8 Horizontal (east) gravitational perturbation 1

Reversed horizontal (east) gravity-induced inertial acceleration sp

Figure 1.9 – Perturbation élasto-gravitationnelle en milieu infini homogène. Les perturbations

gravita-tionnelles ∇φ1 (courbes oranges) et accélérations inertielles induites par gravité −¨sp (courbes noires, signes inversés) sont induites par le tremblement de terre de M9.1 Tohoku à la station KA. L’enregistrement qui résulte de la différence des deux termes est nul, en accord avec la théorie.

Ces oscillations proviennent de la coupure dans la somme de modes propres, qui en théorie devrait être infinie. Il n’est donc pas possible de simuler directement l’accélération induite par gravité à partir de l’équation (1.46) et de l’opérateur approprié.

Nous devons donc suivre une approche voisine de celle proposée parVallée et al.(2017), qui consiste ici en seulement deux étapes. Nous définissons tout d’abord une grille hémisphé-rique de sources secondaires, centrée sur le point d’observation et décrite en figure1.7(b). Chaque point de cette grille est excité à distance par une perturbation gravitationnelle ∇φ₁ en provenance de la rupture. Chaque point ainsi excité émet à son tour des ondes élastiques en direction du point d’observation, qui arriveront avant l’onde P directe à la station. La somme de toutes ces contributions élastiques constitue le terme d’accélération inertielle induite par gravité ¨sP.

1.4.4 Annulation de la réponse élasto-gravitationnelle en milieu infini

Afin de valider la simulation en deux temps de l’accélération induite par gravité, nous pro-posons de simuler à la fois la perturbation gravitationnelle ∇φ1et l’accélération induite ¨sP

dans un milieu homogène infini. En effet, dans cette géométrie particulière, l’accélération induite par gravité compense parfaitement la perturbation gravitationnelle avant l’arrivée

0 1 2 3

(m

/s

) ^x

1e

8

Vertical gravitational perturbation 1 : mode summation Vertical gravitational perturbation ₁ : analytical solution

2 1 0 1

(m

/s

) ^x

1e

9

Time after initiation of the rupture (seconds)

0.0 0.5 1.0

(m

/s

) ^x

1e

9

Figure 1.10 – Perturbation gravitationnelle verticale induite par le tremblement de terre de Tohoku

à la station INU, (haut) en milieu infini homogène, (milieu) dans le modèle sphérique homogène non

auto-gravitant et (bas) dans le modèle PREM auto-auto-gravitant. Les courbes oranges sont calculées par somme de modes propres. Les courbes noires sont estimées à l’aide des formules analytiques développées dansHarms et al.

(2015) etHarms (2016). Les sismogrammes sont coupés à l’arrivée de l’onde P, variable selon les modèles considérés.

des ondes sismiques. Cette géométrie de modèle est donc particulièrement adaptée pour évaluer la convergence des simulations numériques. La démonstration théorique de cette annulation est accessible dans les matériels supplémentaires deVallée et al. (2017), ainsi qu’en annexeA.1.

Afin de reproduire un milieu infini avec une approche en modes propres - qui décrit intrin-sèquement les mouvements d’une sphère de dimension finie - , nous proposons d’enfouir à 1000 km de profondeur dans la sphère homogène la source et la station, sans modifier leurs latitudes et longitudes, de telle sorte ques les ondes sismiques n’aient pas le temps d’atteindre la surface libre de la sphère. La compensation des termes élasto-gravitationnels est illustrée en figure1.9 à la station KA, suite au tremblement de terre de Tohoku.

1.5 Discussion

Le bon accord existant entre la solution analytique en milieu infini et le sismogramme obtenu par somme de modes propres est présenté en figure 1.10. Cependant, l’approxi-mation de milieu infini surestime la perturbation gravitationnelle ∇φ1, et une géométrie

de modèle plus complète, présentant notamment une surface libre, doit être considérée pour modéliser correctement la perturbation quelques secondes avant l’arrivée de l’onde de compression. La solution analytique en demi-espace homogène présente des similarités avec le sismogramme obtenu par somme de modes propres dans la sphère homogène (fi-gure 1.10). Ces géométries permettent la propagation d’ondes réfléchies par une surface libre, les formes et amplitudes des solutions diffèrent donc de façon significative des so-lutions en milieu infini. Le calcul de perturbations dans des milieux stratifiés tels que le modèle PREM permet de simuler des fronts d’onde et temps d’arrivée réalistes.

La perturbation gravitationnelle verticale ∇φ1simulée en surface du modèle PREM 150 se-condes après l’initiation du tremblement de terre de Tohoku est illustrée en figure1.11. Les stations situées dans le secteur dilaté par l’onde P (∼ le long de l’azimut de la station MDJ) enregistrent une forte perturbation gravitationnelle au devant du front d’onde sismique. Quelques secondes avant l’arrivée de l’onde P, ces stations enregistrent une perturbation d’autant plus forte qu’elles sont situées à distance régionale de la zone de rupture, l’ano-malie de densité ayant alors été alimentée par la rupture grandissante et la propagation des ondes dans le milieu. Ces stations sont donc particulièrement indiquées pour la détec-tion de perturbadétec-tions élasto-gravitadétec-tionnelles, comme souligné par l’analyse de données de Vallée et al.(2017).

Des coupes en profondeur du champ de divergence et de la perturbation gravitationnelle verticale sont réalisées dans la sphère homogène, le long de l’azimut de la station MDJ (figure1.12). Quelques secondes après l’initiation de la rupture, les stations situées en direc-tion de la stadirec-tion MDJ enregistrent une perturbadirec-tion gravitadirec-tionnelle négative, engendrée par du matériel comprimé sous la zone du rupture. Ces roches comprimées sont situées plus en profondeur que les roches situées dans le quadrant dilaté, et contribuent donc plus à la perturbation de gravité par projection sur l’axe vertical de l’instrument. Lorsque le front d’onde P dilatant se rapproche, le matériel dilaté est progressivement rapproché du point d’observation, et l’efficacité de sa projection sur l’axe vertical de l’instrument augmente. La perturbation gravitationnelle devient donc progressivement négative. Les perturbations élasto-gravitationnelles verticales enregistrées aux stations KA et MDJ sont présentées en figure1.13. Les termes couplés au champ gravitationnel statique (pertur-bation de masse en surface + anomalie à l’air libre) sont bien négligeables. L’accélération inertielle induite par gravité réduit l’amplitude de la perturbation totale dans les pre-mières secondes de la rupture, ainsi que l’a supposé Heaton (communication personnelle). Cependant, cet effet de compensation, effectif jusqu’à l’arrivée des ondes sismiques en mi-lieu infini, n’est plus valide à la surface libre et une perturbation élasto-gravitationnelle surgit bien avant l’arrivée des ondes à la station. L’évolution de la perturbation élasto-gravitationnelle complète diffère de la seule perturbation élasto-gravitationnelle ∇φ1, il est donc important de simuler les deux composantes de la perturbation.

Les perturbations gravitationnelles horizontales sont illustrées en annexeA.2. L’amplitude des perturbations à l’arrivée de l’onde P est comparable sur les trois composantes. Cepen-dant, les enregistrements horizontaux, plus sensibles aux variations de tilt du sol, sont en pratique plus bruités que l’enregistrement vertical. Une détection de perturbation élasto-gravitationnelle sur des composantes horizontales devrait donc se révéler plus ardue, mais mérite d’être tentée.