Rhéologie du manteau terrestre

Les mécanismes de déformation du manteau. Les trois types de comportement des

matériaux que nous avons détaillés sont le comportement élastique, le comportement plastique et le comportement visqueux (Partie 1.1.3). Les propriétés rhéologiques du manteau lithosphérique et du manteau dans son ensemble sont encore peu contraintes. Malgré cela, des études portent sur la déformation d’ophiolites, de xénolites mantel- liques (Polynésie française, Tommasi et al., 2004), sur des expériences de déformations à des températures et pressions variées (Zhang & Karato, 1995). Ces expérimentations ont permis de mettre en évidence la déformation visco-plastique du manteau sous- crustal. Nous considérerons donc le manteau comme un solide visco-plastique dans nos modèles numériques. Un tel solide présente des déformations permanentes après cessation des solicitations et un écoulement de fluage fonction du temps sous sollicita- tion. Les limites de déformation de la lithosphère terrestre sont étudiées au travers de déformations des roches (Brace & Kohlstedt, 1980; Kohlstedt & Weathers, 1980) (De- mouchy et al., 2013) ou de modèles de déformation plus globaux (Flesch & Bendick, 2012). La mémoire rhéologique des roches est aussi très utile pour comprendre les li- mites de déformation : par exemple, la propagation d’un rift a tendance à suivre un tissu orogénique préexistant, réactivant des structures lithosphériques anciennes. De plus, la conservation d’orientations préférentielles de cristaux d’olivine dans le man- teau peut induire une anisotropie mécanique à grande échelle du manteau lithosphé- rique (Tommasi & Vauchez, 2001). Ces études nous apportent des données avec des incertitudes plus ou moins importantes sur les paramètres qui seront nécessaires à la convection dans les modèles (cf. Partie 1.2 modèles).

La rhéologie du manteau est très complexe. Elle est toujours étudiée car les différents mécanismes de déformation dépendent du temps, de la température, de la vitesse de déformation, de la pression et de la taille des grains (Frost & Ashby, 1982; Linckens et al., 2011). Or ni ces propriétés, ni la structure du manteau sont connues (Figure 2.2). De combreuses approximations seront donc nécessaire afin de modéliser la composi- tion et la dynamique mantellique. Dans cette étude, nous considérons le manteau de

manière globale sur des échelles de temps correspondant à des réarrangements tecto- niques. Cette précision est importante car le manteau a une rhéologie viscoplastique (son seuil de plasticité est faible) c’est à dire que la déformation dépend du temps d’application des contraintes. Les ondes sismiques, par exemple, se propagent grâce à la réponse élastique de la roche alors que la convection et les mouvements des plaques induisent une déformation plastique. Ces deux régimes ont des échelles de temps dif- férentes défini par le temps de Maxwell (Peltier, 1974).

T m = η

μ (2.1)

Avec η la déformation visqueuse et μ la déformation élastique. Le temps de Maxwell

est de 300 ans pour un manteau de 1021Pa s et une rigidité de 100 GPa alors qu’il est

de 30 millions d’années pour la lithosphère. Dans cette thèse, nous traitons de phéno- mènes induits par la tectonique des plaques pour lesquels les échelles de temps sont au minimum du million d’années.

Le profil de viscosité du manteau terrestre. Le profil de viscosité de la Terre a été dé-

duit de deux manières différentes. Tout d’abord grâce à l’étude du rebond isostatique post-glaciaire (Rubincam, 1984; Mitrovica & Forte, 1997, 2004; Schubert et al., 2001 ; Figure 2.2). La fonte des glaces entraine une décharge de la lithosphère et permet sa relaxation. De ce fait, il y a un retour à l’équilibre isostatique de la lithosphère par fluage visqueux du manteau supérieur sous jacent. En effet, l’impact du manteau infé- rieur entre peut en compte dans ce calcul. La vitesse de retour à l’équilibre isostatique permet une estimation du profil de viscosité. La deuxième technique se fait par mo- délisation du géoïde (Hager & Clayton, 1989; Ricard et al., 1993 ; Figure 2.2) qui est la surface équipotentielle de gravité correspondant au niveau des océans. Les anomalies gravitationnelles déduites du Géoïde sont corrélées avec (1) la topographie et densités de la croute et (2) les mouvements de densité dans le manteau inférieur.

FIGURE2.2 – Estimations de la viscosité du manteau grâce aux A. prédic-

tions du géoïde et B. à des signatures du rebond post-glaciaire (Kaufmann & Lambeck, 2000).

5 × 1020_{Pa s dans le manteau supérieur et 1 × 10}22_{Pa s à 3 × 10}22_{Pa s dans le man-}

teau inférieur (Kaufmann & Lambeck, 2000 ; Figure 2.2). Ce manteau terrestre est plus

dense que la lithosphère (3250 kg/m3). En effet, la masse volumique mantellique va-

rie de 3000 kg/m3 à 6000 kg/m3 avec la profondeur et la pression qui varie de 1 GPa à

130 GPa. Les études rhéologiques expérimentales couplées aux précédentes observa- tions géophysiques (Peltier 1998, Figure 2.2) ont ensuite permis de préciser la viscosité

de l’asthénosphère entre 1019Pa s à 1021Pa s et celle du manteau inférieur de 1022Pa s à

1024_{Pa s (valeurs tirées de la revue de King 2016). En effet, le viscosité peut être estimée}

simplement grâce à :

η = σ

2 ˙ε (2.2)

Avec η la viscosité, ˙ε le taux de déformation et σ la contrainte.

Le profil de viscosité de la Terre est toujours débattu et ne cesse d’être amélioré. Il est dépendant de la structure de la lithosphère qui est très hétérogène sur Terre (Fi- gure 2.3).

Le régime de convection du manteau terrestre devrait être un couvercle stagnant en surface si sa viscosité dépendait uniquement de la température et de la pression et n’était pas régi en surface par un comportement plastique. Il est donc impossible de découpler la rhéologie du manteau de celle de la lithosphère. Preuve en est que la dé- formation de surface permet d’estimer la viscosité du manteau profond (Ricard et al., 1984; Hager, 1984; Ricard et al., 1993 ; Figure 2.2).