
La fase de metamorfismo de alta presión de la que ya se ha hablado alcanzó su máximo de
temperatura (790 ± 15º C) hace 19.9 ± 1.7 Ma. El máximo de presión se produjo,
probablemente, inmediatamente antes.
-
La cristalización de los granitos anatécticos que cortan las peridotitas del macizo de Ronda
se produjo hace 18.9 ± 3 Ma. Esta edad representa una buena estimación para el
emplazamiento de las peridotitas en la corteza media.
-
La velocidad de enfriamiento del Alpujárride occidental entre los 21 y 19 Ma fue muy alta,
de entre 200 y 340 º C por millón de años. Lo mismo sucede con las velocidades de
exhumación, de unos 31 mm/año. Dado que este punto, como se verá, tiene importancia en
lo que respecta al presente trabajo, se discutirá a continuación con más detalle. En la Figura
3.4 se han representado las diferentes edades obtenidas en el estudio de Sánchez-Rodríguez
et al. (2000) junto con los datos de otros autores.
Figura
3.4.
Diagrama
temperatura-tiempo para rocas de
la región de Ronda. Las barras de
error
corresponden
a
las
siguientes dataciones: a) (verde)
edad U-Pb del pico térmico del
metamorfismo de alta presión
(Sánchez-Rodríguez et al. 2000);
b) (azul claro) edad U-Pb de
cristalización
de
granitos
anatécticos
en
el
macizo
peridotítico de Ronda (SánchezRodríguez et al. 2000); c)
(morado)
edad
Ar-Ar
de
enfriamiento de anfibolitas del
manto de Ojén (monié et al.
1994); d) (negro) edad Ar-Ar de
enfriamiento de granodioritas del
macizo de Ojén (Monié et al.
1994); e) (amarillo) edad Rb-Sr de
granitos anatécticos (Priem et al.
1979); f) (marrón) edad K-Ar de
granitos anatécticos (Priem et al.
1979); g) (rojo) datos de fission track en circones de la región de Ronda (Sánchez-Rodríguez, 1998); i) (azul
oscuro) datos de fission track en apatitas de Ronda (Sosson et al. 1998); j) (sepia) edad paleontológica de
formaciones posteriores a la exhumación de los mantos (Aguado et al. 1990). (Modificado de SánchezRodríguez et al. 2000).
70
Como se ve, estos puntos nos proporcionan la evolución de la temperatura con el
tiempo, dado que los diferentes puntos (las diferentes bandas, en verdad, puesto que se han
incluido los márgenes de error) representan los tiempos de cierre de diferentes sistemas
isotópicos y estos cierres se producen a diferentes temperaturas. El solapamiento de los
datos nos informa de tasas de enfriamiento muy elevadas. Si nos fijamos en una banda que
envuelva a todos los puntos, vemos que al principio se deducen tasas de enfriamiento de
300-400º C/Ma. Más o menos a una temperatura de 300º C, la pendiente de la curva parece
disminuir, con una tasa de 100-200º C/Ma. Estos resultados se pueden trasladar a
velocidades de exhumación suponiendo un enfriamiento por conducción, cuya velocidad
será inversamente proporcional a la profundidad. Por tanto, la forma de la curva indica que
tras un periodo de exhumación muy rápida, ésta se hizo algo más lenta. El único punto de la
gráfica que está en evidente contradicción con los demás es el debido a la información
paleontológica. Ésta consiste en la datación de secuencias sedimentarias posteriores a la
exhumación de los mantos considerados y que contienen material que procede claramente de
la erosión de los mantos alpujárrides. Hay indicios de que la preservación de estas
secuencias no es buena y de que se ha producido resedimentación, lo que implica que las
edades paleontológicas sólo representan edades máximas para la deposición de los
sedimentos, con lo que el aparente desacuerdo con los datos radiométricos no es tal.
En lo referente al grado de serpentinización que afecta a los afloramientos peridotíticos de
Ronda-Málaga, se puede resumir del siguiente modo:
· Macizo de Ronda: grado bajo de serpentinización, afectando a aproximadamente un 5 % de
las peridotitas.
· Macizo de Ojén: grado medio de serpentinización, afectando a aproximadamente un 50 %
de las peridotitas, sobre todo en la mitad sur del macizo.
· Macizo de Carratraca: grado alto de serpentinización, afectando a aproximadamente un
90% de las peridotitas.
3.3.- ESTUDIOS PALEOMAGNÉTICOS ANTERIORES
A continuación se hablará brevemente de los antecedentes, en lo que a estudios
paleomagnéticos se refiere, del presente trabajo. Por una parte, desde finales de los años ochenta se
han venido realizando diversos estudios de paleomagnetismo en las Cordilleras Béticas, la mayoría
de ellos centrados en las Zonas Externas. En las peridotitas de Ronda-Málaga sólo existen dos
estudios previos, uno realizado por Feinberg et al. (1996) y otro posterior de Osete et al. (1999).
Éstos pueden ser comparados con el estudio de Saddiqi et al. (1995) de las peridotitas de Beni
Bousera. Veamos todo esto con algo más de detalle.
3.3.1.- Paleomagnetismo en las Cordilleras Béticas
Los primeros estudios paleomagnéticos de carácter tectónico fueron realizados por Osete et
al. (1988, 1989) en rocas jurásicas sedimentarias y volcánicas del Subbético. En este estudio
encontraron que en la parte central del Subbético se habían producido rotaciones de bloques
alrededor de ejes verticales con sentido dextral.
71
Las rocas sedimentarias jurásicas y cretácicas del Arco de Gibraltar fueron estudiadas
extensivamente por Platzman y Lowrie (1992), Platzman (1992) y Platt et al. (1994), quienes
observaron rotaciones dextrales en el Subbético occidental y sinestrales en el Rif marroquí,
poniendo en evidencia la simetría en las deformaciones en las dos ramas (Norte y Sur) del Arco de
Gibraltar.
Allerton et al. (1993, 1994) realizaron una investigación paleomagnética en las Zonas
Externas orientales de las Béticas, principalmente en rocas jurásicas, y encontraron un
comportamiento más heterogéneo. Éste consistía en rotaciones dextrales, unas muy grandes y otras
no tanto, y algunas zonas donde no se apreciaba rotación alguna.
Villalaín et al. (1994) efectuaron un estudio detallado en calizas oolíticas y calizas rojas
nodulares del Jurásico superior, en el Subbético occidental. Demostraron que la imanación
remanente natural de estas rocas está dominada por una componente secundaria correspondiente a
una reimanación neógena, aunque en algunos casos la componente original jurásica había
sobrevivido. Esta reimanación estaba extendida por toda la zona abarcada por el estudio. También
demostraron que esta reimanación neógena era coetánea del plegamiento de las Béticas. Además,
detectaron rotaciones de bloques dextrales que afectaban a la componente neógena, con lo que
pudieron determinar que dichas rotaciones se habían producido entre el Neógeno y la actualidad.
Kirker y McClelland (1996) encontraron los mismos resultados en otras litologías del
Subbético occidental. El descubrimiento de esta reimanación hizo nacer dudas acerca de la
fiabilidad de los estudios anteriores en los que se había hallado un patrón heterogéneo de rotaciones,
ya que la confusión entre las componentes primaria y secundaria de la imanación podía conducir a
una heterogeneidad artificial (Villalaín et al., 1996).
Osete et al. (2002) han extendido estos estudios a calizas rojas nodulares (ammonitico rosso)
del Subbético central y oriental y comprobaron que también allí se observa la reimanación neógena,
simultánea con el proceso de plegamiento. Puesto que la polaridad de esta componente es siempre
normal y que el Neógeno es un periodo con frecuentes alternancias de polaridad, concluyen que el
proceso de reimanación fue rápido, durando a lo sumo 106 años. Esta reimanación no se observa en
las escasas localidades del Prebético estudiadas por estos autores. En cuanto a las rotaciones de
bloques alrededor de ejes verticales, estos autores han encontrado que existen en la mayoría de las
localidades estudiadas del Subbético y también del Prebético, aunque en éstas la rotación es mucho
menor. A diferencia de lo que ocurre en el Subbético occidental, donde las rotaciones son
posteriores a la reimanación, en el Subbético central las rotaciones (de unos 60º) son anteriores a la
reimanación. Esto, si aceptamos que la reimanación es un suceso único que afectó a ambas zonas
(como parece deducirse de los datos de polaridad), quiere decir que las rotaciones en el Subbético
central se produjeron antes del plegamiento del Neógeno y las del Subbético occidental después de
este plegamiento.
Del conjunto de estos estudios se deduce la siguiente información:
-
En el Neógeno, coincidiendo con la edad general de los plegamientos, se produjo en el
Subbético un proceso de reimanación que imprimió una componente secundaria a la
imanación. Este proceso no afectó al Prebético. No se sabe si esta reimanación tiene un
origen químico (circulación de fluidos controlada tectónicamente y generación de
magnetita) o térmico/termoviscoso (aumento de temperatura). Sí parece saberse que la
reimanación fue un fenómeno general que afectó simultáneamente a todo el Subbético.
72
-
En las Zonas Externas de las Cordilleras Béticas existe un patrón de rotaciones de bloques
alrededor de ejes verticales con sentido dextral y magnitud variable. Las rotaciones son
mayores en el Subbético que en el Prebético, y dentro del Subbético son mayores en la zona
interna que en la externa. Las rotaciones se produjeron en momentos diversos, siendo
anteriores a la reimanación neógena en el Subbético central y posteriores en el occidental.
-
Un patrón análogo se da en el Rif, aunque allí las rotaciones son sinestrales, lo que indica la
existencia de una cierta simetría en las deformaciones por rotación respecto a un eje de
simetría que pasa por el Estrecho de Gibraltar y por el centro de la Cuenca de Alborán.
En relación a las Zonas Internas de las Béticas, se han realizado muchos menos estudios,
principalmente por la ausencia de litologías favorables desde el punto de vista paleomagnético.
Aparte de los estudios realizados en las peridotitas, de los que hablaremos en la sección siguiente,
Calvo et al. (1994, 1997) realizaron investigaciones en rocas sedimentarias y volcánicas del
Neógeno y del Cuaternario en el sureste peninsular. Encontraron que en la región del Cabo de Gata
se han producido rotaciones heterogéneas, mientras que en la región de Murcia las únicas rotaciones
observadas son sinestrales, muy pequeñas y están situadas a los lados de fallas de rumbo.
3.3.2.- Paleomagnetismo en las peridotitas de Ronda-Málaga y Beni Bousera
Cronológicamente, el primer estudio paleomagnético en litologías ultrabásicas de las
Cordilleras Bético-Rifeñas fue realizado por Elazzab y Feinberg (1994) en el pequeño afloramiento
( c.a. 4 km2) de peridotitas serpentinizadas de Beni-Malek, en las Zonas Externas del Rif.
Encontraron rotaciones sinestrales de unos 14 ± 11º con respecto a África estable.
Saddiqi et al. (1995) llevaron a cabo un estudio paleomagnético en el macizo peridotítico de
Beni Bousera, en las Zonas Internas del Rif. Hallaron rotaciones sinestrales de 74 ± 11º respecto a
África estable. También encontraron que algunas muestras presentaban una componente de la NRM
con temperaturas de desbloqueo de hasta 450º C con una declinación igual a la del campo
geomagnético actual. En estos dos estudios las mineralogías incluían varias fases magnéticas y
durante la desimanación de la NRM se revelaban varias componentes. La complejidad de este tipo
de litologías quedaba por tanto evidenciada, más aún en cuanto que los afloramientos peridotíticos
han sufrido metamorfismo de grado alto y serpentinización.
Feinberg et al. (1996) realizaron el primer estudio paleomagnético en las peridotitas de
Ronda-Málaga. En total tomaron muestras de 15 sitios de los macizos de Ronda (Sierra Bermeja) y
Ojén (Sierra Alpujata), con un total de 210 muestras que abarcaban litologías correspondientes a las
peridotitas (11 sitios, tres de ellos en Sierra Alpujata y el resto en Sierra Bermeja), granitos de la
aureola metamórfica del manto de Ojén (ventana tectónica de Guadaiza) justo bajo las peridotitas
(dos sitios en Sierra Bermeja), granitos de la unidad cabalgante sobre las peridotitas de Sierra
Alpujata (un sitio), y en uno de los diques graníticos que intruyen en el macizo de Ronda (un sitio).
El comportamiento magnético de sus muestras fue más o menos complejo. En cuanto a mineralogía
magnética, informaron de la presencia de magnetita de grano grueso y algo de hematites en las
muestras ultrabásicas y de sulfuros de hierro con algo de magnetita en las muestras graníticas. En
cuanto a componentes de la NRM, encontraron cierta variedad. Parte de las peridotitas tenían una
componente rotada dextralmente unos 49º, estable hasta los 600º C. Otras tenían esta misma
componente hasta los 550º C y después una componente invertida de alta temperatura. Unas pocas
73
muestras, cinco en total, presentaban esta componente invertida desde el principio. Los granitos
presentaban una componente rotada similar a la de las peridotitas, con rotación dextral de unos 41º.
Por último, un cierto número de muestras presentaba un componente de baja temperatura (con
temperaturas de desbloqueo de hasta 250º C) con declinación igual al campo geomagnético actual
(más o menos dirección Norte).
Tomando las direcciones antipodales de las invertidas y haciendo una media de todas las
muestras, tanto de peridotitas como de granitos, estos autores dedujeron una rotación dextral de
estas unidades de 46 ± 10º. También, basándose en la presencia de polaridades tanto normales como
invertidas, dedujeron que durante la adquisición de la imanación remanente (producida durante el
enfriamiento post-metamórfico, entre el Aquitaniense y el Burdigaliense temprano) hubo un cambio
de polaridad del campo geomagnético. Por último, cabe resaltar su conclusión acerca del momento
en que se produjeron las rotaciones. En virtud de la componente magnética con declinación igual a
la del campo geomagnético actual que detectaron en algunas muestras, dedujeron que la adquisición
de la NRM y la rotación habían sido más o menos simultáneas, de forma que esas muestras habrían
acabado de enfriarse después de finalizadas las rotaciones. Interpretan del mismo modo los
resultados de Saddiqi et al. (1995), quienes, como se ha mencionado, también encontraron una
componente con declinación igual a la del campo geomagnético actual. Datan por tanto estas
rotaciones de las peridotitas de Ronda-Málaga como de edad Aquitaniense-Burdigaliense.
Apreciando la similitud entre estas rotaciones y las documentadas en el Subbético occidental (ver
sección anterior), proponen que todas ellas fueron simultáneas y se produjeron en ese periodo de
tiempo. Esta última afirmación, que parecen extender a todo el Subbético, es contraria a la
interpretación de Osete et al. (2002), que indican diferencia de edades entre las rotaciones del
Subbético occidental y el oriental.
Las conclusiones de los autores anteriores acerca de la edad de las rotaciones, así como el
tratamiento general del tema que hicieron, no resultaron enteramente convincentes. Por ello, Osete
et al. (1999) iniciaron otro estudio paleomagnético en las peridotitas de Ronda-Málaga. El presente
trabajo de investigación es heredero directo de estas investigaciones, que a continuación
detallaremos. El estudio de Osete et al. (1999) se centró en 129 muestras de nueve sitios de los
macizos de Ronda (cinco sitios), Ojén (un sitio) y Carratraca (tres sitios). De estos nueve sitios,
cinco correspondían a peridotitas frescas y los otros cuatro a peridotitas que habían sufrido un alto
grado de serpentinización. Estos sitios serpentinizados correspondían a las tres localidades del
macizo de Carratraca y a una del macizo de Ronda. El comportamiento magnético fue, de nuevo,
medianamente complejo. Mediante medidas de la dependencia de la susceptibilidad con la
temperatura se determinó que la mineralogía magnética estaba dominada en todos los casos por
magnetita, aunque en las muestras menos serpentinizadas se encontró también un poco de
hematites.
Mediante la desimanación sistemática de la NRM, tanto por campos alternos decrecientes
como por lavado térmico, los autores encontraron que la aparición de diferentes componentes
dividía las muestras en tres grupos distintos. Un primer conjunto estaba formado por muestras que
presentaban una sola componente de polaridad normal y estable hasta 500º C y de baja
coercitividad, asociada a la magnetita. Esta componente tenía una dirección coincidente con la del
campo geomagnético actual. Este primer grupo estaba formado por las muestras de dos de los sitios
del macizo de Carratraca, correspondientes a peridotitas serpentinizadas. El segundo conjunto
estaba formado por las muestras de uno de los sitios del macizo de Ronda correspondiente a
peridotitas frescas. En ellas, tras la eliminación de componentes secundarias no sistemáticas de baja
temperatura, se apreciaba una componente dominante, de polaridad invertida, con temperaturas de
desbloqueo comprendidas entre los 200-300º C y los 575-600º C, de baja coercitividad. A
74
temperaturas superiores en ocasiones se observaba una débil componente debida a la hematites,
pero cuyo comportamiento no era sistemático. El tercer grupo formado por las muestras de los
demás sitios, presentaba dos componentes magnéticas estables, la primera con temperaturas de
desbloqueo máximas de 400-500º C y la segunda de 575-600º C, ambas de baja coercitividad. La
primera de estas componentes era similar a la componente única del primer grupo, paralela al
campo geomagnético actual. La segunda era similar a la componente invertida del segundo
conjunto, aunque en este caso se observaban polaridades tanto invertidas como normales.
Las dos componentes distintas identificadas daban resultados negativos al aplicárseles la
prueba del pliegue. Esta prueba se efectuó tanto con un pliegue de escala métrica, en uno de los
sitios del macizo de Ronda, como haciendo uso de la corrección tectónica dada por la foliación de
las peridotitas, lo que constituiría una prueba del pliegue a escala regional. Además, la segunda
componente de las muestras, la que presentaba tanto polaridades normales como invertidas,
revelaba una rotación dextral de estas unidades respecto a Iberia estable de aproximadamente 40º.
Vemos así que los resultados obtenidos por Feinberg et al. (1996) y por Osete et al. (1999)
son concordantes, aunque estos últimos autores no expresaron las mismas conclusiones acerca de la
edad de las rotaciones, limitándose a decir que eran similares a las encontradas en el Subbético
occidental y que se habían producido entre el terciario y la actualidad.
75
4. AFLORAMIENTOS, MUESTREO Y METODOLOGÍA
En esta parte de la memoria se hará una descripción de los afloramientos en los que se han
recogido las muestras, de las técnicas de campo utilizadas para hacerlo, de los experimentos y
medidas realizadas en el laboratorio y de los métodos de tratamiento de los datos obtenidos.
Además, se mencionará el instrumental empleado. Es aquí donde debe quedar constancia de que
tanto en el trabajo de campo, como en la obtención de información acerca de la mineralogía y la
tectónica de los afloramientos, se ha contado con la ayuda de los doctores Fernando Gervilla y
Víctor García Dueñas, miembros, respectivamente, de los departamentos de Mineralogía y
Geodinámica de la Universidad de Granada.
4.1.- DESCRIPCIÓN DE LOS AFLORAMIENTOS ESTUDIADOS
Para la realización de la presente investigación se tomaron muestras de 14 sitios distribuidos
en los macizos peridotíticos de Ronda (Sierra Bermeja) y Ojén (Sierra Alpujata). La elección de
estos sitios se basó en la experiencia anterior de Osete et al. (1999), procurándose siempre la
obtención de muestras de peridotitas lo más frescas posible, esto es, que hubiesen sufrido el menor
grado de serpentinización posible. No se tomaron muestras por tanto del macizo de Carratraca.
Como se vio, de tres sitios estudiados por Osete et al. (1999) en Carratraca, dos presentaban una
sola componente paralela al campo geomagnético actual, y sólo uno permitió obtener información
acerca de la componente miocena y por tanto acerca de las rotaciones.
En la Figura 4.1 puede observarse la localización de los distintos sitios estudiados. La
nomenclatura de trabajo utilizada para los sitios está en concordancia con la empleada por Osete et
al. (1999), con lo que se toman para cada sitio dos letras relativas al nombre de la zona o de la
localidad importante más cercana y se les añade un número de muestreo. Así, tenemos los
siguientes grupos de sitios: PB (Peñas Blancas, en Sierra Bermeja); OJ (Ojén, Sierra Alpujata); CO
(Coín, Sierra Alpujata).
Los sitios estudiados, junto con sus litologías, aparecen en la siguiente lista:
· PB9: lherzolitas
· PB10: harzburgitas
· PB11: capa de piroxenitas
· PB12: harzburgitas
· PB13: harzburgitas
· PB14: piroxenitas ricas en titanio
· PB15: peridotitas con plagioclasa
· OJ3: tectonitas con espinela
· OJ4: peridotitas con plagioclasa
76
· OJ5: peridotitas con plagioclasa
· OJ6: dunitas con clinopiroxeno
· OJ7: dunitas
· CO1: tectonitas, peridotitas con espinela
· CO2: gneises, casi en contacto con las peridotitas
CO1 Y CO2
ZO
CI
A
M
DE
A
ND
O
R
OJ6
OJ7
OJ4
OJ5
OJ3
JÉ N
EO
D
O
CIZ
MA
PB13
PB12
PB9
PB10
PB11
MARBELLA
PB15
PB14
ESTEPONA
MAR DE ALBORÁN
Figura 4.1. Sitios de recogida de muestras en los macizos peridotíticos de Ronda y Ojén. Las peridotitas aparecen en
color blanco.
4.2.- TOMA DE MUESTRAS
La toma de muestras en los afloramientos descritos se efectuó del modo usual en
paleomagnetismo, esto es, con ayuda de taladradoras rotatorias de broca hueca. Dichas taladradoras,
alimentadas con gasolina, llevan acoplada una broca metálica hueca (diámetro = 1 pulgada) con el
extremo incrustado de esquirlas de diamante. Además, van refrigeradas con agua que, impulsada
por una bomba de presión manual, fluye de modo constante por el interior de la broca y sale al
exterior por su extremo. Esta refrigeración tiene por objeto impedir que el rozamiento provoque el
calentamiento de la muestra durante el taladro de la roca. Este calentamiento, de producirse, podría
inducir cambios químicos en la roca o modificar su imanación remanente, efectos ambos
indeseables.
77
En cada uno de los afloramientos o sitios muestreados se efectuaron varios taladros. De
cada uno de ellos se extrajo un testigo, de longitud variable que depende de la dureza de la roca y de
sus imperfecciones. Cada uno de estos taladros o testigos recibe un número que se añade al final del
nombre del sitio. De esta forma, el tercer testigo extraído en el sitio número diez de Peñas Blancas
(Sierra Bermeja) recibe la etiqueta PB10.03. A continuación se recoge el número de testigos
extraído en cada sitio estudiado, así como el número de muestras de tamaño estándar (cilindros de
una pulgada de altura y una pulgada de diámetro) que luego se pudieron extraer de estos testigos:
CO1: 15 testigos, 21 muestras
OJ3: 12 testigos, 22 muestras
OJ5: 13 testigos, 28 muestras
OJ7: 12 testigos, 23 muestras
PB10: 10 testigos, 31 muestras
PB12: 12 testigos, 31 muestras
PB14: 10 testigos, 12 muestras
CO2: 9 testigos, 11 muestras
OJ4: 13 testigos, 26 muestras
OJ6: 13 testigos, 28 muestras
PB9: 13 testigos, 31 muestras
PB11: 8 testigos, 17 muestras
PB13: 10 testigos, 21 muestras
PB15: 12 testigos, 21 muestras
En total, se obtuvieron 323 muestras, procedentes de 162 testigos (una media de unas dos muestras
por cada testigo).
Con la ayuda de un inclinómetro y una brújula se midieron las orientaciones, respecto a un
sistema de referencia geográfico, de todos los testigos empleados. Estas medidas son necesarias
para situar las direcciones de las componentes de la NRM, que se miden en el laboratorio respecto a
un sistema de referencia propio de la muestra, en su contexto geográfico y geológico. No se utilizó
para la orientación de los testigos la brújula solar, solamente la magnética, dado que el tiempo
estuvo nublado y lluvioso durante toda la campaña de muestreo. Esto implica: primero, que habrá
que introducir posteriormente una corrección por la declinación magnética del lugar de toma de
muestras, para obtener direcciones respecto al Norte geográfico; y segundo, que cualquier anomalía
magnética local que afecte a la brújula introducirá un error. Esto último es lo que probablemente
pasó, como veremos, en el sitio PB13, que se encontraba en las cercanías de una línea eléctrica de
alta tensión.
Además de esto, se midieron las direcciones de los planos que indican el bandeado
composicional (layering) de los afloramientos, de nuevo respecto de un sistema de coordenadas
geográfico. Estos datos se emplearán posteriormente como corrección tectónica para la aplicación
de la prueba del pliegue a escala regional. Es decir, se comprobará el grado de agrupamiento de las
direcciones paleomagnéticas obtenidas antes y después de aplicar la corrección tectónica. Dicha
corrección no es más que una transformación de coordenadas equivalente a la restitución de los
planos indicados a la horizontal. Con esta prueba se puede deducir si la adquisición de esa
componente magnética fue anterior o posterior a la deformación tectónica de los planos de
bandeado composicional, suponiendo que éstos representasen, en algún momento del pasado, una
paleohorizontal. En litologías donde la estratificación esté desarrollada, la corrección tectónica es la
restitución al plano horizontal de los planos de estratificación, que evidentemente constituyeron una
paleohorizontal antes de ser plegados tectónicamente. Pero ese no es el caso de las peridotitas, en el
que hemos tenido que limitarnos a una medida del bandeado composicional.
78
4.3.- PREPARACIÓN DE LAS MUESTRAS
Después de la extracción y etiquetado de los testigos, se llevaron al Laboratorio de
Paleomagnetismo de la Universidad Complutense de Madrid y allí se procedió a su rebanado. Se
cortaron transversalmente con una sierra radial, de modo que los trozos resultantes fuesen muestras
de tamaño estándar. La sierra empleada disponía también de refrigeración mediante agua circulante,
de nuevo con la intención de evitar calentamientos perjudiciales de la muestra. Se tuvo buen
cuidado de conservar, en cada muestra así preparada, información acerca de su orientación en el
campo. Ello se consigue dibujando sobre la muestra un sistema de ejes de coordenadas, que son los
que se han orientado en el campo.
De este modo, de cada testigo se extraen una o varias muestras. Éstas reciben como nombre
el del testigo más una letra del alfabeto latino, siendo adjudicada la “A” a la muestra más cercana al
extremo exterior del testigo, la “B” a la inmediatamente interior y así sucesivamente. Con extremo
exterior del testigo se quiere decir aquél que en el campo coincidía con la superficie expuesta de la
roca. Así, la muestra más externa del tercer testigo del décimo sitio de Peñas Blancas se llama
PB10.03A.
La distinción entre muestras del exterior de la roca y del interior es importante, como se
puede comprender al observar que la zona más externa de la roca habrá estado más expuesta,
probablemente, a procesos de meteorización y cambio químico, con lo que la información
magnética habrá tenido más probabilidades de ser alterada. Cuando se lleven a cabo experimentos
de análisis de las componentes magnéticas de la NRM se procurará, cuando sea posible la elección,
utilizar las muestras más internas de la roca.
4.4.- EXPERIMENTOS REALIZADOS
El conjunto de experimentos realizados podría dividirse en dos categorías: una primera
constituida por todos los experimentos destinados a la obtención de información acerca de la
mineralogía magnética de la roca (magnetismo de rocas); y una segunda integrada por aquéllos en
los que se pretendía un análisis de la imanación remanente de la roca y sus diferentes componentes
magnéticas (paleomagnetismo). En el primer caso, no se trata de obtener información direccional
alguna, a lo sumo de direcciones elegidas arbitrariamente en el laboratorio y sin conexión con la
historia de la roca ni del campo geomagnético. En el segundo se pretende el análisis de esa
información direccional. Por supuesto, la información obtenida con la primera categoría de
experimentos es pertinente para la determinación de la mineralogía magnética responsable de la
NRM y de la posible edad de sus diferentes componentes.
4.4.1.- Experimentos de mineralogía magnética
A.- Susceptibilidad magnética
Se midió la susceptibilidad magnética (bulk, en bruto o sin orientación, respecto a un eje
cualquiera de la muestra) de todas las muestras recogidas. El aparato utilizado fue un Kappabridge
KLY-3 de Agico, en el Laboratorio de Paleomagnetismo de la Universidad Complutense de
Madrid. El principio de funcionamiento del instrumento es el de un puente de susceptibilidades; la
sensibilidad nominal, 3·10-8 (en unidades del Sistema Internacional).
79
Este parámetro tiene sólo una utilidad orientativa, ya que a la susceptibilidad magnética
contribuyen todos los minerales de la muestra, sean diamagnéticos, paramagnéticos o
ferromagnéticos. Puede darnos una primera idea acerca de la proporción relativa de material
ferromagnético en las distintas muestras.
B.- Ciclos de histéresis magnética
Se midieron los ciclos de histéresis de un buen número de muestras (40 en total) de todos los
afloramientos investigados, con el fin de caracterizar la mineralogía magnética mediante sus
parámetros de histéresis (coercitividad, coercitividad de la remanencia, imanación de saturación,
imanación remanente de saturación). Se emplearon para ello tres instrumentos diferentes de tres
laboratorios distintos:
· El magnetómetro de muestra vibrante (VSM Micromag) del Laboratorio de
Paleomagnetismo del Institut für Geophysik, ETH Zürich, Suiza.
· El magnetómetro de muestra vibrante (VSM Micromag) del Laboratorio de
Paleomagnetismo de Scripps, Universidad de California, San Diego, E.E.U.U. (medidas
efectuadas por la doctora M.L. Osete).
· El magnetómetro “Coercivity Spectrometer”, desarrollado por la Universidad de Kazan,
Rusia, del Laboratorio de Paleomagnetismo de la Universidad Complutense de Madrid.
Los dos primeros instrumentos tienen el siguiente principio de operación: se coloca la
muestra en el extremo de un pequeño apéndice que se hace vibrar en el interior del campo
magnético generado por un electroimán. Este campo es el responsable de inducir una imanación en
la muestra. Esta imanación es medida por un segundo conjunto de bobinas conductoras pequeñas y
sensibles, colocadas a ambos lados de la muestra vibrante. Ésta, al ser móvil, genera una variación
de flujo magnético en las bobinas de medida, que se transforma en corriente eléctrica. La intensidad
de ésta depende de la imanación de la muestra. La medida de la imanación de la muestra puede
hacerse mientras el electroimán está encendido, es decir en presencia del campo imanador, o bien
tras haber desconectado el electroimán, en cuyo caso se está midiendo la imanación remanente de la
muestra generada por el campo externo. El campo máximo accesible a estos instrumentos es de 1 T.
El segundo aparato, adquirido recientemente por el Laboratorio de la Univ. Complutense,
tiene un funcionamiento distinto. En este caso, la muestra se fija en el borde de un disco de
metacrilato que gira a gran velocidad. Un extremo del disco pasa entre los polos de un electroimán,
y en esta región la muestra se imana por la acción del campo externo. Allí mismo hay un par de
bobinas que registran la variación de flujo magnético debida a la imanación de la muestra, que se
acerca y luego se aleja con el movimiento del disco. Así se determina la imanación inducida. En
otro extremo del aparato, fuera del electroimán, hay otro par de bobinas sensoras entre las cuales
gira el disco y, por tanto, pasa la muestra. Estas segundas bobinas de nuevo miden la variación de
flujo debida al movimiento de la imanación de la muestra, pero esta vez en ausencia del campo
externo, con lo que se mide la imanación remanente. El campo máximo accesible a este instrumento
es de 0.5 T.
En el caso de las medidas efectuadas en Scripps, se midieron también tres muestras
procedentes de ofiolitos en Cuba ricas en ferricromita, con el objeto de poder comparar luego con
los resultados de las peridotitas de Ronda y poder ver si en éstas existe ferricromita. Esas tres
muestras se denominaron: 80-86, L2-8, L6-1.
80
Los programas de manejo computerizado de los dos primeros instrumentos incluyen una
subrutina para corregir el ciclo de histéresis obtenido por fracción paramagnética. Esta corrección
consiste en restar la tendencia lineal de los datos que es introducida por la fracción paramagnética
(y superparamagnética con tiempos de relajación muy bajos) de la roca. Esta fracción y su efecto,
cuando la proporción de ferromagnéticos es baja, puede ser importante. Por ello es necesaria la
corrección. En el caso de los datos obtenidos con el instrumento del Laboratorio de la Univ.
Complutense, no existía esta subrutina, por lo que se tuvo que programar expresamente (programa
HISPAR.EXE del Grupo de Paleomagnetismo de la Universidad Complutense de Madrid).
C.- Curvas de Curie
Un cierto número de muestras (11 en total) de los diferentes sitios estudiados se eligieron
para la medida de curvas de Curie, esto es, de la dependencia de la imanación de saturación con la
temperatura. Para ello se sitúa la muestra en el campo generado por un electroimán y se va
aumentando la temperatura en pasos discretos. En cada paso se mide la imanación de saturación de
la muestra. La medida, usualmente, viene dada en unas unidades del aparato, pero luego se
normalizan los datos dividiéndolos por la imanación máxima (a temperatura ambiente). Con estas
curvas de Curie o curvas termomagnéticas se pueden estimar las temperaturas de Curie de los
minerales magnéticos de la muestra. Se utilizaron dos balanzas de Curie diferentes:
· La del Laboratorio de Paleomagnetismo de Scripps, Universidad de California, San Diego,
EE.UU. (medidas efectuadas por la doctora M.L. Osete).
· La del Laboratorio de Paleomagnetismo de Utrecht, Holanda (medidas efectuadas por el
doctor G. McIntosh).
En el primero de los laboratorios se midieron también las curvas de Curie de las muestras
ricas en ferricromita procedentes de ofiolitos en Cuba.
En los casos en los que la contribución de la fracción paramagnética es demasiado elevada,
puede ser necesario corregir las curvas de este efecto, lo cual se hace restando a los datos la
tendencia paramagnética (dada por la ley de Curie).
D.- Adquisición de IRM
Se escogieron 13 muestras para realizar experimentos de adquisición de IRM. Para ello se
desimanaban las muestras (hasta 0.1 T) por la técnica de campos alternos decrecientes. Luego se las
sometía a un pulso magnético, se medía la imanación remanente adquirida bajo la acción de ese
pulso, se sometía la muestra a un campo superior y así sucesivamente. Todos los campos
magnéticos actuaban sobre el mismo eje de la muestra. Este procedimiento permite trazar las curvas
de imanación de las muestras y de ahí deducir el espectro de coercitividades de la muestra.
Para la realización de estos experimentos se utilizó el imanador de pulsos Impulse
Magnetiser ASC Scientific IM10-30, del Laboratorio de Paleomagnetismo de la Univ. Complutense
de Madrid. El principio de funcionamiento de dicho instrumento es el siguiente: la muestra se
coloca en el interior de un solenoide; al circuito del solenoide está unido un condensador que puede
cargarse a voluntad mediante la variación manual del voltaje. Una vez alcanzado el voltaje deseado,
que se corresponde con una intensidad máxima del impulso magnético conocida, se presiona un
disparador que cierra el circuito súbitamente. La corriente pasa por el solenoide y crea en su interior
un campo magnético axial que produce una imanación remanente en la muestra. Existe la
81
posibilidad de cambiar el solenoide, poniéndose otro de mayor o menor diámetro que permite
alcanzar campos máximos distintos. La bobina empleada en estos experimentos, dado que la
coercitividad de las muestras no era demasiado alta, permitía alcanzar, como máximo, 2.1 T. La
imanación remanente de las muestras se midió con un magnetómetro de muestra rotante MINISPIN.
Además de estas curvas de adquisición de IRM, también se cuenta con las obtenidas durante
la medida de los ciclos de histéresis, ya que los instrumentos empleados permiten la medida de
ambos tipos de curvas simultáneamente. No obstante, puesto que los tiempos de espera entre la
adquisición de la IRM y la medida son diferentes para los distintos aparatos (siendo el menor, de
menos de 1 segundo, para el espectrómetro de coercitividades de la Universidad de Kazan), estas
medidas no son equivalentes entre sí. Ello se debe a que tiempos de espera diferentes implican que
la fracción superparamagnética desechada es diferente.
Se realizó una segunda tanda de experimentos de adquisición de IRM, con el método de la
imanación por pulsos, en muestras que ya habían sido calentadas para desimanarlas térmicamente.
Esto se hizo en 26 muestras distintas, con el objeto de comparar el espectro de coercitividades antes
y después del calentamiento. Ello se hizo porque durante el calentamiento de las muestras se
produjeron cambios químicos evidenciados por cambios en la susceptibilidad magnética. Se pensó
que para obtener más información acerca de los productos iniciales y finales (aunque interesan más
los iniciales) involucrados en dichas transformaciones, era útil una comparación de este tipo.
E.- Desimanación térmica de la IRM
Con el objetivo de constreñir la composición de las fases magnéticas de las muestras se
efectuaron experimentos de desimanación térmica sistemática de la IRM. El método empleado fue
el descrito por Lowrie (1990). Primero se aplica un campo magnético de 2 T a lo largo de un eje de
la muestra. Luego se aplica un segundo campo de 0.4 T en un eje perpendicular al primero. Se
aplica un tercer campo de 0.12 T en un tercer eje, ortogonal a los dos primeros. Así, la IRM
adquirida por la muestra tiene tres componentes ortogonales, una correspondiente a las fases
magnéticas con coercitividades inferiores a 0.12 T, otra con coercitividades entre 0.12 y 0.4 T, y
una última con coercitividades entre 0.4 y 2 T. Una vez hecho esto, se procede a la desimanación
sistemática de la IRM, mediante aumentos sucesivos de temperatura, tras cada uno de los cuales se
mide la imanación de la muestra. Como las tres componentes son ortogonales, se pueden separar
perfectamente y obtenemos así las temperaturas de desbloqueo de las tres componentes por
separado. Si se combina esta información con lo que sabemos de la coercitividad de cada
componente en particular, se puede llegar a afinar bastante en lo que a la determinación de la
naturaleza mineralógica de las fases magnéticas se refiere. En la Tabla 4.1 aparecen las
temperaturas de Curie y las coercitividades (de la remanencia) máximas de los minerales más
usuales.
Tabla 4.1. Temperaturas de Curie y coercitividades máximas de diversos minerales. (Lowrie, 1990).
Mineral
Tc (º C)
Coercitividad máxima (T)
Magnetita
575
0.3
Titanomagnetita TM60
150
0.1
Maghemita
350*
0.3
Pirrotina
325
0.5-1
Hematites
675
1.5-5
Goethita
80-120
>5
* Temperatura de inversión, no de Curie.
82
Durante esta desimanación térmica los pasos de temperatura fueron: 200, 225, 250, 300,
400, 450, 500, 525, 550, 575, 600, 625, 650, 675, 700º C. Tras cada paso de calentamiento se midió
la susceptibilidad magnética para comprobar si se producían cambios químicos.
4.4.2.- Experimentos de análisis de la NRM
A.- Medida de la NRM
Se midió la imanación remanente natural (NRM) de las 323 muestras recogidas. Ello se
realizó con un magnetómetro de muestra rotante JR5 de Agico, del Laboratorio de
Paleomagnetismo de la Univ. Complutense de Madrid. El principio de operación del instrumento se
basa en la colocación de la muestra en un soporte que es envuelto por dos bobinas conductoras
situadas en un plano vertical. El soporte se hace girar mediante un motor a gran velocidad, con lo
que se provoca una variación del flujo magnético en las bobinas que se traduce en la aparición de
una corriente eléctrica cuya intensidad depende de la imanación de la muestra de modo conocido.
Variando la posición de la muestra en el soporte se miden las tres componentes de la imanación, en
un sistema de referencia cartesiano unido a la muestra. Dadas las características del aparato y la
forma de las muestras (cilindros), cada componente se mide varias veces: cuatro veces la
componente según la dirección del eje del cilindro y dos veces las otras dos. Esto permite al
programa de manejo del aparato una estimación del error de la dirección obtenida, aunque este error
no llega a usarse pues lo que se hace es promediar las direcciones de varias muestras.
La sensibilidad (en la práctica) del magnetómetro es, en el mejor de los casos, de 10-5 A/m,
con un volumen de muestra estándar de 11.15 cm3.
B.- Desimanación sistemática de la NRM
Para analizar las diferentes componentes de la NRM de las muestras se procedió a su
desimanación paulatina, como es habitual en paleomagnetismo. Dicha desimanación puede
efectuarse de dos modos distintos: mediante un aumento progresivo de la temperatura de la muestra,
desimanación térmica; o sometiendo la muestra a la acción de un campo magnético alterno de
intensidad decreciente, a la vez que la muestra rota aleatoriamente, y repitiendo la operación para
otros campos con intensidad inicial superior a la del primero, desimanación por AF.
En el primer caso, se mete la muestra en un horno a una temperatura dada. Después de
calentarla, se deja enfriar en una región de campo magnético cero, tras lo que se mide la imanación.
Después se la vuelve a calentar a una temperatura superior a la primera y se vuelve a medir su
imanación. Esta operación se repite hasta que la imanación remanente de la muestra ha
desaparecido. Lo que se consigue calentando la muestra a una temperatura dada es que las fases
magnéticas con temperaturas de desbloqueo inferiores pierdan su remanencia. Al enfriar la muestra,
como se hace en campo nulo, estas fases desimanadas no se imanan de nuevo sino que sus
imanaciones se orientan al azar dando una resultante nula. Así, podemos ir trazando la trayectoria
del extremo del vector imanación y se va viendo como se desimanan componentes sucesivas,
portadas por fases magnéticas con rangos de temperaturas de desbloqueo diferentes.
Adicionalmente, tras cada paso de calentamiento se mide la susceptibilidad magnética de las
muestras. Esto se hace porque el calentamiento puede producir cambios químicos en las muestras,
máxime cuando el proceso se hace en presencia de oxígeno atmosférico. Observando las
variaciones en la susceptibilidad magnética se tiene una idea de si se han producido esas
transformaciones químicas o no.
83
En el caso de la desimanación por AF, al situar la muestra en el seno de un campo
magnético alterno con intensidad inicial dada que va decreciendo, y aplicado en una dirección que
varía al azar (respecto a la muestra), lo que se consigue es que las fases magnéticas con
coercitividades menores que ese campo inicial se pongan a seguir la dirección cambiante del
campo. Al ir decreciendo éste va barriendo ese espectro de coercitividades y las fases se van
bloqueando de nuevo, pero en direcciones completamente aleatorias de modo que su resultante es
nula. Es decir, se desimanan esas fases. Repitiendo la operación para campos iniciales crecientes y
midiendo la imanación remanente de la muestra tras cada paso, se consigue, como antes, trazar la
trayectoria del extremo del vector imanación a medida que es destruido, con lo que se obtienen sus
diferentes componentes, pero en este caso cada una de ellas es portada por fases magnéticas con
determinados rangos de coercitividades.
Ambas técnicas no son redundantes, sino complementarias. Se puede comprender fácilmente
que si la muestra tiene, por ejemplo, una población de granos de goethita, al desimanarla
térmicamente la componente por ellos portada será la primera en ser eliminada (su temperatura de
Curie es baja). Por el contrario, durante la desimanación por AF será la última en ser eliminada. De
hecho, con el instrumental disponible en los laboratorios de paleomagnetismo, no se consigue
eliminar, dado que su coercitividad es muy elevada, superior muchas veces a los 5 T. Los aparatos
de desimanación normales no suelen ser capaces de producir campos magnéticos de más de 0.1 T.
Esto nos lleva a otro punto: con el aparataje disponible, la desimanación térmica es capaz de
eliminar todas las componentes de la NRM, pues basta con disponer de un horno que alcance los
800º C (con 700º C bastará, siempre que no haya hierro o cobalto puros en las muestras, ya que la
temperatura de Curie más elevada dentro de los minerales terrestres habituales es la de la hematites,
algo inferior a 700º C); esto, por el contrario, no se puede hacer con desimanación por AF. Además,
el modo en que ambas técnicas consiguen resolver las diferentes componentes de la NRM no es
idéntico, depende de los grados de solapamiento de los rangos de coercitividades y de las
temperaturas de desbloqueo de las distintas componentes.
Por todo lo anterior, y también para determinar los rangos de temperatura y/o los campos
magnéticos en los que es pertinente un mayor detalle al hacer la desimanación, se efectúa primero
un estudio piloto con pocas muestras. Con ellas se sigue un procedimiento estándar de
desimanación, con los pasos determinados a priori. Los resultados de este estudio permiten
dilucidar cuál de las dos técnicas anteriores resuelve mejor las componentes de la NRM y en qué
zonas del espectro hay que hacer medidas más detalladas. Una vez decidido todo esto, se desimana
el grueso de las muestras, con vistas a efectuar un estudio estadístico de las direcciones de las
diferentes componentes observadas.
Para el presente trabajo se hizo un estudio piloto con 42 muestras. De ellas, 26 fueron
desimanadas térmicamente, siendo los pasos de temperatura: 50, 100, ,150, 200, 225, 250, 275, 325,
350, 400, 450, 500, 525, 575, 600º C. Las 16 restantes fueron desimanadas por AF, con estos pasos:
0, 2.5, 5.0, 7.5, 10.0, 12.5, 15.0, 17.5, 20.0, 25.0, 30.0, 35.0, 40.0, 45.0, 55.0, 70.0, 85.0, 100.0 mT.
Los resultados de esta primera fase llevaron a elegir la desimanación térmica como el mejor
modo de separar las componentes de la NRM, incluso considerando que el comportamiento de las
muestras era bastante complicado y en ocasiones confuso usando ambas técnicas. Para el estudio
sistemático, por tanto, se eligió la desimanación térmica con unos pasos de calentamiento dados
por: 200, 225, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550, 575, 600, 625, 650, 675, 700º C. En algunas
ocasiones no fue necesario realizar los últimos pasos, dado que la imanación de la muestra se había
destruido completamente (dentro de la sensibilidad del magnetómetro) antes de llegar a esas
84
temperaturas. Este estudio sistemático se efectuó con 130 muestras, 10 de cada uno de los sitios
investigados. El único sitio que no se investigó fue CO2 que, recordemos, correspondía a una
litología diferente de las demás (gneises). Durante el estudio piloto se vio que el comportamiento de
la imanación de las muestras de CO2 era muy malo, sin posibilidad de extraer información valiosa.
Por eso se desechó para experimentos ulteriores. Hay que mencionar también que, siempre que fue
posible, se utilizaron muestras del interior de los testigos, para minimizar las posibilidades de que
hubiesen sufrido alteraciones por meteorización.
Para llevar a cabo estos experimentos se empleó el siguiente equipo del Laboratorio de
Paleomagnetismo de la Univ. Complutense de Madrid:
· Desimanación térmica: horno Schonstedt TSD-1, con capacidad para calentar hasta 800º C,
con apantallamiento magnético, con sección de refrigeración por circulación de aire.
· Desimanación por AF: desimanador Schonstedt GSD-5 AC, con capacidad para alcanzar
campos máximos de 0.1 T, con apantallamiento magnético.
· Magnetómetro: de muestra rotante, JR5 Agico, con apantallamiento magnético parcial.
· Apantallamientos magnéticos adicionales: el magnetómetro estaba en el interior de unas
bobinas de Helmholtz de corriente variable manualmente; dichas bobinas se ajustan al
principio de la medida, con ayuda de un magnetómetro fluxgate portátil, para que el campo
externo en el punto donde se colocará la muestra sea cero (dentro de la sensibilidad del
aparataje); además, entre cada paso de desimanación y su correspondiente medida, las
muestras se situaban en el interior de un escudo magnético de μ-metal de Schonstedt SW-1.
4.5.- ANÁLISIS Y REPRESENTACIÓN DE LOS DATOS
En cuanto al análisis y la representación de los datos de los experimentos anteriores, me
gustaría hacer algunos comentarios. En el caso de los experimentos de mineralogía, no hay ninguna
complicación: las representaciones son gráficas cartesianas normales, a lo sumo histogramas como
en el caso de las susceptibilidades; el análisis es casi siempre la observación de esas
representaciones; sólo hay alguna sutileza en el caso de la obtención de los parámetros de histéresis.
El análisis de la información direccional obtenida con la desimanación de la NRM es algo
más elaborado: se usan la técnica de componentes principales y la estadística de Fisher; las
representaciones usadas serán diagramas de Zijderveld y proyecciones polares de las direcciones de
los vectores imanación.
4.5.1.- Ciclos de histéresis
Como ya se vio, hay que corregir los ciclos de histéresis de la contribución de la fracción
paramagnética. Ello se hace eligiendo, a la vista del ciclo obtenido, el campo por encima del cual se
supone que la parte ferromagnética ya se ha saturado. Para los puntos del ciclo correspondientes a
campos superiores se hace un ajuste a una recta por mínimos cuadrados. La pendiente obtenida
corresponde a la susceptibilidad de la fracción paramagnética. Restando esta tendencia lineal a los
datos, se obtiene el ciclo de la fracción ferromagnética. Observando el valor de saturación de este
ciclo y dónde corta a los ejes coordenados, así como examinando el punto de corte de la curva de
85
desimanación de la remanencia (que no precisa corrección alguna) y su valor de saturación, se
obtienen los parámetros de histéresis: coercitividad, Hc; coercitividad de la remanencia, Hcr;
imanación de saturación, Ms; saturación de la remanencia, Mrs.
Una forma de representar estos datos que suele tener cierta utilidad a la hora de clasificar el
comportamiento de las fases magnéticas, en relación a los dominios magnéticos presentes en ellas
(SD, MD y PSD), la constituyen los diagramas de Day. Se trata de gráficas cartesianas en cuyos
ejes se representan: en el eje x, el cociente Hcr/Hc, que es mayor que la unidad; en el eje y, el
cociente Mrs/Ms, que es menor que la unidad. Dependiendo de la zona donde caigan los puntos
correspondientes a las muestras, se podrá decir si su comportamiento es SD, MD o PSD, ya que los
SD tienen valores elevados de la variable y y valores bajos de x, mientras que a los MD les pasa lo
contrario. Los PSD están entre medias de los dos anteriores. En el caso de que no se pueda deducir
información absoluta detallada, sí podrán apreciarse tendencias en una población de muestras.
4.5.2.- Análisis de componentes principales
Una vez desimanada la NRM de las muestras se dispone de la información acerca de la
evolución del vector imanación durante el proceso de desimanación. Si se representa la punta de ese
vector en un diagrama de Zijderveld (ver más adelante), veremos que las componentes magnéticas
cuyas temperaturas de desbloqueo o coercitividades no se solapen demasiado aparecen aisladas en
forma de segmentos rectilíneos más o menos bien definidos. Pero los puntos que definen los
segmentos presentan una cierta dispersión. Surge entonces la necesidad de encontrar la línea (la
dirección) que mejor se ajusta a los puntos. El método que se sigue en el presente trabajo para
hacerlo es el usual en paleomagnetismo: el método de las componentes principales. Desarrollado
por Kirschvink (1980), utiliza el método de los mínimos cuadrados para encontrar el mejor ajuste de
los datos. El método da un peso estadístico mayor a los datos cuanto más alejados estén del origen,
correspondiente a imanación cero. Esto tiene sentido experimental, puesto que cuanto mayor es la
intensidad de una medida menor será el error relativo cometido por el instrumento al realizarla. El
método calcula también un error angular denominado máxima desviación angular asociado a la
dirección calculada. No obstante, el error que se manejará en el presente estudio es el que surge del
tratamiento estadístico de varias direcciones juntas.
4.5.3.- Estadística de Fisher y pruebas de estabilidad de las componentes de la NRM
El tratamiento de datos en paleomagnetismo exige el empleo de técnicas estadísticas. En
este caso estas técnicas se emplean fundamentalmente para:
-
Hallar las direcciones medias de la magnetización remanente de poblaciones de muestras
y estimar su error.
Comparar distintas direcciones medias (test de inversión, test de contacto, test de
impacto, etc).
Comprobar si un conjunto de direcciones se ajustan a un patrón aleatorio (test del
conglomerado).
Comparar las dispersiones de dos muestras y verificar si las diferencias que pueda haber
son estadísticamente significativas a un nivel de confianza dado (test del pliegue).
Para llevar a cabo esta variedad de tests se hace uso de una función de densidad de probabilidad
denominada distribución de Fisher. A continuación se hará un breve estudio de esta estadística,
empleada en el análisis de los datos del presente trabajo, y se describirán los diferentes tests
86
mencionados, que nos dan una idea acerca de la estabilidad y/o edad de las componentes
magnéticas analizadas.
A.- Distribución de Fisher
La distribución de Fisher fue desarrollada por el estadístico británico R. A. Fisher con el
objeto de disponer de una distribución análoga a la normal o de Gauss pero para el caso de que la
variable estudiada fuese bidimensional (representase una dirección en el espacio). La distribución
de Fisher es:
PdA(θ) = κ exp(κcosθ) / [4κsenh(θ)]
(Ec. 4.1)
PdA (θ) da la probabilidad por unidad de ángulo sólido de encontrar la dirección dentro de un ángulo
sólido dA centrado en una dirección que forma un ángulo θ con la media verdadera. κ es el llamado
parámetro de precisión y nos informa de lo poco o lo muy concentrada que está la población de
direcciones en torno a su media. Cuanto más grande sea κ, mayor será la concentración de las
direcciones en torno a la media. Los extremos son κ = 0 para una muestra de direcciones
distribuidas uniformemente sobre la esfera y κ = ∞ para una población en que todas las direcciones
coinciden con la media. Como vemos, la distribución de Fisher, aunque nos habla de direcciones,
sólo tiene una variable, pues supone simetría cilíndrica (respecto al azimut) y se aplica a direcciones
representadas por puntos sobre una esfera unidad a los cuales se les da el mismo peso estadístico.
Puesto que tenemos esta simetría podemos integrar la distribución de Fisher respecto del
azimut y obtenemos la probabilidad de encontrar una dirección en una banda de anchura dθ definida
por la intersección de la esfera de radio unidad con los conos cuyas generatrices forman ángulos θ y
θ+dθ con la dirección media. Esa probabilidad será:
Pdθ (θ) = κ exp(κcosθ) senθ dθ / [2senh(κ)]
(Ec. 4.2)
Para apreciar la forma que presenta esta distribución puede observarse la Figura 4.2, donde
aparecen los comportamientos de PdA (θ) y Pdθ (θ) para diferentes valores de κ.
A partir de la distribución de Fisher puede calcularse, entre otras cosas, el ángulo medido
desde la dirección media verdadera dentro del cual se agrupa un determinado porcentaje de
direcciones. Por ejemplo, el 50% de las direcciones de la población cae dentro de
θ50 = 67.5º / κ1/2
(Ec. 4.3)
El análogo a la desviación típica de la distribución normal es aquí
θ63 = 81º / κ1/2
(Ec. 4.4)
dentro del cual cae el 63% de las direcciones. El ángulo que contiene el 95% de las direcciones es
θ95 = 140º / κ1/2
(Ec. 4.5)
87
Figura 4.2. Se muestran los casos κ = 5, 10,
50 para PdA (θ) (parte a) y Pdθ (θ) (parte b).
Obsérvese que cuanto más grande sea κ, más
probabilidad hay de encontrar una dirección en
torno a la media y menos lejos de ella, es decir,
las direcciones están más agrupadas. (Butler,
Palaeomagnetism: magnetic domains to
geologic terranes, 1992).
B.- Estimación de la dispersión y límite de confianza
Dada una muestra de una población de direcciones que se supone sigue una distribución de
Fisher y de la que se ha calculado una dirección media (haciendo la media de los cosenos
directores), hay que emplear algún estadístico que nos indique cuál es la dispersión de los datos
recogidos.
Se suelen emplear tres parámetros distintos con este objetivo: una estimación del parámetro
de dispersión, la llamada dispersión angular y la desviación típica angular.
En el primero de los casos, se toma como mejor estimador del parámetro κ de dispersión
(desconocido pues nuestra muestra es finita) el valor
k = (N-1) / (N-R)
(Ec. 4.6)
donde N es el número de muestras y R es el módulo de la suma vectorial de las direcciones (ver
Figura 4.3). El valor máximo de R es N, cuando todas las direcciones coinciden con la media
(agrupamiento perfecto), y el mínimo es 0, cuando están uniformemente distribuidas sobre la esfera.
88
Se ve entonces claramente que k crece cuanto mejor sea el agrupamiento de las direcciones, igual
que pasaba con el verdadero κ.
Figura 4.3. Definición de R.
(Butler,
Palaeomagnetism:
magnetic domains to geologic
terranes, 1992).
En el segundo caso, análogamente a como se hace para la distribución normal de Gauss, se
calcula la varianza angular de la muestra
s2 = Σ Δi2 / (N-1)
(Ec. 4.7)
donde ΔI es el ángulo entre la dirección i-ésima y la media calculada. La desviación angular típica
estimada (o dispersión angular) es simplemente s, que puede ser aproximada por
s ≅ 81º / k1/2
(Ec. 4.8)
Otro estadístico que se suele usar es δ, al que también se suele llamar desviación angular típica, y
que viene dado por
δ = cos-1(R/N)
(Ec. 4.9)
Estos dos últimos estadísticos, a diferencia de k, decrecen cuando la muestra se hace menos
dispersa. Cuando tenemos un número de muestras suficiente (en la práctica se toma N ≥ 10) se
observa que
s ≅ δ ≅ 81º / k1/2
(Ec. 4.10)
por lo que se suele tomar δ como estimador de la desviación angular típica, pues aunque
rigurosamente habría que emplear s, el cálculo de δ es muy sencillo.
Si se han obtenido una dirección media y una estimación de la dispersión de los datos,
también necesitamos un límite de confianza para esa dirección media calculada. Éste es análogo al
error típico de la media en la estadística de Gauss. En la estadística de Fisher, este límite se expresa
en forma de radio angular medido desde la dirección media calculada.
Para un conjunto de N direcciones, el ángulo α1-p (medido desde la media calculada) dentro
del cual cae la media verdadera con un nivel de confianza (1-p) viene dado por
cos α1-p = 1 – (N - R)· [ p-1/(N-1) – 1]
(Ec. 4.11)
Habitualmente, y así se hace en el presente trabajo, se elige como parámetro significativo α1-0.05 =
α0.95 y se suele escribir como α95. Para N grande se puede hacer la aproximación
α63 ≅ 81º / (kN)1/2
α95 ≅ 140º / (kN)1/2
(Ec. 4.12)
89
El α63 es análogo al error típico estimado de la media, mientras que α95 es análogo al doble del error
típico estimado de la media.
Hay que hacer notar, de nuevo, que todas estas estimaciones se apoyan en la suposición de
que la población de la que hemos extraído nuestra muestra sigue una distribución de Fisher, lo cual
se aproxima bastante a la realidad en muchos casos.
C.- Pruebas estadísticas de estabilidad
Hay diferentes pruebas o test de naturaleza estadística que se aplican normalmente en
paleomagnetismo y que nos informan de la estabilidad y edad de las componentes magnéticas
aisladas. Veámoslos brevemente.
· Comparación de direcciones.
α) La forma más simple de test estadístico de significación es la determinación de si
la dirección media de un conjunto de muestras es distinguible (estadísticamente) de
una dirección conocida. Las dos direcciones son distinguibles al 5% de nivel de
significación si esa dirección conocida de comparación cae fuera del límite de
confianza α95 de la media calculada.
Este test se emplea, por ejemplo, cuando se quiere comparar la dirección media
de un sitio con la dirección del campo magnético terrestre actual o esperado para una
época determinada.
β) Algo más elaborada es la comparación de las direcciones medias de dos muestras
distintas. Si los límites de confianza de las direcciones no se solapan, entonces las
direcciones son distinguibles con ese nivel de confianza. Si una o las dos medias cae
dentro del límite de confianza de la otra, por ejemplo dentro del α95 de la otra,
entonces las direcciones medias no son distinguibles a ese nivel de significación (5%
en el ejemplo). Para los casos intermedios en los que ninguna de las direcciones
medias cae dentro del límite de la otra pero sus círculos de α95 se solapan, se necesita
otro test de significación. En éste, la hipótesis nula es que los dos conjuntos de
direcciones son muestras de la misma población y que las diferencias entre las
medias se deben a errores en el muestreo.
Sean los dos conjuntos con N1 y N2 direcciones cada uno, cuyas resultantes
son R1 y R2. Si llamamos N=N1 + N2 y R a la resultante de los N vectores, podemos
calcular el estadístico
F = (N-2)· (R1 + R2 – R) / (N – R1 – R2)
(Ec. 4.13)
Este estadístico puede compararse con valores tabulados para 2 y 2(N-2)
grados de libertad. Si el calculado excede al tabulado para un nivel de significación
determinado, entonces las dos direcciones medias son diferentes a ese nivel de
significación. En este apartado nos encontramos cuando efectuamos un test de
inversión, en el que se comparan las medias de un conjunto de direcciones de
polaridad normal y otro de polaridad invertida (que se convierte en normal tomando
direcciones antipodales) obtenidas en un mismo afloramiento. Si el test es positivo
(direcciones estadísticamente indistinguibles) ello nos informa de que hemos aislado
bien esas direcciones, y además se obtiene información acerca de la duración mínima
del proceso de adquisición de la imanación remanante en ese sitio. Este tipo de test
90
es también aplicable en paleomagnetismo a los casos de test de contacto
(comprobación de si la imanación de una zona donde se ha producido la intrusión de
un dique de material ígneo es anterior o posterior a dicha intrusión mediante la
comparación de las direcciones de la imanación en el material del dique y en el
material encajante), y en el test de impacto, recientemente propuesto por Lauri J.
Pesonen (comprobación de si la imanación de una zona donde se ha producido un
impacto meteorítico es anterior o posterior al impacto mediante la comparación de
las direcciones de la imanación remanente del material cercano al impacto, afectado
por éste, y del material más alejado, no afectado).
· Determinación de si las direcciones de una media pueden proceder de una población de
direcciones uniformemente distribuidas sobre la esfera.
Este es el denominado test de aleatoriedad (test of randomness), aplicable cuando se
observan direcciones muy dispersas pero cuya dirección media no es exactamente cero y
nuestra estimación del parámetro de precisión no es exactamente k = 0. Incluso si la
población sigue esta distribución uniforme, los errores de muestreo pueden darnos muestras
con R y k no exactamente cero. Para cada número N de direcciones hay un valor crítico R =
R0 que es improbable que resulte de una población aleatoria. Si se elige el nivel de
significación del 5% y el R observado sobrepasa ese valor R0, entonces sólo hay un 5% de
probabilidades de que la muestra observada proceda de una población aleatoria.
Este test se usa a menudo en magnetoestratigrafía y cuando se efectúa el test del
conglomerado, consistente en la comprobación de si la imanación de una roca tipo
conglomerado (formada por cimentación de rocas o cantos de diversa procedencia) es
anterior o posterior a la formación del conglomerado (si es anterior, cada canto constituyente
del conglomerado tendrá un imanación orientada al azar y la muestra de direcciones de los
distintos cantos tendrá que ser estadísticamente compatible con una población aleatoria).
· Comparación de la dispersión de dos conjuntos de direcciones.
Cuando se efectúa el denominado test del pliegue, uno examina el agrupamiento de
un conjunto de direcciones antes y después de aplicar una corrección tectónica (equiparable
a “desplegar” un pliegue, es decir restituir a la horizontal unos estratos que, por estar
afectados de plegamiento, no lo están hoy en día). Esto se hace con el objeto de comprobar
si la imanación del material afectado por el plegamiento se adquirió antes o después de
producirse dicho pliegue. Si se adquirió antes, el conjunto de direcciones ha de agruparse
más cuando se efectúa la corrección tectónica, y este agrupamiento ha de ser
estadísticamente significativo.
Consideremos dos conjuntos de direcciones con un número de muestras N1 y N2 y
unas estimaciones del parámetro de precisión k1 y k2. Nuestra hipótesis nula es que ambos
conjuntos de direcciones son muestras que proceden de dos poblaciones con el mismo κ. El
estadístico que hay que considerar es
k1 / k2 = var[2(N2 – 1)] / var[2(N1 – 1)]
(Ec. 4.14)
donde el numerador y el denominador son, respectivamente, varianzas con el número de
grados de libertad indicado entre corchetes. Si la hipótesis nula es cierta, dicho estadístico
debe seguir la conocida distribución F , cuyos valores tabulados nos indicarán cuánto se
91
puede alejar el cociente de la unidad antes de que, para un nivel de significación dado,
podamos decir que estadísticamente las muestras proceden de poblaciones con distinto κ.
En el caso del test del pliegue se examina el cociente entre la k después de efectuar la
corrección tectónica (ka) y la k antes de efectuarla (kb). Si ka / kb sobrepasa el valor de la
distribución F en el nivel de significación del 5%, entonces hay menos de un 5% de
probabilidades de que el aumento observado en k al aplicar la corrección se deba a un error
de muestreo. O lo que es lo mismo, hay un 95% de probabilidad de que el aumento en la k
se deba a que las dos poblaciones tienen distinto κ y que por tanto el test del pliegue es
positivo (imanación anterior al plegamiento).
En el test del pliegue el número de grados de libertad es el mismo en el numerador y
el denominador de la expresión anterior, pues en realidad se trata del mismo conjunto de
direcciones al que se ha aplicado una corrección. En la Tabla 4.2 aparecen los valores de la
distribución F para los límites de confianza del 95 y el 99% y para diferentes valores de N
(número de direcciones):
Tabla 4.2. Valores del estadístico F para dos
límites de confianza (McElhinny, 1964).
N
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
k2 / k1 al 95%
19.0
6.39
4.28
3.44
2.97
2.69
2.48
2.3
2.22
2.12
2.05
1.98
1.93
1.88
1.84
1.81
1.78
1.75
1.72
k2 / k1 al 99%
99.0
16.0
8.47
6.03
4.85
4.16
3.70
3.37
3.13
2.94
2.79
2.66
2.55
2.47
2.38
2.32
2.26
2.20
2.15
Esta tabla puede representarse gráficamente, siguiendo a McElhinny (1964), en la Figura 4.4.
92
Figura 4.4. Significación estadística del test del pliegue para dos niveles de confianza. (McElhinny,
1964).
En la práctica lo que se hace es calcular el cociente de las estimaciones del
parámetro de precisión y compararlo con el valor de la tabla/gráfica. Si el calculado es
mayor que el tabulado para el límite de confianza elegido, las muestras proceden de dos
poblaciones con distinto κ dentro del límite de confianza y entonces se dice que se ha
pasado el test del pliegue (o que éste ha sido positivo), aunque lo que se ha hecho es
rechazar la hipótesis nula dentro de ese nivel de significación.
4.5.4.- Diagramas de Zijderveld y proyecciones polares
La forma de representar los datos direccionales de desimanación de la NRM y de sus
componentes que se ha empleado en este trabajo es la usual en paleomagnetismo: mediante
diagramas de Zijderveld y proyecciones polares.
En los primeros se superponen sobre el plano del papel (o de la pantalla) dos planos
distintos, uno de ellos coincidente con el plano horizontal y el otro coincidente con un plano vertical
de dirección Este-Oeste (o Norte-Sur, existen las dos variantes). Antes de efectuar esta proyección
de dos planos en uno, sobre cada uno de ellos se proyecta el extremo del vector imanación para
cada paso de desimanación. Así, en un diagrama de Zijderveld aparecen dos tipos de puntos: los
correspondientes a la proyección horizontal y los de la proyección vertical. Normalmente se
distinguen haciendo que unos estén rellenos de negro y los otros no. Estos puntos definirán dos
curvas (una para cada tipo de proyección) con más o menos dispersión que acaban en el origen de
coordenadas, correspondiendo este punto a la desimanación completa de la muestra. Esas curvas
podrán estar formadas por la unión de diferentes segmentos rectilíneos cuando la NRM tenga varias
componentes con espectros de coercitividades o temperaturas de desbloqueo que no se solapen.
Dada una de estas componentes, el ángulo que forme su proyección horizontal con la dirección
93
Norte (uno de los ejes del diagrama de Zijderveld) nos dará su valor de declinación. El ángulo que
forme su proyección vertical con una dirección horizontal Este-Oeste o Norte-Sur (dada por otro de
los ejes del diagrama de Zijderveld) no dará en general su valor de inclinación, sino una proyección
de ésta, ya que la inclinación se define como el ángulo que forma el vector o dirección en cuestión
con el plano horizontal, y no con las direcciones concretas Norte-Sur o Este-Oeste contenidas en el
plano horizontal. Este ángulo de inclinación aparente deducido de la mera observación de un
diagrama de Zijderveld coincidirá con la verdadera inclinación sólo en el caso de que la proyección
horizontal de la dirección considerada coincida exactamente con la dirección horizontal respecto de
la que se está calculando la inclinación aparente.
En un diagrama de Zijderveld se recoge por tanto la información relativa tanto a las
direcciones del vector imanación en los sucesivos pasos de desimanación, como a su intensidad.
Los programas habitualmente utilizados en paleomagnetismo permiten la visualización de
diagramas de Zijderveld y el análisis de sus datos, mediante ajustes por componentes principales de
puntos seleccionados, cálculo de intensidades, etc.
El segundo tipo de representación utilizada no conserva, por el contrario, información acerca
de las intensidades de los vectores, sino sólo de sus direcciones. Se trata de los diagramas polares,
que pueden ser de dos tipos: proyecciones de Lambert de áreas iguales y proyecciones
estereográficas de ángulos iguales. Ambas se basan en la proyección sobre el plano horizontal de
una esfera de radio arbitrario definido como la unidad donde se han dibujado las direcciones de los
vectores a analizar. Dicha esfera queda proyectada en forma de círculo, en cuyo centro se
encuentran el cénit y el nadir de un sistema de referencia geográfico, de ahí el nombre de
proyecciones polares. Es decir, se proyecta como si se mirase la esfera desde el cénit. Las dos
proyecciones polares mencionadas difieren en la forma de proyectar esa esfera sobre el plano
horizontal: la de Lambert consigue que áreas iguales sobre la esfera original sigan siendo iguales en
su proyección, mientras que la estereográfica mantiene la igualdad de los ángulos y no de las áreas.
En este trabajo se hará uso, principalmente para representar las direcciones de la NRM de las
muestras y de sus componentes ya aisladas, de la proyección de áreas iguales. Esto se hace porque
los límites de confianza de las direcciones medias calculadas (α95) aparecen en forma de superficies
sobre la esfera y nos interesa que en la proyección aparezcan iguales los límites de confianza que en
la esfera son iguales, para poder apreciar directamente los grados de agrupamiento de diferentes
poblaciones y poder compararlos entre sí. Aunque estos límites de confianza son superficies
circulares sobre la esfera (casquetes esféricos), aparecen proyectados como elipses en el caso de
Lambert, pero desgraciadamente no hay modo de obtener simultáneamente las ventajas de ambos
métodos: si se conservan los ángulos (y por ende la forma) no se conserva el área y viceversa.
En las Figuras 4.5 y 4.6 puede verse cómo se construyen tanto estas proyecciones polares
como los diagramas de Zijderveld.
94
Figura 4.5. Construcción de un
diagrama de Zijderveld a partir de
las proyecciones horizontales y
sobre un plano vertical Este-Oeste
del extremo final de un vector
imanación genérico. (Collinson,
Methods in rock magnetism and
palaeomagnetism, 1983).
4.6. Proyecciones
polares (a) de Lambert (áreas
iguales) y (b) estereográfica (de
ángulos
iguales.
En
estas
proyecciones
existe
una
ambigüedad
respecto
al
hemisferio en que está la
direccción, que se resuelve
dibujando
los
puntos
de
inclinación positiva (hemisferio
inferior) distintos de los de
inclinación negativa (hemisferio
superior). (Collinson, Methods in
rock
magnetism
and
palaeomagnetism, 1983).
Figura
95
5. RESULTADOS DE LOS EXPERIMENTOS DE MINERALOGÍA
En esta parte del trabajo se expondrán los resultados de los distintos experimentos
realizados. Se seguirá la misma estructura desarrollada en la parte 4 de metodología.
5.1.- SUSCEPTIBILIDAD MAGNÉTICA
Los valores de susceptibilidad magnética (por unidad de volumen) de las muestras de
peridotitas fueron variados, con un máximo de 2.45·10-2 (SI) para muestras del sitio OJ4 (lherzolitas
con plagioclasa) y un mínimo de 1.69·10-3 (SI) para muestras de CO1 (tectonitas, peridotitas con
espinela). Los valores, 6.09·10-4 (SI), más bajos se obtuvieron en el sitio CO2 (gneises).
En la Figura 5.1 se recogen los resultados de susceptibilidad magnética. En la gráfica
aparecen los valores medios de todas las muestras de cada sitio en forma de círculos grandes. Para
cada sitio se han representado también los valores máximo y mínimo medidos, en forma de círculos
algo más pequeños. Los colores de los puntos indican la litología de los sitios, según indica la
leyenda de la gráfica: negro para los gneises, amarillo para las dunitas, azul claro para las lherzolitas
con plagioclasa, rojo para las tectonitas con espinela, blanco para las lherzolitas, fuxia para las
harzburgitas y verde claro para las piroxenitas. Además, los puntos máximo, medio y mínimo de
cada sitio están unidos por una línea negra. Por último, aparecen para cada sitio otras dos marcas
negras que definen un intervalo en torno a la media; este intervalo corresponde a la desviación
típica de la población de medidas de cada sitio.
Susceptibilidad magnética
Susceptibilidad por unidad de volumen
(SI)
3,0E-02
2,5E-02
2,0E-02
1,5E-02
1,0E-02
5,0E-03
0,0E+00
CO1
CO2
OJ3
OJ4
OJ5
OJ6
OJ7
PB9 PB10 PB11 PB12 PB13 PB14 PB15
Sitios
Figura 5.1. Datos de susceptibilidad magnética separados por sitios. Aparecen: la media, el máximo y el mínimo de
cada sitio (círculos de color), la desviación típica (marcas negras). Las litologías son: azul celeste = lherzolitas con
plagioclasa; rojo = tectonitas con espinela; amarillo = dunitas; blanco = lherzolitas; fuxia = harzburgitas; verde =
piroxenitas; negro = gneises.
96
Examinando la gráfica no se puede deducir una distinción clara de susceptibilidades que
separe las distintas litologías, excepto en el caso de los gneises de CO2, que tienen una
susceptibilidad inferior a las demás. Existe gran variabilidad dentro de la misma litología, sobre
todo en algunas harzburgitas y lherzolitas con plagioclasa.
5.2.- CICLOS DE HISTÉRESIS
Ya se ha mencionado que se obtuvieron datos de histéresis en tres laboratorios distintos, dos
de ellos (Zürich y Scripps) con el mismo modelo de instrumento (VSM Micromag) y el tercero
diferente (Madrid, Coercivity Spectrometer). En los tres casos se midieron muestras de los distintos
afloramientos, pero en laboratorios distintos se midieron muestras distintas. Esto, visto a posteriori,
fue quizá un error, pues hubiera sido deseable contrastar las medidas de varios instrumentos.
Supondremos, no obstante, que los tres instrumentos estaban bien calibrados, con lo que los datos
de diferentes instrumentos se tratarán al mismo nivel. En total, se midieron 43 ciclos de histéresis
(40 muestras de las peridotitas de Ronda-Málaga y 3 de ofiolitas cubanas, denominadas L2-8, L6-1
y 8036) y en 26 de esas muestras se midio también la curva de adquisición de imanación remanente
y de desimanación (en Scripps no se hicieron estas medidas).
En el Apéndice IV se recogen todos los ciclos de histéresis medidos, una vez corregidos por
la contribución de la fracción paramagnética. En general, los datos obtenidos en Zürich y Madrid
fueron buenos o muy buenos, con sólo algún caso en que las medidas tenían un ruido excesivo. En
el caso de los datos obtenidos en Scripps aparecen más problemas de ruido. Ello es debido,
probablemente, a que el tiempo de promediado de la medida fue en Scripps de 200 milisegundos,
mientras que en Zürich, donde se usó el mismo instrumento, se promedió durante 1 segundo. Los
pesos de las muestras utilizadas para estos experimentos eran del orden de 30 miligramos, con lo
que podemos ver, a partir de la bondad de los ciclos de histéresis, que se trata de litologías con una
fracción ferromagnética suficientemente abundante como para esperar resultados paleomagnéticos
significativos. Las Figuras 5.2 y 5.3 recogen sendos ejemplos de ciclos de histéresis, aunque pueden
verse todos en el Apéndice IV.
Figura 5.2. Ciclo de histéresis, corregido por fracción paramagnética, de una muestra de OJ3.
(Medido en Zürich).
97
Figura 5.3. Ciclo de histéresis, corregido por fracción paramagnética, de una muestra de PB10.
(Medido en Zürich).
Una vez corregidos los ciclos y normalizados por la masa de las muestras, se calcularon los
parámetros de histéresis: coercitividad, Hc ; coercitividad de la remanencia, Hcr ; imanación de
saturación, Ms ; imanación remanente de saturación, Mrs . A continuación exponemos los resultados
obtenidos en relación a estos parámetros. En general se observan coercitividades, tanto Hc como
Hcr, bajas, indicando que posiblemente el componente magnético principal sea magnetita. En las
curvas de adquisición de imanación remanente se observa, sin embargo, que algunas veces no se
alcanza la saturación de la imanación ni bajo un campo de 1 T, lo que apunta a la presencia de una
fase de coercitividad más alta, posiblemente hematites. Esto se observa en muestras de los sitios
OJ4, OJ7, PB10, PB11, Pb13 y CO2 para medidas hechas en Zürich (campo máximo aplicado de 1
T), y en los sitios PB14 y OJ7 para las hechas en Madrid (campo máximo 0.5 T). En el caso de
CO2, formado por gneises, se observa una coercitividad de la remanencia algo mayor. Además, en
algunos casos los ciclos presentan un estrechamiento apreciable cerca del origen. Este patrón se
conoce con el nombre de cintura de avispa e indica de modo fiable la presencia de más de una fase
magnética con coercitividades diferenciadas. Los casos que muestran este comportamiento son:
CO2 y PB10 en medidas de Zürich; las ofiolitas de Cuba, para medidas en Sripps; y algunos casos
medidos en Madrid parecen apuntarlo, aunque aquí es dificil afirmarlo puesto que no se tienen
ciclos completos.
98
La coercitividad, Hc, varía entre unos máximos de 66.86 mT (para los gneises de CO2) y
de 35.92 mT (para las lherzolitas de PB9) y un mínimo de 6.29 mT (para las harzburgitas de PB12).
En la Figura 5.4 pueden apreciarse los valores de Hc para las diferentes muestras, saparadas según
el laboratorio donde se obtuvo la medida.
Coercitividades, Hc
80
Micromag Zürich
70
Coercivity Spectrometer Madrid
60
Micromag Scripps
Hc (mT)
50
40
30
20
10
8036
L6-1
L2-8
PB15
PB14
PB13
PB12
PB11
PB10
PB9
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
OJ3
CO2
CO1
0
Sitio
Figura 5.4. Coercitividades medidas con tres instrumentos, en cada instrumento una muestra distinta de cada sitio.
Si agrupamos todas las muestras por litologías, se tiene la Figura 5.5.
Coercitividades, Hc, agrupadas por litologías
80
70
60
Hc (mT)
50
40
30
20
10
L6-1
80-36
L2-8
PB14.07B
PB14
PB11.08A
PB11
PB13.03B
PB12.08B
PB10.07B
PB13
PB12
PB10
PB9
PB9.09C
OJ7.03B
OJ6.12B
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
PB15
OJ5.12C
OJ4.08C
CO2.08A
CO2
OJ3
OJ3.02B
CO1.13A
CO1
0
Sitio
Figura 5.5. Coercitividades agrupadas por litologías. El código de colores es: rojo, tectonitas con espinela; negro,
gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa; amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas; fuxia, harzburgitas; verde claro,
piroxenitas; azul oscuro, ofiolitas de Cuba.
99
La coercitividad de la remanencia, Hcr, osciló entre unos máximos de 147.00 mT para los
gneises de CO2 y 66.41 mT para las lherzolitas con plagioclasa de OJ5 y un mínimo de 19.62 mT
para las harzburgitas de PB13. En la Figura 5.6 se representan todas las coercitividades de la
remanencia, separadas por instrumentos de medida, y en la Figura 5.7. separadas por litologías.
Coercitividades de la remanencia, Hcr
160
140
Micromag Zürich
120
Coercivity Spectrometer Madrid
Hcr (mT)
100
80
60
40
20
0
CO1
CO2
OJ3
OJ4
OJ5
OJ6
OJ7
PB9
PB10 PB11 PB12 PB13 PB14 PB15
Sitio
Figura 5.6. Coercitividad de la remanencia, según el laboratorio.
Coercitividades de la remanencia, Hcr, agrupadas por litologías
160
140
120
Hcr (mT)
100
80
60
40
20
PB14.07B
PB14
PB11.08A
PB11
PB13.03B
PB12.08B
PB10.07B
PB13
PB12
PB10
PB9.09C
PB9
OJ7.03B
OJ7
OJ6.12B
OJ6
OJ5
OJ4
PB15
OJ5.12C
CO2
OJ4.08C
OJ3
OJ3.02B
CO1.13A
CO1
0
Sitio
Figura 5.7. Coercitividades de la remanencia agrupadas por litologías. El código de colores es: rojo, tectonitas con
espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa; amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas; fuxia,
harzburgitas; verde claro, piroxenitas; azul oscuro, ofiolitas de Cuba.
100
La imanación de saturación, Ms, normalizada por la masa de las muestras, osciló entre un
máximo de 0.5257 A m2 kg-1 para las harzburgitas de PB10 y unos mínimos de 0.508·10-3 A m2 kg-1
para los gneises de CO2 y 0.146·10-2 A m2 kg-1 para las tectonitas con espinela de CO1. La
variación de este parámetro se extiende por tanto a lo largo de 3 ódenes de magnitud. Refleja,
principalmente, la variación en la proporción de material ferromagnético de las muestras, siendo,
como cabe esperar, mucho menor en los gneises. En las Figuras 5.8 y 5.9 pueden verse los valores
de Ms tanto separados por instrumento de medida como por litología.
Imanaciones de saturación, Ms
600
Micromag Zürich
Coercivity Spectrometer Madrid
Micromag Scripps
400
2
-1
Ms ( 10 A m kg )
500
-3
300
200
100
8036
L6-1
L2-8
PB15
PB14
PB13
PB12
PB11
PB10
PB9
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
OJ3
CO2
CO1
0
Sitio
Figura 5.8. Imanación de saturación de todas las muestras, agrupadas según el instrumento de medida.
Imanaciones de saturación por unidad de masa, Ms, agrupadas por litologías
1000
2
-1
Ms (10 A m kg )
10000
-4
100
10
L6-1
80-36
L2-8
PB14.07B
PB11.08A
PB14
PB11
PB13.03B
PB12.08B
PB10.07B
PB13
PB12
PB10
PB9
PB9.09C
OJ7.03B
OJ7
OJ6.12B
OJ6
OJ5
OJ4
PB15
OJ5.12C
OJ4.08C
CO2
CO2.08A
OJ3
OJ3.02B
CO1.13A
CO1
1
Sitio
Figura 5.9. Imanaciones de saturación por unidad de masa agrupadas por litologías. El código de colores es: rojo,
tectonitas con espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa; amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas;
fuxia, harzburgitas; verde claro, piroxenitas; azul oscuro, ofiolitas de Cuba. Nótese que la escala es logarítmica y viene
2
-1
dada en diezmilésimas de A m kg .
101
La imanación de saturación de la remanencia, Mrs, normalizada por la masa de las
muestras, oscila entre un máximo de 0.1995 A m2 kg-1 para las lherzolitas con plagioclasa de OJ5 y
unos mínimos de 0.103·10-3 A m2 kg-1 para los gneises de CO2 y 0.537·10-3 A m2 kg-1 para las
tectonitas con espinela de CO1. Estas variaciones se pueden asociar en primera aproximación,
también en este caso, a la variación de la proporción de material ferromagnético en la muestra. En
las Figuras 5.10 y 5.11 se ven los valores de este parámetro tanto separados por instrumento de
medida como por litología.
Imanación remanente de saturación por unidad de masa, Mrs
250
Micromag Zürich
200
Mrs (10-3 A m2 kg-1)
Coercivity Spectrometer Madrid
Micromag Scripps
150
100
50
8036
L6-1
L2-8
PB15
PB14
PB13
PB12
PB11
PB10
PB9
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
OJ3
CO2
CO1
0
Sitio
Figura 5.10. Imanación remanente de saturación por unidad de masa, agrupadas según el instrumento de medida.
Imanaciones de saturación de la remanencia por unidad de masa, Mrs ,
agrupadas por litologías
100000
Mrs (10-5 A m2 kg-1)
10000
1000
100
10
L6-1
80-36
L2-8
PB14.07B
PB14
PB11.08A
PB11
PB13.03B
PB12.08B
PB13
PB10.07B
PB12
PB10
PB9
PB9.09C
OJ7.03B
OJ6.12B
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
PB15
OJ5.12C
OJ4.08C
CO2
CO2.08A
OJ3
OJ3.02B
CO1
CO1.13A
1
Sitio
Figura 5.11. Imanaciones de saturación de la remanencia por unidad de masa agrupadas por litologías. El código de
colores es: rojo, tectonitas con espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa; amarillo, dunitas;
blanco, lherzolitas; fuxia, harzburgitas; verde claro, piroxenitas; azul oscuro, ofiolitas de Cuba. Nótese que la escala es
2
-1
logarítmica y viene dada en cienmilésimas de A m kg .
102
Como se explicó en la parte de metodología, los diagramas de Day pueden proporcionar en
principio información acerca del tipo de comportamiento magnético de una muestra: monodominio
(SD), pseudomonodominio (PSD), multidominio (MD) o superparamagnético (SPM). Efectuando
los cocientes de parámetros pertinentes para nuestras muestras, obtenemos los diagramas de Day
recogidos en las Figuras 5.12 y 5.13. El primero está formado por los datos obtenidos con el VSM
Micromag de Zürich, mientras que el segundo corresponde a los medidos con el Coercivity
Spectrometer de Madrid.
Diagrama de Day (Datos del VSM Micromag de Zürich)
0,7
SD
0,6
CO2
0,5
Mrs/Ms
PSD
0,4
PB9
CO1
OJ4
0,3
PB13
OJ3
OJ5
PB10
PB15
0,2
PB14
PB11
OJ6
0,1
OJ7
SPM
MD o SPM
PB12
0
0
1
2
3
4
5
6
Hcr/Hc
Figura 5.12. Diagrama de Day para las muestras medidas con el VSM Micromag de Zürich. El código de colores,
que indica la litología, es: rojo, tectonitas con espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa;
amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas; fuxia, harzburgitas; verde claro, piroxenitas.
Diagrama de Day (Datos del Coercivity Spectrometer de Madrid)
0,7
SD
0,6
0,5
Mrs/Ms
PSD
0,4
PB9
PB10
0,3
OJ3
OJ4
0,2
PB13
OJ5
PB14
CO1
PB12
PB11
OJ6
0,1
PB15
OJ7
MD o SPM
SPM
0
0
1
2
3
4
5
6
Hcr/Hc
Figura 5.13. Diagrama de Day para las muestras medidas con el Coercivity Spectrometer de Madrid. El código de
colores, que indica la litología, es: rojo, tectonitas con espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa;
amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas; fuxia, harzburgitas; verde claro, piroxenitas.
103
En estos diagramas aparecen líneas dividiendo el plano en zonas, cada una de las cuales
corresponde a un tipo de comportamiento magnético, como indican las iniciales escritas en el
interior de cada zona. Los límites entre las zonas corresponden a cálculos teóricos del
comportamiento de poblaciones de granos ferromagnéticos con sus ejes de imanación fácil
orientados al azar.
En la Figura 5.14 aparecen los datos de los diagramas anteriores juntos y diferenciados por
litologías.
Diagrama de Day: datos agrupados por litologías (datos de Zürich y Madrid juntos)
Tectonitas, lherzolitas con espinela
0,7
Gneisses
0,6
SD
Lherzolitas con plagioclasa
Dunitas
0,5
Lherzolitas
Mrs/Ms
PSD
0,4
Harzburgitas
Piroxenitas
0,3
0,2
0,1
SPM
MD o SPM
0
0
1
2
3
Hcr/Hc
4
5
6
Figura 5.14. Diagrama de Day para todas las muetras, diferenciadas por litologías.
Observando estos diagramas se pueden apreciar varias cosas. En primer lugar, casi todos los
puntos caen dentro de la región de comportamiento pseudomonodominio. Esto, aunque podría
parecer extraño, es lo que se encuentra en la inmensa mayoría de estudios paleomagnéticos o de
magnetismo de rocas, en todo tipo de litologías. Ello parece ser debido a la presencia de diferentes
fases magnéticas con distintos tipos de comportamiento, que en conjunto dan un comportamiento
PSD. Lo que nos indica este resultado es que nuestras muestras tienen fases con estabilidad
suficiente como para retener una remanencia magnética durante periodos de tiempo geológicos.
En segundo lugar, si se intenta ver si muestras de una misma litología se encuentran
próximas en el diagrama de Day, se comprueba que en el caso de las dunitas (4 muestras) y
lherzolitas (dos muestras, que casi se confunden en un punto), sí se encuentran muy agrupadas. Para
el resto de litologías, la dispersión es evidente. Esto no es más que un reflejo de la variabilidad de
parámetros que se produce dentro de cada clasificación litológica. Probablemente, esta variación,
que se produce a pequeña escala, incluso para muestras del mismo testigo (tanto en Madrid como en
Scripps, se midieron muestras de OJ5, OJ7 y PB12 pertenecientes al mismo testigo), aparece como
consecuencia de la complicada historia de metamorfismo y alteración por serpentinización que han
sufrido las litologías de la región estudiada.
104
5.3.- CURVAS DE CURIE
Se midieron curvas de Curie tanto en el laboratorio de Scripps como en el de Utrecht. Las
curvas obtenidas en este último fueron de baja calidad, con bastante ruido. Por el contrario, las de
Scripps fueron bastante buenas. Pueden verse todas las curvas en el Apéndice V, aunque auí
expondremos tres como ejemplos, en las Figuras 5.15, 5.16 y 5.17.
Curva de Curie para OJ4 (Scripps)
1,4
Calentamiento
1,2
Enfriamiento
1
M/M0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temperatura (ºC)
Figura 5.15. Curva de Curie para OJ4, medida en Scripps. Normalizada por el valor de la imanación a temperatura
ambiente.
Curva de Curie para PB12 (Scripps)
1,6
1,4
Heating
1,2
Cooling
M/M 0
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
-0,2
Temperatura (º C)
Figura 5.16. Curva de Curie para PB12, medida en Scripps. Normalizada por el valor de la imanación a temperatura
ambiente.
105
Curva de Curie para L2-8 (ofiolita con ferricromita, Scripps)
1,2
1
Calentamiento
Enfriamiento
M/M0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temperatura (º C)
Figura 5.17. Curva de Curie para L2-8 (ofiolita cubana), medida en Scripps. Normalizada por el valor de la
imanación a temperatura ambiente.
Observándolas, tanto las expuestas aquí como las del apéndice, se aprecian los siguientes
hechos:
-
Primero, casi todas ellas son irreversibles, esto es, la curva de enfriamiento es
claramente distinta de la de calentamiento. Esto se produce cuando tienen lugar cambios
químicos en la muestra al calentar. Nos indica, por tanto, que hay fases magnéticas
inestables frente a calentamiento o fases paramagnéticas que se transforman en
minerales ferromagnéticos. Puesto que el calentamiento se efectuó en atmósfera normal,
es decir rica en oxígeno, no es extraño que se produzcan estos cambios químicos. Podría
tratarse, en principio, de maghemita invirtiéndose, hidróxidos de hierro deshidratándose,
sulfuros de hierro oxidándose, etc. Es decir, hay fases magnéticas que están cambiando
de estructura cristalina, estado de oxidación o composición. Dada la complicada
mineralogía de las peridotitas, donde cabe esperar abundancia de diferentes términos de
la serie de las espinelas (magnetita, cromita o ferricromitas, trevorita, magnesioferrita,
así como sus productos de alteración y sulfuros de hierro, estos cambios químicos no son
sorprendentes. Si observamos el comportamiento de la imanación de saturación durante
el enfriamiento, vemos que han desaparecido los minerales con fuerte imanación a altas
temperaturas. La curva de enfriamiento está por debajo de la de calentamiento a
temperaturas altas, presentando además un punto de inflexión claro situado entre los 300
y los 600º C, aunque la mayoria de las veces está entre los 300 y los 400º C. Por debajo
de la temperatura de esta punto, la imanación crece y a temperaturas bajas supera a la de
la curva de calentamiento.
-
Segundo, en las curvas con bajo ruido, como OJ4, PB12, PB15 (Scripps) y OJ3, OJ6,
OJ7 (Utrecht), se aprecian descensos bruscos de la imanación de saturación cerca de
600º C. Esto es característico de la presencia de magnetita.
-
Tercero, sólo en algunos casos, como OJ3 y OJ6 (Utrecht), se aprecia una cola por
encima de los 600º C, indicando una débil presencia de hematites.
106
-
Cuarto, en la curva de PB12 (Scripps), se aprecia una forma clara de joroba. En la Figura
5.18 se ha ampliado la zona de la curva de calentamiento entre los 200 y los 300º C, para
apreciar mejor sus características. Además de los datos, representados como puntos
negros, se ha añadido una linea de tendencia en color rojo, calculada mediante el método
de la media móvil, con un periodo de 3. Salta a la vista que las medidas presentan
bastante ruido, que se hace más evidente con esta ampliación. Pero enmascarada detrás
del ruido se aprecia la joroba: la imanación va descendiendo, pero al llegar a los 215230º C empieza a aumentar, alcanza un máximo relativo a 250-255 º C y empieza a
disminuir. A partir de los 260º C, el ruido de los datos se hace mucho mayor. De hecho y
por fortuna, hay justo una ventana entre los 240 y los 260º C en la que el ruido es
apreciablemente menor, permitiendo esta circunstancia descubrir la joroba. Por encima
de 260º C, a pesar del ruido, parece que la disminución de la imanación de saturación es
menos brusca que justo antes, como si se recuperase la curva debida a la magnetita, que
cae justo antes de los 600º C. Este comportamiento entre los 200 y los 260º C se debe,
probablemente, a la presencia de sulfuros de hierro en la muestra. En concreto, a la
presencia de pirrotina hexagonal, que como ya se mencionó en el apartado 2.2.1.C,
experimenta a partir de los 200º C la transición λ, pasando de ser antiferromagnética a
ferrimagnética, hasta los 260º C, que es su temperatura de Curie (Dunlop, 1997).
Ampliación de la curva de Curie de PB12 (Scripps) entre 200 y 300º C
0,82
0,81
0,8
M/M 0
0,79
0,78
0,77
0,76
0,75
0,74
0,73
200
210
220
230
240
250
260
270
280
290
300
Temperatura (º C)
Figura 5.18. Amplación de la curva de Curie de calentamiento, entre los 200 y 300º C, de la muestra PB12 medida
en Scripps. Los datos aparecen como puntos negros. La línea roja representa una línea de tendencia calculada mediante
media móvil, con un periodo de 3. Este periodo es razonable a la hora de ajustar regiones de poco ruido, aunque para
regiones con mucho ruido (como a partir de 260º C en la curva) sería mejor tomar un periodo mayor.
-
Quinto, parece, por la forma de las curvas que en las muestras existen más fases
magnéticas a parte de la magnetita. Además de lo ya dicho acerca de la pirrotina
hexagonal, en algunas muestras parece que se ven pequeñas caidas de la imanación de
saturación entre los 300 y los 400º C. Esto podría deberse a la presencia de sulfuros de
hierro. Por ejemplo, la pirrotina monoclínica tiene una temperatura de Curie de 320º C.
Además, en la naturaleza, cuando se presenta pirrotina lo normal es encontrarla en forma
107
de mezcla entre las fases hexagonal (detectada en PB12) y monoclínica (no vista
claramente pero apuntada). La presencia de sulfuros de hierro explicaría por tanto varias
características de las curvas: la joroba de PB12, la irreversibilidad de las curvas y el
hecho de que su forma no coincida con la habitual cuando las únicas fases presentes son
la magnetita y, quizá, algo de hematites.
-
Sexto, observando las curvas de las ofiolitas de Cuba, ricas en ferricromita, se ve
claramente una caída de la imanación al calentar antes de los 100º C. Este
comportamiento parece estar asociado a la presencia de ferricromitas. En las muestras
PB13 (Utrecht) y quizá PB12 (Scripps) parece que se observa un comportamiento
parecido antes de los 100 grados. Esto podría indicar la presencia de ferricromitas en las
muestras de peridotitas de Ronda-Málaga. Este hecho no es en absoluto extraño, baste
recordar que las principales extracciones de cromo se efectúan en afloramientos
ultrabásicos de material procedente del manto, como es el caso.
5.4.- ADQUISICIÓN DE IRM
Los resultados de los experimentos de adquisición de imanación remanente isoterma (IRM)
mediante la aplicación de pulsos magnéticos se representan en las gráficas recogidas en el Apéndice
VI. Como ya se dijo, se midieron tanto muestras frescas que no habían recibido ningún tratamiento
anterior, como muestras que habían sido utilizadas para la desimanación térmica de la NRM. Éstas,
por tanto, sufrieron un calentamiento a 700º C antes de someterlas al experimento de IRM. El
objetivo es comparar los resultados de las muestras frescas y las precalentadas para intentar obtener
información acerca de los cambios mineralógicos que tienen lugar durante el calentamiento de las
muestras en presencia de atmósfera.
En el Apéndice VI aparecen, además, los gradientes de las curvas de adquisición de IRM,
calculados una vez normalizadas éstas. Para poder compararlos, se han normalizado los gradientes
dividiéndolos por su valor máximo. No se han normalizado en esas gráficas las curvas de IRM, para
no perder la información relativa a las intensidades.
Examinando las curvas correspondientes a las muestras frescas (Figura 5.19) se observa, en
primer lugar, que todas las muestras de peridotitas se saturan antes de los 0.2 T. Los gradientes (ver
Apéndice VI) nos indican de modo grosero cuál es el espectro de coercitividades de las fases
magnéticas de las muestras. Vemos que para las peridotitas los máximos de los gradientes están en
puntos inferiores a 0.1 T, o en algún caso cerca de 0.1 T. Esto es congruente con la presencia de
abundante magnetita, como se dedujo también a pertir de las curvas de Curie. El comportamiento de
los gneises de CO2 es diferente, dado que no se satura completamente ni a 2 T (el campo máximo
utilizado en este experimento). Además, el máximo del gradiente se sitúa en este caso a campos
algo mayores que en el resto de muestras. Esto nos indica que en esta litología existen, además de
magnetita, fases magnéticas de coercitividades mayores, probablemente hematites.
108
2,E+02
IRM (sin normalizar)
2,E+02
OJ3.13B
OJ4.07B
OJ5.12A
0J6.04A
OJ7.06B
CO1.15A
1,E+02
PB9.12A
PB10.03A
1,E+02
PB11.03A
PB12.09A
PB13.05A
PB15.09A
2,E+02
IRM (A m-1)
1,E+02
8,E+01
CO2.05A
6,E+01
4,E+01
2,E+01
Campo magnético aplicado (T)
0,E+00
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
1,4
1,6
1,8
2
Figura 5.19. IRM sin normalizar para las muestras frescas, hasta 2 T.
Para poder ver mejor la forma de las curvas de IRM se pueden normalizar dividiéndolas por
el máximo valor de la IRM alcanzado en cada caso (parámetro que se suele denominar SIRM).
Estas curvas normalizadas aparecen, para todas las muestras frescas, en la Figura 5.20. En esta
figura, además, se han representado los puntos sólo hasta 0.4 T, para centrarnos en la parte de
interés, que son las bajas coercitividades. Se hace evidente en esta gráfica la diferencia entre los
gneises y el resto de litologías. Además hay alguna muestra, principalmente OJ7 (dunitas), que
presenta un comportamiento que podría indicar la presencia de dos fases magnéticas con
coercitividades diferenciadas: la curva de IRM dibuja dos “jorobas”, una primera que empieza a
saturarse por debajo de 0.1 T, con lo que la pendiente de la curva empieza a disminuir, y luego una
segunda que hace aumentar de nuevo la pendiente. En el gradiente de la curva de OJ7 se pueden ver
dos máximos relativos, correspondientes a estas dos fases. Pudiera ser que la primera sea magnetita
y la segunda algún sulfuro de hierro. No obstante, este resultado no es determinante, dado el escaso
número de puntos de la curva .
También se puede representar la gráfica anterior pero diferenciando las muestras según su
litología. El resultado es la Figura 5.21. Se observa, igual que en el caso de los parámetros de
histéresis, variabilidad interna en cada litología, siendo quizás las más homogéneas, de nuevo, las
dunitas. La variabilidad parece máxima en el caso de las lherzolitas con plagioclasa, resultado
consistente con el de los parámetros de histéresis.
109
IRM (normalizada), hasta 0.4 T
1
0,9
0,8
IRM/SIRM
0,7
0,6
OJ3.13B
OJ4.07B
OJ5.12A
0J6.04A
OJ7.06B
CO1.15A
PB9.12A
PB11.03A
PB12.09A
PB13.05A
0,2
PB15.09A
PB10.03A
0,1
CO2.05A
0,5
0,4
0,3
0
0
0,05
0,1
0,15
0,2
0,25
0,3
0,35
0,4
Campo magnético aplicado (T)
Figura 5.20. IRM normalizada para todas las muestras frescas, hasta campos de 0.4 T.
IRM (normalizada), diferenciadas por litologías
1
0,9
0,8
IRM/SIRM
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0
0
0,05
0,1
0,15
0,2
0,25
0,3
Campo magnético aplicado (T)
Figura 5.21. IRM normalizadas, coloreadas según la litología, hasta 0.3 T. El código de colores es el que se ha
utilizado durante toda la memoria: rojo, tectonitas con espinela; negro, gneises; azul celeste, lherzolitas con plagioclasa;
amarillo, dunitas; blanco, lherzolitas; fuxia, harzburgitas; verde claro, piroxenitas.
110
Otro aspecto que se debe examinar es la intensidad de la IRM alcanzada por las diferentes
muestras. Para comparar unas con otras, se pueden revisar todas las curvas relativas a muestras
frescas en la Figura 5.19.
Se observa que las intensidades máximas alcanzadas (SIRM) son variadas y abarcan
prácticamente dos órdenes de magnitud. En la Figura 5.22 se representan estos valores SIRM,
coloreados según la litología.
Valor máximo de la IRM (SIRM)
200
180
160
SIRM (A/m)
140
120
100
80
60
40
20
CO2.05A
PB15.09A
PB13.05A
PB12.09A
PB11.03A
PB10.03A
PB9.12A
CO1.15A
OJ7.06B
0J6.04A
OJ5.12A
OJ4.07B
OJ3.13B
0
Sitio
Figura 5.22. Valores máximos de la IRM (SIRM) para las muestras frescas. El código de colores, que representa la
litología, es: rojo = tectonitas con espinela; negro = gneises; azul celeste = lherzolitas con plagioclasa; amarillo =
dunitas; blanco = lherzolitas; fuxia = harzburgitas; verde claro = piroxenitas.
Como en todo lo que se ha visto hasta ahora, la variabilidad interna dentro de cada litología
es evidente, siendo las más homogéneas las dunitas, y las más heterogéneas las lherzolitas con
plagioclasa.
Estos valores SIRM pueden asociarse, si suponemos que las fases magnéticas son las
mismas en todas las muestras (al menos en primera aproximación), con la proporción de material
ferromagnético presente en las muestras. Esta proporción debe ser, por tanto, muy variable.
En cuanto a los resultados de las muestras que habían sido calentadas antes de someterse al
experimento de IRM (muestras precalentadas), los resultados están recogidos también en el
Apéndice VI. Lo primero que se observa es que todas ellas tienen una fluctuación en el punto
correspondiente a 0.25 T. Esta desviación es, claramente, producto de error experimental,
posiblemente de un error de calibración del aparato de medida en ese paso, dado que el
procedimiento seguido con esas muestras fue medir, para cada paso, todas las muestras, en vez de
medir todos los pasos para una muestra y luego pasar a la siguiente muestra. Ese punto, por tanto,
debe ser descartado.
Además, observamos que los sitios se pueden clasificar en 2 categorías, de acuerdo con el
comportamiento de las dos muestras precalentadas en comparación con la fresca. Una primera
111
categoría incluye los sitios en los que las muestras precalentadas muestran una SIRM claramente
superior a la de la muestra fresca. Tales sitios son: OJ3, OJ4, OJ5, OJ6, OJ7, PB10 y PB15. La
segunda categoría, formada por PB9, PB11, PB12 y PB13, corresponde a aquellos sitios en los que
la SIRM de la muestra fresca es comparable o superior a una o ambas muestras precalentadas.
Puesto que las medidas en muestra fresca y en muestra precalentada no fueron hechas sobre las
mismas muestras, podría surgir la duda de si estas aparentes variaciones se deben a cambios
mineralógicos provocados por el calentamiento o a la variabilidad interna de las litologías, que,
como se ha visto, es alta. Aquí es donde resulta pertinente la división en las dos categorías
anteriores. Si representamos la variación de la susceptibilidad magnética con la temperatura durante
el proceso de desimanación térmica de las muestras precalentadas obtenemos la Figura 5.23.
Susceptibilidad durante la desimanación térmica
0,03
Susceptibilidad (SI)
0,025
0,02
0,015
OJ3.07A
OJ3.11B
OJ4.01B
OJ4.08D
OJ5.04C
OJ5.09B
OJ6.06B
OJ6.12C
OJ7.04A
OJ7.08B
PB9.07C
PB9.12C
PB10.09C
PB10.10B
PB11.03C
PB11.05A
PB12.03B
PB12.05C
PB13.03C
PB13.05B
PB15.06A
PB15.09B
0,01
0,005
0
0
100
200
300
400
500
600
700
T (º C)
Figura 5.23. Comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento de las muestras “precalentadas”.
Observando detalladamente estos resultados se verifica que todas las muestras de la primera
categoría (excepto PB10) presentan variaciones importantes de sus susceptibilidad magnética al
superar una cierta temperatura. Por encima de esta temperatura, que oscila entre 300 y 600º C,
dependiendo de la muestra, se producen cambios químicos que alteran las fases magnéticas y por
tanto la susceptibilidad. Por el contrario, para las muestras de la segunda categoría, no se observan
cambios importantes de la susceptibilidad durante el calentamiento. Es decir, los cambios químicos,
en este caso, no son importantes. Se concluye, por tanto, que en la mayoría de los casos, salvo
PB10, existe una correlación bastante buena entre cambio químico y aumento de la SIRM. Esto
indica que los cambios químicos están haciendo aumentar la proporción de material ferromagnético
en las muestras. Probablemente están creando fases magnéticas con imanaciones remanentes
superiores a las originales, bien sea por reducción del tamaño de grano o por generación de
minerales con mayores imanaciones de saturación.
112
5.5.- DESIMANACIÓN TÉRMICA DE LA IRM
Como se explicó en el apartado 4.4.1.E, se imprimió una IRM en tres ejes perpendiculares a
las muestras frescas tratadas en el apartado anterior y se desimanó esta IRM térmicamente. Después
se representó la disminución de la intensidad de cada una de estas tres componentes de la IRM con
el aumento de temperatura. Las gráficas resultantes se recogen en el Apéndice VII. Aparecen dos
columnas de gráficas. Las de la derecha son las caidas de la IRM, para cada eje, sin normalizar. A la
derecha se sitúan las mismas curvas, pero normalizadas por el valor máximo de la imanación, para
apreciar mejor las formas de todas las curvas. Recordemos también que en el primer eje se
imprimió un campo magnético de 2 T, de 0.4 T en el segundo eje y de 0.12 T en el tercero.
En primer lugar se aprecia que, excepto para el caso de CO2, la componente de la IRM más
intensa se situa en el tercer eje, el de 0.12 T. A continuación viene la componente en el eje de 0.4 T,
excepto en los casos de PB10 y CO1. Por último, la menos intensa es la componente del eje de 2 T.
Se puede ver que, sobre todo en las curvas normalizadas, la curva correspondiente a la componente
menos intensa presenta mucho ruido. Esto se debe a errores de orientación de las muestras durante
las medidas. Estos errores, en el caso de que se tengan componentes con intensidades muy dispares,
harán que una pequeña parte de las componente intensas se proyecte sobre la dirección de la menos
intensa, siendo esta proyección pequeña en relación a la componente de mayor intensidad pero
grande relativamente a la de baja intensidad. Es normal, por tanto, encontrar este tipo de ruido.
Por tanto, la mineralogía magnética de las muestras está dominada por material de baja
coercitividad y tamperaturas de desbloqueo máximas de 575º C, lo que indica la presencia
predominante de magnetita. Esto está de acuerdo con todos los resultados anteriores. El caso de
CO2 es claramente diferente, presentando una contribución muy importante de fases de media-alta
coercitividad. Se ve, en el caso de CO2, que las caidas de las intensidades de las componentes se
producen entre los 200 y 400º C. Estas dos caracterísiticas son compatibles con presencia de
sulfuros de hierro.
Este experimento señala la presencia de magnetita, que contribuye a las fases de baja y
media coercitividad (0.4 T y 0.12 T), puesto que la coercitividad máxima de este mineral es de 0.3
T. El espectro de temperaturas de desbloqueo de estas dos fases es muy similar, lo que es
congruente con las características de este mineral.
Ya se ha dicho que la caida de las curvas antes de 600º C indica la presencia clara y
dominante de magnetita. Pero además se aprecia la existencia de otras fases, por caidas parciales de
la imanación entre 200 y 300º C, y entre 400 y 450º C. Si se observan las curvas normalizadas se
aprecia que estas caidas parciales son más pronunciadas para la componente según el eje de 0.4 T,
lo que apunta en la dirección de que estas fases magnéticas secundarias, aparte de la magnetita, sean
de coercitividad más alta. Esto es congruente con la presencia de sulfuros de hierro en las muestras
o con la oxidación parcial de la magnetita (maghemitización).
Otra cosa que se puede afirmar es la presencia, en el caso de CO1, de una pequeña “cola” en
las curvas de desimanación por encima de 600º C. Esto indica la presencia de una pequeña fracción
de hematites.
Por último, la evolución de la susceptibilidad de las muestras al aumentar la temperatura
durante el proceso de desimanación aparece en la Figura 5.24.
113
Susceptibilidad durante la desimanación térmica de la IRM
3,00E-02
Susceptibilidad (SI)
2,50E-02
2,00E-02
CO1.15A
CO2.05A
OJ3.13B
OJ4.07B
OJ5.12A
OJ6.04A
OJ7.06B
PB10.03A
PB11.03A
PB12.09A
PB13.05A
PB15.09A
PB9.12A
1,50E-02
1,00E-02
5,00E-03
0,00E+00
200
250
300
350
400
450
500
550
600
650
700
T (ºC)
Figura 5.24. Comportamiento de la susceptibilidad magnética de las muestras cuya IRM fue desimanada
térmicamente, en fuención de la temperatura.
Si se hace un análisis de las muestras que experimentan cambios importantes en la
susceptibilidad, y por tanto cambio químicos, se encuentra que son OJ3, OJ4, OJ5, OJ6, OJ7, PB10
y PB15, las correspondientes a la categoría uno del apartado anterior.
5.6.- CONCLUSIONES
Por todo lo dicho y observando los resultados obtenidos en los experimentos de mineralogía
magnética, se pueden extraer las siguientes conclusiones al respecto:
-
La mineralogía magnética de las muestras está claramente dominada por una fase de
baja coercitividad (< 0.1 T) y temperatura de Curie de aproximadamente 600º C. Esta
fase se puede identificar como magnetita.
-
Se ha identificado la presencia de pirrotina hexagonal en, al menos, una muestra.
-
Se ha identificado una débil presencia de hematites en, al menos, una muestra.
-
Además, aparecen otras fases, evidenciadas por las caídas de la imanación de saturación
con la temperatura (curvas de Curie) y por la desimanación térmica de la IRM. Se
observa una caída entre 200 y 300º C y otra entre 400 y 500º C. Estas fases presentan
coercitividades bajas e intermedias (< 0.4 T). Sobre su naturaleza, la posibilidad más
concordante con los datos y la mineralogía de los alforamientos peridotíticos es que se
114
trate de una mezcla de sulfuros de hierro, magnetita oxidada (maghemitizada), una
segunda población de magnetita con tamaños de grano más grandes y/o términos
intermedios de la serie de las espinelas (ver sección 2.2.1).
-
Muchas muestras experimentan cambios químicos durante el calentamiento. Estos
cambios conllevan un aumento de la susceptibilidad y del valor máximo de la IRM
(SIRM). Por tanto, los cambios químicos producen la aparición de nuevo material
ferromagnético, aparte de la transformación del mineral dominante, esto es, la magnetita.
En cuanto a lo primero, dado que la mineralogía de las rocas que se tratan es muy rica en
olivino y otros ferromagnesianos, además de términos de la serie de las espinelas, es
segura la presencia de minerales paramagnéticos ricos en hierro (ver la Tabla 2.1) y en
otros metales capaces de formar compuestos ferromagnéticos (sensu lato). Una
transformación de estos materiales puede conducir a la aparición de nuevas poblaciones
de granos ferromagnéticos, que presumiblemente se encontrarán en estados de alta
oxidación, dado que el calentamiento se produce en presencia de atmósfera. En cuanto a
lo segundo, el mismo proceso de oxidación podrá afectar a la magnetita, conduciendo a
su maghemitización, lo que explicaría la forma de las trayectorias de enfriamiento en las
curvas de Curie.
-
Se ha encontrado una gran variabilidad de los parámetros magnéticos estudiados dentro
de las litologías, siendo máxima en las peridotitas con plagioclasa y harzburgitas y
mínima en las dunitas y lherzolitas. Esta variabilidad se manifiesta tanto a gran como a
pequeña escala, dado que muestras del mismo testigo (y por tanto contiguas en la masa
rocosa) pueden ostentar grandes diferencias en sus propiedades. El motivo más probable
de este comportamiento es la complicada historia de alteración por serpentinización que
han experimentado los afloramientos. Como se ha mencionado, las muestras se
intentaron extraer de masas lo menos serpentinizadas posible. Pero de acuerdo con la
información geológica, se sabe que la evidencia de serpentinización no es siempre
observable a escala macroscópica. También en muestras aparentemente frescas se
encuentran texturas de alteración microscópicas, muy heterogeneas y variables,
producidas por serpentinización. Esto conduce a la conclusión de que la variabilidad
interna de las litologías está correlacionada con el grado de serpentinización. En base a
los datos magnéticos, los afloramientos en los que puede haber un mayor grado de
serpentinización (generación de magnetita secundaria por relleno, por ejemplo, de
microgrietas) son OJ4 y PB10.
115
6. RESULTADOS DE LOS EXPERIMENTOS DE ANÁLISIS DE LA NRM
6.1.- MEDIDA DE LA NRM
En el Apéndice VIII se recogen las proyecciones polares (areas iguales) de las direcciones
de la NRM para todas las muestras de cada sitio, así como sus medias y α95. Se han representado sin
la corrección tectónica, dado que los parámetros de corrección son los mismos para todas las
muestras de un mismo sitio, con lo que aplicar la corrección varía las direcciones pero no su
agrupamiento.
Se aprecia un grado de agrupamiento variable, de malo (PB12, PB15) a muy bueno en
algunos sitios (OJ3, OJ4). Hay algunas direcciones invertidas, principalmente en PB14, y las
medias de la mayoría de los sitios parecen estar rotadas dextralmente respecto al norte geográfico.
Por lo demás, no se analizarán estas direcciones con mayor detalle, ya que lo interesante es un
análisis de las componentes de la NRM, que se expondrá en el siguiente apartado.
En cuanto a las intensidades de la NRM, oscilaron entre un máximo de 1.84 A/m (PB10)
hasta un mínimo de 9.96·10-4 A/m (OJ5), lo que supone una variación de unos tres órdenes de
magnitud. El valor medio de la intensidad fue de 0.147 A/m. En la Figura 6.1 se representan las
intensidades medias de la NRM de los distintos sitios (puntos de color grandes), los valores mínimo
y máximo en cada sitio (puntos de color pequeños) y un intervalo centrado en cada media
correspondiente a la desviación típica. El código de colores, como en todos los apartados anteriores,
refleja la litología de las muestras.
Figura 6.1. Datos de
intensidad
de
la
NRM
separados por sitios. Aparecen:
la media, el máximo y el
mínimo de cada sitio (círculos
de color), la desviación típica
(marcas negras). Las litologías
son:
o
lherzolitas
con
plagioclasa; o tectonitas con
espinela;
o
dunitas;
o
lherzolitas; o harzburgitas; o
piroxenitas; o gneises.
Intensidad de la NRM
2,0
NRM (A/m)
1,5
1,0
0,5
PB15
PB14
PB13
PB12
PB11
PB10
PB9
OJ7
OJ6
OJ5
OJ4
OJ3
CO2
CO1
0,0
-0,5
Sitio
Aquí se encuentra, de nuevo, la gran variabilidad interna en las litologías que ya se ha
observado antes. La mayor homogeneidad se encuentra dentro de las dunitas. Si nos fijamos en la
gráfica y la comparamos con la Figura 5.1, donde se recogían las susceptibilidades magnéticas a
116
temperatura ambiente de las muestras, vemos que la semejanza es muy grande, casi total. Es decir,
como cabe esperar, la intensidad de la NRM está directamente relacionada con la susceptibilidad. Y
por tanto, en primera aproximación, con la proporción de material ferromagnético presente en las
muestras.
6.2.- DESIMANACIÓN SISTEMÁTICA DE LA NRM
La desimanación sistemática de la NRM, efectuada por la técnica de lavado térmico,
permitió un examen de las componentes que resultan en esa NRM total. El comportamiento
observado en los distintos sitios fue bastante variado y con un grado de complejidad elevado. Como
veremos, de las 130 muestras desimanadas se han podido aprovechar, a efectos de cálculo de
direcciones paleomagnéticas, 78. Es decir, un 60% de las muestras. El motivo predominante para
desechar el resto de las muestras fue el comportamiento inestable de su imanación durante el
calentamiento y su carácter caótico, aunque, como se verá, algunas muestras que definían
direcciones buenas han sido desechadas por ser inconsistentes con el resto y en base a criterios de
campo, como su situación en zonas presumiblemente afectadas por fallas y deformaciones no
controladas (PB11), o, como en el caso de PB12, por la cercanía del sitio de muestreo a una línea
eléctrica de alta tensión.
El comportamiento más habitual ha sido la presencia de dos componentes magnéticas, una
primera no siempre bien definida con un rango de temperaturas de desbloqueo de unos 20-300º C,
con direcciones variables e inconsistentes, a menudo en dirección al campo geomagnético actual,
otras veces en paralelo a la dirección definida por la segunda componente y, en otras ocasiones, con
direcciones diferentes. La segunda componente, aislada en un rango de temperaturas de
aproximadamente 400/450-550/650º C, se ha presentado de forma consistente en las 78 muestras
finalmente empleadas, estando su dirección rotada dextralmente respecto al Norte geográfico. Es
esta componente la que hemos considerado característica de este estudio, y la denominaremos,
siguiendo la nomenclatura habitual en trabajos de paleomagnetismo, ChRM (Characteristic
Remanent Magnetisation). La polaridad de esta componente ha sido predominantemente normal (68
muestras), aunque en el caso de PB14 aparecía con polaridad invertida (10 muestras). En el caso de
PB15 se encontraron 5 muestras con polaridad invertida, pero como veremos los datos no permitían
definirla con la suficiente precisión y estas muestras no se han utilizado.
A mayores temperaturas que las propias de la ChRM, en algunas muestras aparecía otra
componente, pero con direcciones completamente inconsistentes. Ha sido muy normal, también,
encontrar muestras con un comportamiento bueno hasta 400-450º C, definiendo en este rango
direcciones parecidas a las de la ChRM de las muestras empleadas, pero que a temperaturas más
elevadas se volvían absolutamente inestables y sin ningún patrón de comportamiento definido.
Además, las medidas de susceptibilidad magnética tras cada paso de calentamiento indican la
aparición de cambios químicos en muchas muestras por encima de esa misma temperatura de 400450º C. Como se deduce de la aparición de varias componentes y a la vista de las curvas de caida de
la intensidad de la imanación durante el lavado térmico, es evidente la existencia en casi la totalidad
de las muestras de varias fases magnéticas. Esto está en concordancia plena con los resultados
obtenidos con los experimentos de mineralogía. Se encontraron fases magnéticas con temperaturas
de desbloqueo entre 200-300º C, 350-450º C, 450-575/600º C y en ocasiones con temperaturas de
desbloqueo superiores. Esta última fase corresponde claramente a presencia de hematites. La de
450-575/600º C, y quizá parte de las fases de temperaturas inferiores, corresponde claramente a la
presencia dominante de magnetita. Las otras pueden ser asociadas, tentativamente, a la presencia de
sulfuros de hierro y, posiblemente, magnetita con tamaños de grano grandes.
117
Como se verá posteriormente, la prueba del pliegue efectuada con la dirección del bandeado
composicional como corrección tectónica para las direcciones de diferentes sitios (prueba del
pliegue regional) resultó negativa. Por eso, las gráficas y direcciones medias que se expondrán a
continuación están dadas sin corrección tectónica.
A continuación se hará una descripción del comportamiento de la NRM de los distintos
sitios estudiados. No se incluye aquí el sitio CO2 pues, como cabía esperar por su poco propicia
litología (gneises), se demostró inútil al realizar el estudio piloto, concluyéndose que era imposible
obtener información valiosa a partir de sus muestras.
6.2.1.- Sitio CO1 (tectonitas con espinela)
En este caso la ChRM arriba mencionada se aisló en 10 muestras. El comportamiento fue
bastante bueno y consistente, aunque algunas muestras con bajas intesidades iniciales de la NRM se
comportaron de modo inestable. Además de la ChRM, apareció una componente de baja
temperatura, hasta 300-400º C, con dirección variable. En algunos casos (ejemplo CO1.05A, Figura
6.2), esta componente era casi paralela a la ChRM (indistinguible de ella, si se elimina una primera
parte viscosa), pero en otros (ejemplo CO1.11A, Figura 6.3), tenía dirección más o menos paralela
al campo geomagnético actual.
225º C
200º
350º C
600º C
650º C
600º C
350º C
200º C
Figura 6.2. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de CO1.05A. La intensidad máxima viene en
unidades 10-6 A/m.
118
450º C
300º C
600º C
450º C
300º C
Figura 6.3. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de CO1.11A. La intensidad máxima viene en
unidades 10-6 A/m.
Las sucesivas caídas de intensidad revelan la presencia de varias fases magnéticas, casi con
seguridad sulfuros de hierro o maghemita y magnetita.
La media de la ChRM de las muestras de CO1, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
10
Decl. media
64.3
ChRM media de CO1
Incl. media
k
42.4
39.5
α95
7.8
R
9.772
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.4.
N
Figura 6.4. Proyección de
Lambert para las direcciones
de la ChRM de las muestras
de CO1, sin corrección
tectónica.
119
Por último, el comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento de las muestras
fue como se muestra en la Figura 6.5.
SUSCEPTIBILIDAD: CO1
Susceptibilidad (SI)
3,50E-03
CO1.01A
CO1.02B
3,00E-03
CO1.03A
CO1.04A
2,50E-03
CO1.05A
CO1.07A
CO1.09B
CO1.11B
CO1.12A
CO1.13B
2,00E-03
1,50E-03
1,00E-03
5,00E-04
0,00E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.5. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de CO1.
6.2.2.- Sitio OJ3 (tectonitas con espinela)
En este sitio se observaron los mismos comportamientos que en CO1, con una componente
de baja temperatura de dirección variable y una ChRM asociada a la magnetita de direcciones
consistentes. Se representan dos ejemplos, OJ3.01A y OJ3.02C, en las Figuras 6.6 y 6.7.
200º C
500º C
450º C
600º C
500º C
450º C
200º C
Figura 6.6. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ3.01A. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
120
550º C
300º C
600º C
700º C
600º C
550º C
300º C
Figura 6.7. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ3.02C. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
Las sucesivas caídas de intensidad revelan la presencia de varias fases magnéticas, casi con
seguridad sulfuros de hierro o maghemita y magnetita. En el caso de algunas muestras, como
OJ3.02C, es evidente la presencia de hematites, con una porción significativa de la NRM con
temperaturas de desbloqueo superiores a 600º C.
La media de la ChRM de las muestras de OJ3, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
10
Decl. media
46.3
ChRM media de OJ3
Incl. media
k
46.0
49.5
α95
6.9
R
9.818
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.8.
N
Figura 6.8. Proyección de
Lambert para las direcciones
de la ChRM de las muestras
de OJ3, sin corrección
tectónica.
121
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento de las muestras aparece
recogido en la Figura 6.9.
SUSCEPTIBILIDAD: OJ3
1,20E-02
Susceptibilidad (SI)
1,00E-02
8,00E-03
6,00E-03
OJ3.01C
OJ3.02C
OJ3.03C
OJ3.04A
OJ3.05A
OJ3.07A
OJ3.08A
OJ3.09A
OJ3.10A
OJ3.11B
4,00E-03
2,00E-03
0,00E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.9. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de OJ3.
6.2.3.- Sitio OJ4 (lherzolitas con plagioclasa)
En este caso se pudieron utilizar 11 muestras para el cálculo de la ChRM. Igual que en casos
anteriores, se presentó una componente de baja temperatura, a veces más o menos alineada con la
ChRM y otras veces con dirección más o menos norte. También aquí hubo algunas muestras con
una población de hematites, que en general portaba direcciones consistentes con la ChRM. Se
muestran como ejemplos los diagramas de OJ4.02A (componente de baja temperatura con dirección
norte) y OJ4.13B (componente de baja temperatura con dirección aproximadamente consistente con
la ChRM) en las Figuras 6.10 y 6.11.
Las curvas de caida de la intensidad de la remanencia muestran también aquí la presencia de
varias fases magnéticas. Se distinguen claramente magnetita y, en algunos casos, una proporción
considerable de la remanencia se debe a la presencia de hematites, como demuestran las
temperaturas de desbloqueo superiores a 600º C.
122
200º C
400º C
600º C
400º C
200º C
Figura 6.10. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ4.02A. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
300º C
500º C
675º C
500º C
300º C
Figura 6.11. Diagrama de Zijderveld y gráfica
de caída de la intensidad de OJ4.13B. La
intensidad máxima viene en unidades 10 6 A/m.
123
La media de la ChRM de las muestras de OJ4, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
11
Decl. media
24.9
ChRM media de OJ4
Incl. media
K
44.8
150.7
α95
3.7
R
10.934
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.12.
N
Figura 6.12. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de OJ4, sin
corrección tectónica..
El comportamiento de las muestras de OJ4 fue muy bueno, lo cual está relacionado con la
alta intensidad de la NRM encontrada en estas muestras (ver apartado 6.1).
La susceptibilidad varió durante el calentamiento tal y como se muestra en la Figura 6.13,
evidenciándose los cambios químicos experimentados por siferentes muestras.
SUSCEPTIBILIDAD: OJ4
3,00E-02
Susceptibilidad (SI)
2,50E-02
OJ4.01B
OJ4.02B
OJ4.04B
OJ4.06B
OJ4.08D
OJ4.09B
OJ4.10B
OJ4.11B
OJ4.12A
OJ4.13B
2,00E-02
1,50E-02
1,00E-02
5,00E-03
0,00E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.13. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de OJ4.
124
6.2.4.- Sitio OJ5 (lherzolitas con plagioclasa)
En el caso de OJ5 sólo se han podido utilizar 3 muestras para calcular las direcciones de la
ChRM, por lo que la estadística no es significativa (obsérvense por ejemplo los elevadísimos y
artificiales valores de k de la media, en la tabla del final). El motivo para desechar el resto de las
muestras fue doble: primero, una gran inestabilidad de la imanación por encima de 450º C que
afectó a numerosas muestras; segundo, la presencia de componentes inconsistentes en algunas otras
muestras. No obstante, hay que decir que algunas de las muestras inestables, y que por tanto no se
han utilizado, presentaban una componente de baja temperatura consistente con la ChRM de otros
alforamientos y de las muestras de OJ5 que sí se han utilizado. Se presentan como ejemplos las
gráficas de las muestras OJ5.05B, que se ha utilizado para el cálculo de la ChRM, y OJ5.09B, que
no se ha utilizado pero sirve para dar una idea de ese comportamiento inestable a altas temperaturas.
Se recogen en las Figuras 6.14 y 6.15.
200º C
400º C
550º C
650º C
550º C
400º C
200º C
Figura 6.14. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ5.05B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
Las gráficas de caída de la intensidad revelan la presencia de varias fases, aunque en este
caso (OJ5.05B) la dominante es la magnetita.
125
200º C
400º C
700º C
400º C
200º C
Figura 6.15. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ5.09B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
La media de la ChRM de las muestras de OJ5, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
3
Decl. media
48.4
ChRM media de OJ5
Incl. media
K
21.3
1116.2
α95
3.7
R
2.998
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.16.
N
Figura 6.16. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de OJ5, sin
corrección tectónica..
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento para OJ5 aparece en la
Figura 6.17.
126
SUSCEPTIBILIDAD: OJ5
1,40E-02
Susceptibilidad (SI)
1,20E-02
OJ5.01A
OJ5.03B
OJ5.04C
OJ5.05B
OJ5.06A
OJ5.07C
OJ5.09B
OJ5.10B
OJ5.12D
1,00E-02
8,00E-03
OJ5.13C
6,00E-03
4,00E-03
2,00E-03
0,00E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.17. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de OJ5.
6.2.5.- Sitio OJ6 (dunitas)
Se aprovecharon 6 muestras para calcular la dirección de la ChRM. El comportamiento fue
similar al de otros casos, con una primera componente de baja temperatura de dirección variable, a
veces norte. Algunas muestras se volvieron inestables por encima de 450º C, otras presentaron
direcciones inconsistentes. Se muestran, en las Figuras 6.18 y 6.19, las gráficas de OJ6.06B y
OJ6.08B.
200º C
400º C
600º C
700º C
600º C
400º C
200º C
Figura 6.18. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ6.06B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
127
200º C
350º C
500º C
700º C
500º C
350º C
200º C
Figura 6.19. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ6.08B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
Como vemos, en OJ6.08B la componente de baja temperatura tiene dirección norte,
mientras que en OJ6.06B tiene una dirección parecida a la de la ChRM, un poco más hacia el este si
cabe. Las curvas de caída de la intensidad indican la presencia de al menos dos fases. La dominante
es la magnetita, responsable de la ChRM.
La media de la ChRM de las muestras de OJ6, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
6
Decl. media
43.4
ChRM media de OJ6
Incl. media
k
26.9
82.9
α95
7.4
R
5.940
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.20.
N
Figura 6.20. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de OJ6, sin
corrección tectónica..
128
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento aparece en la Figura 6.21.
SUSCEPTIBILIDAD: OJ6
Susceptibilidad (SI)
2,0E-02
1,8E-02
01B
03C
04B
1,6E-02
05C
06B
08B
09B
10B
12C
1,4E-02
1,2E-02
13B
1,0E-02
8,0E-03
6,0E-03
4,0E-03
2,0E-03
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.21. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de OJ6.
6.2.6.- Sitio OJ7 (dunitas)
En este caso se aprovecharon 6 muestras para el cálculo de la dirección de la ChRM. El
resto presentó comportamiento inestable por encima de 400º C. De nuevo, apareció en ocasiones
una componente de baja temperatura con direcciones diversas. Se muestra como ejemplo OJ7.04A
en la Figura 6.22.
250º C
400º C
200º C
700º C
600º C
400º C
250º C
200º C
Figura 6.22. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ7.04A. La Imax viene en unidades 10-6
A/m.
129
De nuevo se observan varias fases magnéticas, aunque la dominente es la magnetita.
La media de la ChRM de las muestras de OJ7, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
6
Decl. media
40.7
ChRM media de OJ7
Incl. media
k
33.7
71.1
α95
8.0
R
5.930
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.23.
N
Figura 6.23. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de OJ7, sin
corrección tectónica..
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento fue el de la Figura 6.24.
SUSCEPTIBILIDAD: OJ7
3,0E-02
Susceptibilidad (SI)
2,5E-02
2,0E-02
1,5E-02
01B
02A
03C
04A
05A
08B
09B
10A
11A
12B
1,0E-02
5,0E-03
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
T (ºC)
Figura 6.24. Variación de la susceptibilidad con el calentamiento para las muestras de OJ7.
600
700
130
6.2.7.- Sitio PB9 (lherzolitas)
Se aprovecharon 8 muestras para el análisis de la ChRM. El comportamiento fue similar al
de los otros afloramientos, aunque en algunas muestras se observo una componente estable hasta
altas temperaturas con dirección norte. Se presentan como ejemplos PB9.07C y PB9.08B, la
primera utilizada y la segunda desechada (y con dirección norte), en las Figuras 6.25 y 6.26.
200º C
450º C
575º C
700º C
575º C
450º C
200º C
Figura 6.25. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB9.07C. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
200º C
400º C
700º C
400º C
200º C
Figura 6.26. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ4.13B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
131
Las curvas de desimanación muestran la preponderancia de la magnetita y la presencia de
otras fases.
La media de la ChRM de las muestras de PB9, así como sus parámetros k, α95 y R, antes de
aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
8
Decl. media
39.7
ChRM media de PB9
Incl. media
k
36.8
82.4
α95
6.1
R
7.915
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.27.
N
Figura 6.27. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de PB9, sin
corrección tectónica.
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento fue el de la Figura 6.28.
SUSCEPTIBILIDAD: PB9
7,0E-03
Susceptibilidad (SI)
6,0E-03
5,0E-03
4,0E-03
PB9.01A
PB9.03C
PB9.04B
PB9.05C
PB9.06B
PB9.07C
PB9.08B
PB9.10B
PB9.11B
PB9.12C
3,0E-03
2,0E-03
1,0E-03
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
T (ºC)
Figura 6.28. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de PB9.
700
132
6.2.8.- Sitio PB10 (harzburgitas)
El comportamiento de las muestras de PB10 fue bastante bueno, pero sólo se han utilizado 5
para el cálculo de la ChRM. Esto se debe a que las muestras se dividen, claramente, en dos grupos.
En uno de ellos (de PB10.06 a PB10.10) se distingue una ChRM con direcciones consistentes,
similar a la obtenida en el resto de sitios. En el otro grupo (de PB10.01 a PB10.05), se obtienen
direcciones consistentes entre sí pero no consistentes con la ChRM. Ésta últimas muestras no se han
usado. Este comportamiento puede ser debido a las carácterísticas del sitio, ya que los dos grupos de
muestras mencionados se tomaron a ambos lados de una zona del terreno deformada, con la posible
existencia de una falla entre ambos. En las Figuras 6.29 y 6.30 se muestran las gráficas de
PB10.06B (del primer grupo, usada) y PB10.04D (del segundo grupo, no usada).
200º C
400º C
675º C
400º C
200º C
Figura 6.29. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB10.06B. La intensidad máxima viene
en unidades 10 6 A/m.
200º C
400º C
200º C
400º C
625º C
Figura 6.30. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de OJ4.13B. La intensidad máxima viene en
-
unidades 10 6 A/m.
133
Se observan varias fases, siendo la predominante la magnetita y exitiendo además fases con
temperaturas de desbloqueo menores, así como una pequeña fracción de hematites.
La media de la ChRM de las muestras de PB10, así como sus parámetros k, α95 y R, antes
de aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
5
ChRM media de PB10
Incl. media
k
41.3
76.2
Decl. media
26.0
α95
8.8
R
4.948
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.31.
N
Figura 6.31. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de PB10, sin
corrección tectónica.
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento aparece en la Figura 6.32.
SUSCEPTIBILIDAD: PB10
2,0E-02
1,8E-02
Susceptibilidad (SI)
1,6E-02
PB10.01C
PB10.02B
PB10.03D
PB10.04D
PB10.05D
PB10.06B
PB10.07C
PB10.08B
PB10.09C
PB10.10B
1,4E-02
1,2E-02
1,0E-02
8,0E-03
6,0E-03
4,0E-03
2,0E-03
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (º C)
Figura 6.32. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de PB10.
El comportamiento de la susceptibilidad divide también las muestras en dos grupos,
coincidentes con los anteriormente descritos excepto para el caso de PB10.10, cuya susceptibilidad
134
varía como en las muestras desechadas, aunque sus componentes son consistentes con las de las
muestras usadas para calcular la ChRM, que se encuentran de su mismo lado de la posible falla.
6.2.9.- Sitio PB11 (piroxenitas)
En el caso de PB11, no se usó ninguna muestra para el cálculo de la ChRM, dado que esta
componente no aparecía. Por el contrario, las muestras presentaban un comportamiento muy
complejo e inestable, y las direcciones presentes eran inconsistentes.
Esto se debe, presumiblemente, a la situación del afloramiento, situado en una zona con
evidente deformación cortical no controlada.
6.2.10.- Sitio PB12 (harzburgitas)
En este caso tampoco se utilizó ninguna muestra para el cálculo de la ChRM. El
comportamiento de las muestras fue estable y con direcciones bien definidas, pero inconsistentes
con la ChRM del resto de afloramientos. Sólo en una muestra, PB12.03B, se obtuvo un
comportamiento similar al de las muestras de otros afloramientos donde se encontró la componente
asociada a la magnetita denominada ChRM. El comportamiento del resto de las muestras queda
ejemplificado en el caso de PB12.06B, presentado en la Figura 6.33.
200º C
400º C
650º C
400º C
200º C
Figura 6.33. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB12.06B. La intensidad máxima viene
en unidades 10 6 A/m.
Muy posiblemente, este comportamiento se deba al hecho de que el sitio PB12 se
encontraba en las cercanías de una línea eléctrica de alta tensión, con lo que la orientación de los
testigos en el campo, necesaria para restituir las componentes magnéticas medidas en coordenadas
de la muestra a coordenadas geográficas, es probablemente incorrecta. Esto es así porque esa
orientación se hizo utilizando una brújula magnética, que puede acusar la existencia de anomalías
locales. No se pudo utilizar la brújula solar, como hubiera sido deseable para evitar estos problemas,
dado lo encapotado del cielo durante los días de muestreo.
135
6.2.11.- Sitio PB13 (harzburgitas)
En este caso sólo pudieron utilizarse 4 muestras para el cálculo de la dirección de la ChRM.
El resto se comportó de modo inestable o presentó direcciones inconsistentes. El comportamiento
de las 4 muestras utilizadas queda ejemplificado con la Figura 6.34, correspondiente a la muestra
PB13.04B.
200º C
400º C
550º C
625º C
550º C
400º C
200º C
Figura 6.34. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB13.04B. La intensidad máxima viene
-
en unidades 10 6 A/m.
La media de la ChRM de las muestras de PB13, así como sus parámetros k, α95 y R, antes
de aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
4
Decl. media
27.5
ChRM media de PB13
Incl. media
k
37.6
21.7
α95
20.2
R
3.862
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.35.
N
Figura 6.35. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de PB13, sin
corrección tectónica..
136
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento queda reflejado en la
Figura 6.36.
SUSCEPTIBILIDAD: PB13
01B
3,5E-03
02B
03C
SUSCEPTIBILIDAD (SI)
3,0E-03
04B
05B
2,5E-03
06C
07B
2,0E-03
08A
09C
1,5E-03
10B
1,0E-03
5,0E-04
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.36. Variación de la susceptibilidad durante el calentamiento de las muestras de PB13.
6.2.12.- Sitio PB14 (piroxenitas)
El comportamiento de estas muestras fue bastante bueno, presentando dos componentes, una
de baja temperatura (< 300º C), de polaridad normal, y otra de alta temperatura (> 300º C) de
polaridad invertida, pero con la dirección concordante con la ChRM deducida de los otros
afloramientos. La Figura 6.37 nos muestra el caso de PB14.20A, caso típico del comportamiento de
las muestras de este afloramiento.
300º C
200º C
500º C
625º C
500º C
200º C
300º C
Figura 6.37. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de
la intensidad de PB14.10A. La intensidad máxima viene en
unidades 10 6 A/m.
137
En este caso las curvas de caída de la imanación muestran que la fase dominante es la
magnetita (como en el resto de los casos), pero la presencia de otras fases no es tan evidente.
La media de la ChRM de las muestras de PB14, así como sus parámetros k, α95 y R, antes
de aplicar la corrección tectónica, son (N es el número de muestras empleadas):
N
10
Decl. media
201.7
ChRM media de PB14
Incl. media
k
-64.0
129.2
α95
4.3
R
9.930
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.38.
N
Figura 6.38. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de PB14, sin
corrección tectónica..
El comportamiento de la susceptibilidad durante el calentamiento se recoge en la Figura
6.39.
SUSCEPTIBILIDAD: PB14
1,4E-03
SUSCEPTIBILIDAD (SI)
1,2E-03
1,0E-03
8,0E-04
01A
02A
6,0E-04
03A
04A
05B
06A
07A
08A
10A
11A
4,0E-04
2,0E-04
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.39. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de PB14.
138
6.2.13.- Sitio PB15 (lherzolitas con plagioclasa)
En este caso se encontraron 5 muestras con una componente concordante con la ChRM del
resto de los sitios,a pesar de que algunas eran inestables. Su comportamiento queda reflejado por las
muestras PB15.06A (buena) y PB15.01B (inestable a temperaturas > 400º C), en las Figuras 6.40 y
6.41.
200º C
400º C
700º C
400º C
200º C
Figura 6.40. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB15.06A. La intensidad máxima viene
en unidades 10 6 A/m.
200º C
300º C
700º C
575º C
575º C
300º C
200º C
Figura 6.41. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB15.01B. La intensidad máxima viene
en unidades 10 6 A/m.
139
Además, se encontraron otras 5 muestras en las que, a pesar de un comportamiento
complicado, se observaba una componente de polaridad invertida aproximadamente coincidente con
la ChRM, con temperaturas de desbloqueo entre 500 y 600º C. Es el caso, por ejemplo, de
PB15.12A, que aparece en la Figura 6.42.
200º C
400º C
500º C
200º C
400º C
600º C
500º C
Figura 6.42. Diagrama de Zijderveld y gráfica de caída de la intensidad de PB15.12A. La intensidad máxima viene
-
en unidades 10 6 A/m.
De nuevo se observan, en las curvas de caída de la imanación, varias fases magnéticas,
cuyas importancias relativas varían según la muestra. La principal es la magnetita, aunque en las
muestras inestables aparecen con más claridad fases con temperaturas de desbloqueo inferiores,
pudiendo corresponder a magnetita con mayor tamaño de grano, sulfuros de hierro, magnetita
oxidada (maghemita) y/o magnetita con cationes de hierro sustituidos por otros metales.
A continuación aparecen las direcciones medias, con sus parámetros estadísticos, tanto del
conjunto de muestras con la ChRM de polaridad normal como del conjunto con la componente de
polaridad invertida.
ChRM media de PB15, polaridad normal
N
Decl. media
Incl. media
k
R
α95
5
38.8
45.1
43.6
11.7
4.908
N
5
ChRM media de PB15, polaridad invertida
Decl. media
Incl. media
k
α95
261.8
-65.6
25.3
15.5
R
4.842
Las direcciones de la ChRM de las muestras, la media y el α95 aparecen representados en
proyección polar de Lambert en la Figura 6.43, tanto para polaridades normales (círculos negros)
como invertidas (círculos blancos).
140
N
Figura 6.43. Proyección
de
Lambert
para
las
direcciones de la ChRM de
las muestras de PB15, sin
corrección
tectónica,
polaridades
normales
e
invertidas.
Para efectuar el test de inversión con estas componentes, tomamos las direcciones
antipodales de las invertidas y las comparamos con las direcciones normales, teniendo en cuenta el
parámetro α95. Si hacemos una representación en proyección de Lambert de estos datos, obtenemos
el resultado de la Figura 6.44.
N
Figura 6.44. Test de
inversión
para
las
componentes normales e
invertidas de PB15, tomando
las antipodales de las
invertidas. Sin corrección
tectónica.
Se puede observar que las direcciones medias no se solapan, ni aun dentro de los límites
estadísticos, dados por α95, del 95% de confianza. Por tanto, se concluye que las dos poblaciones
consideradas son diferentes, dentro de un 95% de confianza. Es decir, el test de inversión es
negativo. Este resultado se debe a la imposibilidad de aislar correctamente las direcciones
invertidas, dada la mala calidad de los datos en esas muestras y el estrecho rango de temperaturas de
desbloqueo en el que se aprecia dicha componente. Se considera, por tanto, que lo más oportuno es
desechar las direcciones invertidas para el análisis de la ChRM, por tener serias dudas de su
representatividad. Se tendrán encuenta sólo las direcciones normales, que están mucho major
aisladas.
El comportamiento de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento es el que
aparece en la Figura 6.45.
141
SUSCEPTIBILIDAD: PB15
1,6E-02
Susceptibilidad (SI)
1,4E-02
1,2E-02
1,0E-02
01B
02B
03B
05B
06A
07B
09B
10B
11B
12B
8,0E-03
6,0E-03
4,0E-03
2,0E-03
0,0E+00
0
100
200
300
400
500
600
700
T (ºC)
Figura 6.45. Variación de la susceptibilidad magnética durante el calentamiento de las muestras de PB15.
6.2.14.- Resumen de direcciones de la ChRM y medias parciales
En la Tabla 6.1 que se recoge a continuación se encuentran resumidas las direcciones
medias de la ChRM para los diferentes sitios estudiados. Aparecen también los parámetros
estadísticos correspondientes (k, α95, R).
Tabla 6.1. Resumen de las direcciones de la ChRM para todos los sitios.
Sitio
N
Decl.
Incl.
k
media
media
CO1
10
64.3
42.4
39.5
OJ3
10
46.3
46.0
49.5
OJ4
11
24.9
44.8
150.7
OJ5
3
48.4
21.3
1116.2
OJ6
6
43.4
26.9
82.9
OJ7
6
40.7
33.7
71.1
PB9
8
39.7
36.8
82.4
PB10
5
26.0
41.3
76.2
PB13
4
27.5
37.6
21.7
PB14
10
201.7
-64.0
129.2
PB15
5
38.8
45.1
43.6
α95
R
7.8
6.9
3.7
3.7
7.4
8.0
6.1
8.8
20.2
4.3
11.7
9.772
9.818
10.934
2.998
5.940
5.930
7.915
4.948
3.862
9.930
4.908
Si efectuamos la media de todas las muestras del macizo de Ronda (los PB, Sierra Bermeja),
por un lado, y todas las del macizo de Ojén (los OJ y CO1, Sierra Alpujata), obtenemos los
resultados recogidos en la Tabla 6.2, donde se ha llamado PB a la media de las direcciones de la
ChRM de todas las muestras de los sitios PB y CO1-OJ a la media de las direcciones de la ChRM
de todas las muestras de los sitios OJ y CO1. Aparecen sin corrección tectónica. En la Tabla 6.3
aparecen con corrección tectónica.
142
Tabla 6.2. Medias de la ChRM para los macizos de Ronda y Ojén.
Conjunto
N
Decl.
Incl.
media
media
PB
32
31.2
47.7
CO1-OJ
46
44.2
40.0
SIN CORRECCIÓN TECTÓNICA
k
R
α95
Tabla 6.3. Medias de la ChRM para los macizos de Ronda y Ojén.
Conjunto
N
Decl.
Incl.
media
media
PB
32
15.2
4.3
CO1-OJ
46
66.4
52.9
CON CORRECCIÓN TECTÓNICA
R
k
α95
26.0
25.7
5.1
4.2
8.5
4.8
9.3
10.7
30.806
44.252
28.332
36.698
6.2.15.- Prueba del pliegue
Una vez obtenidas estas direcciones de la componente de la remanencia que se ha tomado
como característica, la primera cuestión que surge es si la prueba del pliegue a escala regional (es
decir, comparando los distintos afloramientos entre sí) es positiva o negativa. Como ya se ha
mencionado, la corrección tectónica que se emplea es la dada por las direcciones del bandeado
composicional en cada sitio. Así, la prueba del pliegue consistirá en restituir los diferentes planos de
bandeado composicional a un mismo plano, siendo éste el horizontal.
De la observación de las Tablas 6.2 y 6.3 se deduce que, claramente, la prueba del pliegue
tomando los diferentes sitios PB antes y después de la corrección tectónica es negativa. Podemos
verlo gráficamente en la Figura 6.46, donde aparecen las direcciones de todas las muestras de sitios
PB antes y después de aplicada la corrección, con la media y el parámetro α95.
N
SIN CORRECCIÓN
Figura
6.46. Prueba del
pliegue para los sitios PB (Sierra
Bermeja, macizo de Ronda).
N
CON CORRECCIÓN
143
La dispersión de los datos es mucho mayor tras efectuar la corrección tectónica, como pone
de manifiesto el hecho de que el parámetro de precisión disminuya desde un valor de 26.0 antes de
aplicar la corrección hasta otro valor de 8.5 después de aplicarla.
Si se hace lo mismo para el caso de las muestras del macizo de Ojén, se encuentra lo mismo:
antes de aplicar la corrección tenemos k = 25.7 y después k = 4.8, con lo que la prueba del pliegue
también resulta negativa. Se puede observar gráficamente en la Figura 6.47.
N
SIN CORRECCIÓN
CON CORRECCIÓN
N
Figura 6.47. Prueba del
pliegue para los sitios CO1 y
OJ (Sierra Alpujata, macizo
de Ojén).
Por último, podemos efectuar la prueba tomando todas las muestras juntas, tanto del macizo
de Ronda como del macizo de Ojén. En ese caso, las direcciones medias, con sus parámetros
estadísticos, antes y después de aplicada la corrección tectónica, aparecen en la Tabla 6.4.
Tabla 6.4. Medias de la ChRM para todas las muestras juntas.
Corrección
N
Decl.
Incl.
tectónica
media
media
NO
78
39.3
43.3
SÍ
78
37.5
34.6
MEDIA TOTAL
k
α95
23.0
3.4
La representación gráfica de estos datos aparece en la Figura 6.48.
3.4
10.4
R
74.652
55.229
N
144
SIN CORRECCIÓN
CON CORRECCIÓN
N
Figura 6.48. Prueba del
plegue para los sitios PB,
CO1 y OJ: TODAS LAS
MUESTRAS.
La disminución del parámetro de precisión k y el aumento de α95 tras efectuar la corrección
tectónica son manifiestas, apreciándose gráficamente también que la dispersión es mucho mayor.
Por tanto, la prueba del pliegue a escala regional hecha con todas las muestras es negativa. Si la
corrección tectónica fuera la debida a la estratificación, al aplicarla estaríamos deshaciendo la
deformación del terreno, esto es, dando marcha atrás al proceso de plegamiento. Un resultado
negativo significaría, en ese caso, que la componente de la imanación considerada se habría
adquirido con posterioridad al plegamiento del terreno.
En nuestro caso, sin embargo, la corrección tectónica es debida al bandeado composicional
de los afloramientos peridotíticos. Un resultado negativo como el que se obtiene tiene la siguiente
implicación general: el bandeado composicional no constituía, en el momento de adquisición de la
ChRM, un plano bien determinado. Esto es, el bandeado composicional no es una buena
aproximación a un paleoplano en la época de adquisición de la ChRM. Un corolario particular de
este resultado general es que el bandeado composicional no es una buena aproximación de la
paleohorizontal en el momento de adquisición de la ChRM. Que el resultado más general es el que
se ha dicho se comprende si tenemos en cuenta que el criterio empleado para calificar la prueba del
pliegue como negativa o positiva es, simplemente, el grado de agrupamiento de las muestras en
torno a la media. Nada tiene que ver el hecho de que el plano común al que estemos restituyendo las
direcciones diversas del bandeado composicional sea horizontal o no. Eso influye, simplemente, en
la posición de la media en un sistema de coordenadas geográficas, pero no en la dispersión de los
145
datos. Se hace claro entonces el carácter de corolario de la afirmación anterior acerca de la
paleohorizontal.
Dado este resultado de la prueba del pliegue (que en buena ley deberíamos denominar
prueba del bandeado composicional), queda explicado a posteriori el porqué de representar todas las
direcciones, a lo largo de toda la parte 6 de este trabajo, sin corrección tectónica. En la discusión
que sigue, también se hará uso de las direcciones sin corrección tectónica.
6.2.16.- Rotaciones de bloques
Se llega así al que es, posiblemente, el punto más importante del presente trabajo. Resulta
pertinente tomar la dirección media de la ChRM encontrada en este trabajo y compararla con la
dirección esperada para esa época en Iberia estable. Por todo lo que se expuso en el apartado 3.2
(sobre la geología de las peridotitas de Ronda), se deduce que la edad de la adquisición de la ChRM
difícilmente podría ser anterior al evento metamórfico de alta temperatura (> 700º C) que
experimentaron las peridotitas hace unos 19-20 millones de años (Mioceno inferior). Además,
puesto que la ChRM ha sido aislada con rangos de temperaturas de desbloqueo medias y altas
(aproximadamente entre 400 y 625º C), es razonable contemplar la posibilidad de que se trate de
una componente adquirida por las rocas justamente durante el enfriamiento experimentado tras el
evento metamórfico.
Se hace necesario comparar la dirección media de la ChRM con la dirección para Iberia
estable para el límite Oligoceno-Mioceno. Tal dirección fue determinada por Barberá et al. (1996)
en estudios en la Cuenca del Ebro. Estos autores encontraron la dirección dada en la Tabla 6.5.
Tabla 6.5. Dirección para Iberia estable en el límite Oligoceno-Mioceno (Barberá et al. 1996)
Decl.
Incl.
k
5.0
51.4
246.9
α95
5.9
En la Figura 6.49 aparecen, en proyección de Lambert, tanto la dirección encontrada para el
límite Oligoceno-Mioceno como la media de la ChRM determinada en el presente trabajo.
Figura 6.49. Proyección
de Lambert de la media de la
ChRM, con su α95 (color
negro), y de la dirección
esperada para el límite
Oligoceno-Mioceno
(color
rojo).
Se obseva que, a pesar de que la inclinación de la ChRM es algo inferior a la de la dirección
esperada para el límite Oligoceno-Mioceno, ambas son comparables dentro del margen de error.
Esto avala que la adquisición de la ChRM se produjera durante el enfriamiento tras el evento
metamórfico de hace c.a.20 Ma.
146
Además, esta comparación nos permite concluir que los afloramientos de peridotitas
estudiados han experimentado rotaciones de bloques en el sentido de las agujas del reloj alrededor
de ejes verticales, relativas a Iberia estable. El valor medio de estas rotaciones, obtenido a partir de
la diferencia de declinaciones entre la ChRM y la dirección esperada, es de:
Valor medio de las rotaciones dextrales = 34º ± 5º
El error asociado a la media de estas rotaciones se ha calculado mediante la expresión
sen (ΔD) = sen α95 / cos I
donde I es la inclinación y ΔD es el error en declinación. Esta expresión surge, simplemente, de la
proyección del casquete esférico en torno a la media definido por α95 sobre el plano horizontal.
6.2.17.- Conclusiones
Las conclusiones de los resultados de los experimentos de análisis de la NRM son las
siguientes:
-
Se ha encontrado, durante la desimanación térmica de la NRM, un comportamiento con
cierta complicación, con la presencia de varias fases magnéticas y la aparición de varias
componentes. Muchas muestras se han mostrado inestables y la mayoría ha
experimentado cambios químicos durante la desimanación. No obstante, las
componentes de baja temperatura de desbloqueo (normalmente por debajo de 350º C) no
presentaban consistencia. En algunas muestras, tenían dirección norte, en otras eran
paralelas a la ChRM y en otras tenían direcciones diferentes. Sí ha presentado
consistencia y regularidad la componente denominada ChRM, aislada entre 350/450º C
y 550/650º C. Ésta ha sido hallada en un 60% de las muestras y está claramente asociada
a la presencia de magnetita, con una pequeña contribución, en ocasiones, de hematites.
-
La ChRM ha presentado tanto polaridad normal (en la mayoría de los casos) como
invertida (en PB14 y 5 muestras de PB15). Por tanto, la adquisición por parte de las
rocas de esta componente abarcó al menos una transición de polaridad del campo
geomagnético.
-
El resultado de la aplicación de la prueba del pliegue con una corrección tectónica dada
por el bandeado composicional ha sido negativo. Se concluye por ello que el bandeado
composicional no es una buena aproximación de la paleohorizontal en la época de
adquisición de la ChRM.
-
La inclinación de la ChRM media calculada a partir de 78 muestras coincide, dentro de
los márgenes de error, con la inclinación esperada para la época (límite OligocenoMioceno) en Iberia estable (Cuenca del Ebro). Esto indica que la ChRM se adquirió
durante el enfriamiento de los macizos tras el evento de metamorfismo de alta
temperatura experimentado por las unidades estudiadas, hace unos 20 Ma.
-
La diferencia en declinación entre la dirección media de la ChRM y la dirección
esperada para Iberia estable es debida a rotaciones de bloques alrededor de ejes
verticales, con sentido dextral, sufridas por los macizos estudiados. Estas rotaciones se
han producido respecto a Iberia estable. La media de estas rotaciones es 34 ± 5º.
147
7. CONCLUSIONES
En general, se puede concluir que se han verificado gran parte de las conclusiones
expresadas por Feinberg et al. (1996) y Osete et al. (1999), ya examinadas en el apartado 3.3.2. de
este trabajo. Se ha encontrado, igual que en sus estudios, una componente característica portada por
magnetita (ChRM) que presenta direcciones consistentes y rotadas dextralmente respecto a Iberia
estable. Las rotaciones encontradas en este estudio, de 34 ± 5º, son claramente compatibles, dentro
de los márgenes de error, con las halladas por Feinberg et al. (1996), que eran de 46 ± 10º, y por
Osete et al. (1999), que eran de aproximadamente 40º .
El comportamiento de las muestras ha sido, en el caso del presente estudio, más complejo
que en los anteriores. Un gran número de muestras se han comportado de modo inestable por
encima de los 400º C. En otras aparecía una componente de baja temperatura, pero sin
comportamiento sistemático: en ocasiones con dirección paralela al campo geomagnético actual, en
otras con una dirección parecida a la de la ChRM y en otras con direcciones diversas que no seguían
ningún patrón sistemático reconocible. Otras muestras presentaban una componente única estable
alineada con el campo geomagnético actual. En algunos casos, como también encontraron los
autores de los estudios anteriores, aparecía una contribución de hematites, con dirección o paralela a
la ChRM o no sistemática.
También en concordancia con los estudios precedentes, se aislaron tanto componentes
normales como invertidas, verificando que el proceso de adquisición de la ChRM abarcó un cambio
de polaridad del campo geomagnético.
De igual modo, se ha encontrado un resultado negativo para la prueba del pliegue, con lo
que se concluye que el bandeado composicional no es una buena aproximación a la paleohorizontal
en la época de adquisición de la ChRM.
Los resultados obtenidos en este estudio concuerdan con una adquisición de la ChRM
durante el enfriamiento postmetamórfico de las unidades, hace aproximadamente 19-20 Ma. No
obstante, como se discutirá a continuación, no se encuentra ningún dato que apunte en la dirección
de la afirmación de Feinberg et al. (1996) que situaba la edad de las rotaciones como coetánea al
enfriamiento postmetamórfico. Por el contrario, se encuentran sólidos argumentos a favor de la
hipótesis contraria, que las rotaciones se produjeron con posterioridad al enfriamiento y a la
adquisición de la ChRM.
Recordemos que estos autores basaban su afirmación en el hecho de haber aislado una
componente en algunas muestras con dirección Norte. No obstante, este sería el resultado esperado
si se tratase, simplemente, de una reimanación posterior a las rotaciones debida a efectos viscosos o
a procesos de serpentinización. No hay necesidad, como sugieren, de postular una simultaneidad
entre rotación y enfriamiento (y por tanto adquisición de la ChRM), que conllevaría que algunas
muestras, enfriándose antes, adquirieran su imanación en los primeros estadíos de la rotación y por
tanto nos presentasen hoy día una componente claramente rotada, mientras que otras muestras, que
tardarían más en enfriarse, adquirieran su imanación una vez concluida la rotación, presentando una
dirección Norte (coincidente con la dirección esperada para la época del enfriamiento).
Si en efecto se hubiese producido esa simultaneidad entre rotación y adquisición de la
ChRM, esperaríamos encontrar un cierto solapamiento entre las componentes rotada y no rotada, o
al menos una cierta gradación de direcciones. Esto no se observa.
148
Lo que sí se observa, por el contrario, es una mineralogía magnética complicada en relación
con los procesos de serpentinización, siendo las componentes de baja temperatura, además de no
sistemáticas, portadas por fases magnéticas de baja coercitividad (y bajas temperaturas de
desbloqueo). Posiblemente parte de ellas se deba a la presencia de magnetita de grano grueso,
producto habitual de la alteración por serpentinización. Se trataría, por tanto, de una fase de menor
estabilidad a la de la fase responsable de la aparición de la ChRM y producto de alteraciones
posteriores al enfriamiento provocadas por flujo de fluidos a temperaturas medias. Estas fases serían
por tanto mucho más sensibles a la aparición de procesos de viscosidad magnética, capaces de
reorientar su imanación en tiempos recientes, muy posteriores a las rotaciones. Todo esto concuerda
con los resultados de Osete et al. (1999), acerca de la correlación entre al grado de serpentinización
de las muestras y la aparición de remanencias con direcciones Norte. A pesar de que las muestras
empleadas en el presente estudio eran relativamente frescas, la variabilidad interna de los
parámetros magnéticos nos informa de serpentinización parcial a escala microscópica.
Además de estos argumentos, cabe mencionar los datos relativos a dataciones radiométricas
recogidos en la sección 3.2, que nos informan de unas velocidades de enfriamiento y de
exhumación de los macizos peridotíticos muy rápidas. Esto hace poco plausible el esquema
propuesto por Feinberg et al. (1996), pues se requerirían velocidades de rotación de más de 20º/Ma.
Concluimos por tanto que la aparición de componentes de baja temperatura con dirección
Norte (no rotada) está asociada a la mineralogía y a los diversos grados y diferentes eventos de
serpentinización, que habrán tenido lugar en diferentes momentos de la historia geológica de los
afloramientos, desde su enfriamiento hace 19-20 Ma hasta el presente.
Se concluye así mismo que, con los datos disponibles, no se puede establecer la edad exacta
de las rotaciones. Simplemente se puede afirmar que se han producido entre el Mioceno inferior y el
presente.
Además, las rotaciones detectadas en este estudio y en los anteriores, nos informan de que
tanto las Béticas Externas como las Internas han experimentado estos procesos. Todo modelo que
intente describir la evolución de las Cordilleras Bético-Rifeñas y el desarrollo del Arco de Gibraltar
debe tener en cuenta estas rotaciones, así como las simétricas (sinestrales) detectadas en el Rif.
En lo referente a los experimentos de mineralogía magnética, los resultados obtenidos son
muy interesantes por sí mismos, aunque se examinen sin conexión con la parte tectónica del estudio
y con la estabilidad de la remanencia observada. Especialmente sorprendente es la detección, en las
curvas de Curie, de características compatibles con la presencia de pirrotina hexagonal, aun sin ser
ésta una fase dominante. También, la utilidad de los experimentos de adquisición de IRM en
muestras previamente calentadas para la obtención de información acerca de los cambios químicos
producidos durante ese calentamiento.
149
APÉNDICE I: Unidades
En esta memoria se han empleado casi siempre las unidades del Sistema Internacional (SI).
En electromagnetismo, es muy importante atenerse a un sistema de unidades, ya que no sólo éstas,
sino también la forma de escribir las ecuaciones, dependen del sistema elegido. Esto lleva a que, por
ejemplo, la susceptibilidad magnética, siendo una cantidad adimensional tanto en el SI como en el
cegesimal (cgs), no tenga el mismo valor numérico en los dos sistemas.
En la literatura de paleomagnetismo es usual encontrar una gran variedad de sistemas de
unidades. En la mayoría de los textos clásicos, el sistema empleado era el cegesimal, aunque se
tiende a reemplazarlo por el sistema internacional. En la siguiente tabla (Tabla A1.1) se recogen las
unidades relativas a los dos sistemas de referencia.
Tabla A1.1. Unidades usadas en magnetismo/paleomagnetismo. (Modificada de Thompson y Oldfield,
Environmental Magnetism, 1986).
Magnitud
Inducción en el
espacio vacío
Campo magnético
Permeabilidad del
vacío
Inducción en el
espacio vacío
Inducción en un medio
Imanación por unidad
de volumen
Imanación por unidad
de masa
Susceptibilidad por
unidad de volumen
Susceptibilidad por
unidad de masa
SI
B0 tesla (T)
CGS (emu)
B gauss (G)
Conversión
1 T = 104 G
H (A m-1)
μ0 = 4π 10-7 H m-1
H oersted (Oe)
μ0 = 1
B0 = μ0 H
B=H
1 A m-1 = 4π 10-3 Oe
1 H m-1 equivale a
107/4π G Oe-1
1 T equivale a 104 Oe
B = B0 + μ0M
M (A m-1)
B = H + 4πI
I (G)
1 T = 104 G
1 A m-1 = 103 G
σ = M/ρ (A m2 kg-1)
ρ = densidad
χ = M/H
σ = I/ρ (G cm3 g-1)
χ = I/H
1 A m2 kg-1 = 1 G cm-3
g-1
1 (SI) = 4π G Oe-1
χmasa = χ/ρ (m3 kg-1)
χmasa = χ/ρ (G Oe-1
cm3 g-1)
1 m3 kg-1 = 4π 10-3 G
Oe-1 cm3 g-1
A pesar de utilizar el SI, en algunas ocasiones se ha empleado una especie de sistema
híbrido que es muy habitual en magnetismo de materiales y de rocas. En este sistema híbrido se
hace uso de la equivalencia entre teslas y Oersted (1 T equivale a 10000 Oe); así, en los ciclos de
histéresis, en el eje de las x aparecerá la magnitud H expresada en unidades de B, esto es en teslas.
Las coercitividades suelen expresarse también, por tanto, en teslas.
También hay que mencionar que los nombres de las diferentes magnitudes, como H y B,
varían. Algunos llaman campo magnético a uno y al otro inducción magnética, unos consideran al
primero como magnitud fundamental, y otros al revés. Sin entrar en controversias, se ha intentado
que en cada caso en que se hayan tenido que nombrar quede claro de cuál se trata. También los
símbolos utilizados son variados, habiendo autores que denotan la imanación con J. Para una
revisión detallada de este tema de unidades, ver Osete et al. (1985).
150
151
APÉNDICE II: Escala de tiempo geológico
152
153
APÉNDICE III: Glosario de términos y conceptos geológicos
Las fuentes bibliográficas utilizadas para la confección de este breve glosario son las siguientes,
con las abreviaturas empleadas:
· DOC: Diccionario Oxford-Complutense de Ciencias de la Tierra, Editorial Complutense, 2000.
· DJG: Diccionario de Geología de la serie de Ciencia y Tecnología, Grupo Editorial Jackson, 1989.
Aquí aparecen recogidos tanto aquellos términos empleados en las distintas secciones del
presente trabajo que consideramos merecen una reseña especial, como otros términos que, sin aparecer
en el trabajo, sí lo hacen en las definiciones de los primeros. Se hace así con la intención de que la
presente memoria resulte clara y autoexplicativa, sin necesidad de consultas exteriores excesivas.
- ANATEXIA: Fusión parcial o incompleta de una roca en respuesta a un incremento de la temperatura
(a presión constante) o a una caída de la presión (a temperatura constante). La fusión tiene lugar en los
bordes de grano, y el fundido resultante puede ser extraído del sistema rocoso parcialmente fundido o
puede permanecer en él. Algunos ejemplos típicos de anatexia pueden ser la generación de fundidos
graníticos por fusión parcial de rocas crustales alumínicas, y la generación de basaltos por fusión
parcial de peridotitas del manto. (DOC).
- CLIVAJE: Conjunto de discontinuidades en una roca, a lo largo de superficies próximas y paralelas
(el término se usa generalmente para rocas metamórficas) debidas al alineamiento de varios elementos
estructurales y mineralógicos durante el metamorfismo y la deformación, p.ej. en pizarras, donde el
clivaje está producido por el reordenamiento paralelo de los minerales planares. La fábrica inducida por
el clivaje generalmente produce una dirección preferente de anisotropía. El clivaje de las rocas puede
dividirse en dos grupos: a) clivaje continuo, p.ej. pizarrosidad en rocas de bajo grado (esquistosidad o
foliación en rocas metamórficas de medio o alto grado). Un clivaje continuo puede presentar la
sobreimposición de un clivaje de crenulación secundario si la roca ha estado sometida a una o varias
fases de deformación posteriores; b) clivaje espaciado, ya sea clivaje de crenulación debido al
microplegamiento de un clivaje continuo preexistente, o clivaje de fractura (esquistosidad de fractura)
producido por la formación de fracturación penetrativa. (DOC).
- DUNITA: Roca ígnea de grano grueso formada fundamentalmente por olivino. Fue descrita por
primera vez en la Cordillera Dun, Nueva Zelanda. (DOC).
- DUNITA (2): Roca intrusiva ultrabásica, constituida esencialmente por olivino con cantidades
accesorias de espinela y piroxeno. (DJG).
- ECLOGITA: Roca ígnea de grano grueso, muy rara, con una composición similar a la de un basalto,
excepto por la presencia de un raro piroxeno de color verde brillante, la onfacita, y de granates de color
rojo de composición almandino-piropo. Las eclogitas pueden ser basaltos metamorfizados por altas
temperaturas y presiones. (DOC).
154
- ESQUISTO: Roca de composición pelítica, de metamorfismo regional, que muestra una
esquistosidad. Los esquistos tienen un tamaño de grano más grande que las filitas, siendo éste mayor
que 1 mm. Los minerales que definen la esquistosidad pueden ser micas como la moscovita, la biotita
y/o cuarzos elongados, dependiendo de la composición y de la presión y temperatura de formación.
Cuando ígnea básica se metamorfiza da lugara un esquisto hornbléndico (anfibolita), a un esquisto
verde si tiene una fábrica planar o auna roca verde si no tiene fábrica planar. Entonces, en este último
contexto, “esquisto” se refiere a la fábrica y no al conjunto de toda la roca. (DOC).
- ESQUISTO VERDE: Roca de metamorfismo regional de bajo grado, que contiene abundante clorita
con albita, epidota y sericita, y carácterizada por una esquistosidad distintiva. Los esquistos verdes se
forman por el metamorfismo de rocas ígneas básicas; el componente clorítico proviene de los minerales
ferromagnesianos existentes en la roca original. La clorita produce el color verde a esta roca foliada; de
aquí su nombre “esquisto verde”. (DOC).
- FILITA: Roca metamórfica de bajo grado, de grano fino (menor de 0.1 mm), de composición pelítica
y con una esquistosidad bien desarrollada, que frecuentemente tiene brillo sedoso debido a la
orientación paralela de sus filosilicatos (p.ej. clorita, moscovita y sericita. (DOC).
- GNEIS: Término petrológico de carácter general que se aplica a rocas bandeadas de grano grueso
formadas durante metamorfismo regional de grado alto. El bandeado (bandeado gnéisico o foliación
gnéisica) es el resultado de la separación de los minerales oscuros (p.ej. biotita, hornblenda y
piroxenos) y de los minerales cuarzofeldespáticos claros. Una roca gnéisica puede ser descrita más
fielmente indicando su componente principal, p.ej. gneis biotítico, gneis hornbléndico o gneis pelítico.
(DOC).
- KIMBERLITA: Roca ígnea ultrabásica, potásica, brechificada, formada por megacristales de
olivino, enstatita, diópsido rico en cromo, flogopita, granate de tipo piropo-almandino e ilmenita rica en
magnesio, en una pasta de grano fino formada por serpentina, flogopita, carbonatos, perovskita y
clorita, en proporciones variadas. Las kimberlitas contienen abundantes xenolitos que provienen del
manto y, como tal, son extremadamente útiles para investigar la mineralogía y composición química de
éste. Muchos de los xenolitos proceden de zonas tan profundas que contienen minerales de alta presión,
siendo el más conocido el diamante, la forma de alta presión del carbono. Muchos de los megacristales
de enstatita, Cr-diópsido y granate es probable que provengan del manto superior a través del cual
asciende la kimberlita y, por tanto, deberían denominarse xenocristales. Cerca de la superficie las
kimberlitas forman grupos con forma de tubo denominados diatremas. Los trabajos en las minas
muestran cómo estas estructuras se agrupan en profundidad y se unen con diques de kimberlitas no
fragmentales. (DOC).
- KINZIGITA: Granulita félsica, rica en cuarzo y feldespato. Las granulitas son rocas metamórficas de
grano grueso, equigranular, que está compuesto por cuarzo, feldespato y los minerales
ferromagnesianos anhidros piroxeno y granate. Existe cierta confusión en el uso del término granulita,
y distintos autores lo utilizan con significado diferente. Como consecuencia es preferible denominar
“gneisses piroxénicos” a las granulitas básicas, ricas en los minerales ferromagnesianos ortopiroxeno y
clinopiroxeno, mientras que las granulitas ácidas ricas en cuarzo y feldespato se deben mencionar como
“gneisses charnokíticos”. Se piensa que este tipo de rocas se forman por metamorfismo de rocas de la
corteza profunda que han sufrido previamente deshidratación por eliminación de un fundido granítico
húmedo. (DOC).
155
- LHERZOLITA: Roca ultrabásica de grano grueso con dos piroxenos y olivino que tiene como
minerales esenciales olivino rico en Mg, clinopiroxeno cromo-magnésico (Cr-diópsido), ortopiroxeno
magnésico (enstatita) y granate o espinela; se suele encontrar como xenolito en basaltos y como un
componente de los cuerpos ultramáficos alpinos. El origen mantélico de muchas lherzolitas es puesto
de manifiesto por su textura metamórfica, su paragénesis de minerales de alta presión y su composición
ultrabásica. A partir de las evidencias de la petrología experimental, las lherzolitas se interpretan como
ejemplos de manto sin empobrecer (es decir, manto que no ha experimentado fusión parcial para
generar magmas basálticos). Este nombre proviene de la localidad tipo, en Lherz, Pirineos franceses.
(DOC).
- MIGMATITA: Roca mixta heterogénea de grano grueso formada por: a) un componente
metamórfico de alto grado con una textura gneísica; y b) un componente ígneo con una mineralogía
granítica y una textura foliada o no foliada. Las migmatita se encuentran en regiones metamórficas de
alto grado donde se puede observar a menudo en el campo una secuencia desde rocas metamórficas de
alto grado hasta cuerpos graníticos pasando por las migmatitas. El componente granítico se piensa que
se forma por fusión parcial de las rocas durante metamorfismo extremo. Las migmatitas pueden, por
tanto, registrar las etapas iniciales en la generación de grandes cuerpos de magma granítico y, de este
modo, podrían representar el límite de alta temperatura entre las rocas metamórficas y las rocas ígneas.
Las migmatitass tienen un aspecto atractivo, estando frecuentemente formadas por bandas irregulares o
retazos con colores contrastados, que varían desde casi blanco a gris oscuro; son usadas ampliamente
como piedras de construcción, y algunas veces se pulimentan para utilizarlas como piedras
ornamentales. (DOC).
- MILONITA: Roca producida en zonas de dislocación tectónica (zonas de falla o zonas de cizalla). El
aplastamiento y disgregación o cataclasis produce una roca que presenta una foliación a menudo
grosera, pero en ocasiones muy bien desarrollada, y que tiene un grano mucho más fino que su roca
precursora. La milonita está bien laminada y a menudo es dura. Existen distintos grados de
milonitización. El nombre literalmente significa “roca molida”, del griego mylon. (DOC).
- OFIOLITA (COMPLEJO OFIOLÍTICO): Secunacia de rocas que consiste en sedimentos de mar
profundo situadas sobre pillow lavas basálticas, diques, gabbros y peridotitas ultramáficas. Algunas
ofiolitas son restos de corteza oceánica y otras de corteza formada en cuencas de tipo intra-arco.
(DOC).
- OLIVINO: Importante grupo de minerales petrogenéticos, perteneciente a la subclase de los
nesosilicatos (silicatos con tetraedros aislados) y que forman una serie de solución sólida entre la
forsterita (Mg2SiO4) y la fayalita (Fe2SiO4); peso específico 3.22-4.39, aumentando con el contenido en
hierro; dureza 6-7; rómbico; normalmente verde oliva, aunque la forsterita puede ser blanca o
amarillenta y la fayalita parda o negra; raya blanca; brillo vítreo; los cristales son raros, en forma de
prismas cortos, normalmente como agregados granulares; exfoliación (010) pobre; aparece en rocas
ígneas pobres en sílice, como los basaltos, gabbros, troctolitas y peridotitas, y la forsterita también en
dolomías metamorfizadas; también en meteoritos y basaltos lunares; se altera fácilmente a serpentina
por procesos hidrotermales. Otros miembros del grupo son la monticellita (MgCaSiO4) y la
kirschteinita (FeCaSiO4). (DOC).
156
- PERIDOTITA: Roca ígnea ultrabásica de grano grueso, que tiene como minerales esenciales olivino
rico en magnesio acompañado por cantidades menores de otros ferromagnesianos, p. ej. ortopiroxenos
(enstatita-broncita), clinopiroxenos (cromodiópsido) y cromita, con o sin granate de tipo piropo. Las
peridotitas se encuentran como grandes cuerpos intrusivos bandeados, en complejos ofiolíticos y como
xenolitos enclavados en basaltos alcalinos y kimberlitas. Además de formarse por procesos de
cristalización fraccionada en cuerpos ígneos, su química mineral y su presencia como xenolitos en
kimberlitas sugieren que gran parte del manto de la Tierra, y por consiguiente de la masa de la Tierra,
es una peridotita. Los meteoritos están compuestos también en gran medida por peridotitas, lo que
sugiere que las peridotitas son probablemente la roca más común en el Sistema Solar. (DOC).
- PERIDOTITA (2): Roca intrusiva de composición ultrabásica, constituida esencialmente de olivino
(llamado también peridoto), acompañada en menor cantidad de piroxeno rómbico y monoclínico; según
las relaciones entre esos minerales, las peridotitas se distinen en dunitas, harburgitas, lherzolitas,
wherlitas y kimberlitas. Asociados a los cúmulos peridotíticos se encuentran yacimientos de cromo,
cobalto, niquel, platino y diamantes. La alteración y el metamorfismo de grado bajo de las peridotitas
las transforman en serpentina. (DJG).
- PIROXENO: Mineral, importante grupo de inosilicatos (silicatos en cadenas simples) que incluye
piroxenos rómbicos (ortopiroxenos) y piroxenos monoclínicos (clinopiroxenos), con la fórmula general
XYZ2O6, donde X puede ser Mg, Fe, Ca o Na; Y puede ser Mg, Fe2+, Fe3+ o Al; y Z puede ser Si con
cierta substitución por Al. Los principales ortopiroxenos son enstatita y ortoferrosilita; los principales
clinopiroxenos incluyen diópsido, hedenbergita, augita, pigeonita y jadeita, y también los piroxenos
alcalinos egirina y augita egirínica. Peso específico 3.0-3.5; dureza 5-6; colores variables, pero
generalmente verdes oscuros, marrones o negros; brillo vítreo; cristales prismáticos cortos o
columnares; exfoliación bien desarrollada; muy comunes tanto en rocas ígneas como en metamórficas.
(DOC).
- PLAGIOCLASA: Mineral, uno de los silicatos más importantes como formador de rocas, con una
fórmula general (Na,Ca) Al1-2 Si2-3 O8 . Hay una serie de solución sólida entre los téminos extremos
puros albita (NaAlSi3O8) y anortita (CaAl2Si2O8), y el porcentaje del término cálcico anortita es
utilizado para subdividir la serie en minerales individuales. Los diferentes términos de la serie no
pueden distinguirse entre sí en muestra de mano, pero en el microscopio sus ángulos de extinción
varían; esta es una proporción muy útil en su identificación, junto con la naturaleza del maclado
múltiple o polisintético, que es una propiedad característica y sirve para diferenciar las plagioclasas de
los feldespatos alcalinos. La exolución de feldespato potásico en plagioclasa es denominadaantipertita.
(DOC).
- PORFIROCLASTO: Fragmento mineral grande e intacto (clasto) que está rodeado por una matriz
de granos finos triturada generada durante el metamorfismo dinámico. Los porfiroclastos representan
un relicto de la roca original que no fue triturado durante el proceso de deformación. (DOC).
- PSEUDOMORFO: Mineral secundario o agregado de minerales secundarios (monomineral o
polimineral) que ha reemplazado un mineral más temprano conservando su morfología original. Por
ejemplo, un agregado de cristales de clorita que ha reemplazado a un cristal euhédrico de augita
preservando su morfología se dice que ha formado un pseudomorfo de augita. Otros ejemplos incluyen
cuarzo reemplazando o pseudmorfizando a fluorita, serpentina reemplazando a olivino y limonita
reemplazando a pirita, cuando la forma cúbica original ha sido preservada. (DOC).
157
- ROCA ULTRABÁSICA: Roca ígnea que está casi enteramente compuesta por ferromagnesianos,
que no tiene cuarzo libre y con un contenido total de sílice (SiO2) menor del 45%. “Ultramáfica” es un
sinónimo parcial. (DOC).
- SERPENTINA: Grupo de minerales pertenecientes al grupo de los filosilicatos (silicatos laminares)
1:1, de composición Mg6[Si4O10](OH)8 y que incluye a los minerales crisotilo (la variedad
asbestiforme), lizardita y antigorita; peso específico 2.55-2.60; dureza 2-3.5; monoclínico; el crisotilo
es fibroso, mientras que la lizardita y la antigorita aparecen como cristales tabulares o masivos; varios
tonos de verde, también marrón, blanco-grisáceo o amarillo; brillo graso a céreo, ocasionalmente
sedoso; se forma por la alteración de olivino y ortopiroxeno. Esta alteración se observa en rocas
ultramáficas o bien por la circulación de fluidos hidrotermales tardíos o bien por alteración durante el
metamorfismo, formándose primero crisotilo y alterándose después a antigorita; se encuentra en
oficalcitas, una roca con calcita y serpentina derivada de la dedolomitización de una dolomita silícea.
Se usa extensivamente como piedra ornamental y en fachadas de edificios; el crisotilo ha sido utilizado
como fuente comercial de asbestos de Thetford, Canadá. La lizardita se encuentra en la península de
Lizard, en Cornwall, Gran Bretaña. (DOC).
- SERPENTINITA: Roca de alteración formada desde un precursor ultrabásico por la interacción de
agua a baja temperatura. Este tipo de rocas son compactas, con coloración variable, y pueden tener un
valor ornamental considerable. Están formadas principalmente por silicatos magnésicos hidratados que
provienen de los primitivos olivinos y piroxenos. (DOC).
- SERPENTINIZACIÓN: Proceso por medio del cual los minerales ferromagnesianos de alta
temperatura de una roca ígnea experimentan alteración a un mineral del grupo de la serpentina. El
proceso se inicia por la introducción de agua a baja temperatura en el sistema rocoso; el agua actúa
como un catalizador para la reacción mediante la cual los minerales ferromagnesianos primarios de alta
temperatura se convierten en minerales secundarios de baja temperatura del grupo de la serpentina. La
serpentinización es muy común en las rocas ultrabásicas, especialmente en las que se encuentran en las
ofiolitas, donde toda la roca puede transformarse en minerales del grupo de la serpentina, formando una
serpentinita. Cuando la paragénesis original puede deducirse de los minerales relictos o texturas
pseudomorfas, el nombre del mineral original puede añadirse al nombre de la roca. Entonces una dunita
serpentinizada puede denominarse serpentinita olivínica. (DOC).
- TECTONITA: Roca deformada que presenta una fábrica mineral que forma una foliación o lineación
penetrativas o una combinación de ambas. (DOC).
- XENOCRISTAL: Un cristal en una roca ígnea, el cual no ha critalizado desde el fundido, sino que
ha sido introducido en éste desde una fuente externa, p.ej. desde las rocas encajantes o desde una zona
previamente cristalizada del mismo cuerpo rocoso. Los xenocristales, que están habitualmente en
desequilibrio con el fundido, contrastan con los fenocristales, que han cristalizado en equilibrio con el
fundido. (DOC).
- XENOLITO: Una inclusión o enclave de una roca preexistente en una roca ígnea. Los xenolitos
proceden frecuentemente de las rocas encajantes que han sido invadidas por la masa ígnea, y muestran
a menudo alguna evidencia de reacción, p.ej. bordes redondeados y metamorfismo. (DOC).
158
159
APÉNDICE IV: Gráficas de los ciclos de histéresis y curvas de
imanación/desimanación
Aquí se recogen todos los ciclos de histéresis medidos con los diferentes instrumentos, así
como las curvas de imanación y desimanación.
Medidas efectuadas con el VSM Micromag de Zürich
CO1
CO2
OJ3
160
OJ4
OJ5
OJ6
OJ7
161
PB9
PB10
PB11
PB12
162
PB13
PB14
PB15
163
Medidas efectuadas con el VSM Micromag de Scripps
En este caso sólo se midieron ciclos de histéresis. Igual que en las medidas de Zürich, las
gráficas de las diferentes muestras tienen escalas diferentes en sus ejes. Esto se hizo para permitir
una mejor visión de la región de interés de los ciclos.
CO1
OJ4
CO2
OJ5
OJ3
OJ6
164
OJ7
PB12
PB9
PB13
PB10
PB14
PB11
PB15
165
L2-8
L6-1
80-36
Las tres últimas gráficas corresponden a las muestras procedentes de ofiolitas de Cuba, ricas
en ferricromita.
Medidas efectuadas con el Coercivity Spectrometer de Madrid
En este caso se representan el ciclo de histéresis (color rojo) y las curvas de imanación
remanente y desimanación (negro) en la misma gráfica, colocando dos escalas en el eje y, una para
la imanación inducida, que aparece como Ji , y otra para la imanación remanente, Jr . Las unidades
empleadas en estas gráficas son también diferentes: todos los parámetros vienen dados en el sistema
CGS. Es decir, el campo magnético H viene dado en Oersted y las imanaciones en emu/g. Basta
recordar que 10 Oe equivalen a 1 mT y que 1 emu/g es igual a 1 A m2 kg-1. Esto se ha hecho así
porque el instrumento de medida trabaja en unidades CGS y se han empleado las gráficas
proporcionadas por el software de manejo del aparato. Se puede observar también en las gráficas
que el instrumento mide únicamente los puntos correspondientes a la curva de primera imanación
(H aumenta desde cero hasta el máximo, que son 0.5 T) y la curva de desimanación (H disminuye
desde el valor máximo a cero y luego aumenta en sentido negativo hasta el máximo). Los ciclos no
aparecen, por tanto, completos, pero se pueden reconstruir mentalmente prolongándolos
simétricamente.
166
CO1.13A
OJ5.12C
OJ3.02B
OJ6.12B
OJ4.08C
OJ7.03B
167
PB9.09C
PB10.07B
PB11.08A
PB12.08B
PB13.03B
PB14.07B
168
169
APÉNDICE V: Gráficas de las curvas de Curie
Aquí se recogen todas las curvas de Curie medidas. Se representa la imanación de saturación
normalizada (por el valor a temperatura ambiente antes de calentar) frente a la temperatura en
grados centígrados.
Medidas efectuadas en Scripps
Curva de Curie para OJ4 (Scripps)
1,4
1,2
Calentamiento
1
Enfriamiento
M/M0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temperatura (ºC)
Curva de Curie para PB12 (Scripps)
1,6
1,4
Calentamiento
1,2
Enfriamiento
M/M0
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
-0,2
0
100
200
300
400
500
Temperatura (º C)
600
700
800
170
Curva de Curie para PB15 (Scripps)
2,5
Calentamiento
2
Enfriamiento
M/M0
1,5
1
0,5
0
-0,5
0
200
400
600
800
Temperatura (º C)
Curva de Curie para L2-8 (ofiolita con ferricromita, Scripps)
1,2
1
Calentamiento
M/M 0
0,8
Enfriamiento
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temperatura (º C)
Curva de Curie para L6-1 (ofiolita con ferricromita, Scripps)
1,8
M/M0
1,6
1,4
Calentamiento
1,2
Enfriamiento
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
Temperatura (º C)
500
600
700
800
171
Curva de Curie para 80-36 (ofiolita con ferricromita, Scripps)
1,2
1
Calentamiento
M/M0
0,8
Enfriamiento
0,6
0,4
0,2
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temperatura (º C)
Medidas efectuadas en Utrecht
CO1.05A
OJ3.02A
OJ5.02B
OJ6.03A
172
OJ7.05A
PB9.08C
PB13.09A
PB14.06A
173
APÉNDICE VI: Gráficas de adquisición de la IRM
Aquí se recogen las curvas de adquisición de la IRM obtenidas tanto de muestras frescas (que
no habían recibido ningún tratamiento anterior), como de muestras que previamiente habían sido
desimanadas térmicamente, es decir, calentadas hasta 700º C. Aparece una gráfica para cada sitio
muestreado, donde se ven los datos de todas las muestras de ese sitio cuya IRM ha sido investigada. Al
lado aparece otra gráfica donde se dibuja el gradiente normalizado de las curvas anteriores. Este
gradiente no es más que la pendiente de los segmentos que unen dos puntos consecutivos de las curvas
(una vez normalizadas), situada a mitad de camino entre esos puntos. El código de colores es el mismo
que en la gráfica de adquisición de IRM adyacente: negro para muestras frecas, rojo y azul para las
precalentadas.
OJ3
OJ4
174
OJ5
OJ6
OJ7
PB9
175
PB10
PB11
PB12
PB13
176
PB15
CO1
CO2
177
APÉNDICE VII: Gráficas de la desimanación térmica de la IRM
Aquí se recogen todas las gráficas de la desimanación térmica de la IRM. Ésta se imprimió,
como se ha comentado en la parte de metodología, en tre ejes perpendiculares; en uno de ellos se
aplicó un campo de 2 T (curvas negras de las gráficas), en otro un campo de 0.4 T (curvas rojas) y
en el tercero un campo de 0.12 T (curvas azules). Aquí se representa una curva con la caida de la
imanación con la temperatura para cada uno de esos ejes. Aparecen tanto las curvas con su
intensidad (gráficas de la izquierda), como normalizadas por su valor máximo (gráficas de la
derecha). Así, se puede obtener información de la intensidad de cada eje y también se pueden
comparar las formas de las curvas.
178
179
180
181
APÉNDICE VIII: Proyecciones polares de la NRM
Se recogen aquí las proyecciones polares (de Lambert, áreas iguales) de las direcciones de la
NRM de todas las muestras, separadas por sitios. Se muestran sólo las direcciones sin corrección
tectónica, porque para las muestras del mismo sitio se aplica la misma corrección tectónica (la
debida al bandeado composicional), con lo que no habrá cambios en el agrupamiento dentro de cada
sitio, sólo al compararlos entre sí. Aparecen también las medias de las direcciones de cada sitio y el
valor de α95 correspondiente, en forma de círculo de confianza. Las direcciones normales se
representan como círculos negros y las inversas por círculos blancos.
CO2NRM
182
183
184
185
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