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Couche D″

zone géologique profonde de la Terre

La couche D″ (prononcé « D seconde ») est la partie la plus profonde du manteau de la Terre, située immédiatement au-dessus de la limite noyau-manteau, vers 2 900 km de profondeur. Épaisse de 200 à 300 km, elle se distingue du reste du manteau inférieur par de fortes hétérogénéités latérales de vitesse des ondes sismiques, par une anisotropie sismique marquée et, en de nombreux endroits, par une discontinuité de vitesse à son sommet.

Structure interne de la Terre :
1. Croûte continentale
2. Croûte océanique
3. Manteau supérieur (ou Asthénosphère)
4. Manteau inférieur (ou Mésosphère)
5. Noyau externe
6. Noyau interne (ou graine)
A. Discontinuité de Mohorovičić
B. Discontinuité de Gutenberg
C. Discontinuité de Lehmann
La couche D″ occupe les quelques centaines de kilomètres du manteau inférieur (4) situés immédiatement au-dessus de la limite noyau-manteau (B). Elle n'est pas figurée sur ce schéma (voir la section « Rôle géodynamique »).

Son nom provient de la nomenclature alphabétique des enveloppes terrestres établie par le sismologue Keith Bullen dans les années 1940. La discontinuité qui la coiffe a été caractérisée en 1983 par Thorne Lay (en) et Donald V. Helmberger (en), mais son origine est restée inexpliquée pendant deux décennies. La découverte en 2004 de la post-pérovskite, phase de très haute pression du silicate de magnésium MgSiO3, en a fourni une explication minéralogique. Cette transition de phase ne rend toutefois pas compte de l'ensemble des observations, et la couche D″ est aujourd'hui considérée comme hétérogène à la fois thermiquement et chimiquement.

Couche limite thermique entre le noyau métallique et le manteau silicaté, la couche D″ contrôle le flux de chaleur sortant du noyau et joue un rôle central dans la convection mantellique ainsi que dans la genèse des panaches mantelliques à l'origine des points chauds.

Dénomination et historique

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Origine du nom

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La lettre D provient du système de désignation des enveloppes terrestres proposé par Keith Edward Bullen, qui étiquetait les couches de A à G depuis la croûte (A) jusqu'à la graine (G), la lettre D correspondant à l'ensemble du manteau inférieur[1]. En 1949, Bullen constate que cette couche D se subdivise en deux domaines aux propriétés distinctes. La partie supérieure, épaisse d'environ 1 800 km, est renommée D′, et les quelque 200 km inférieurs D″[1].

Le nom, purement conventionnel, a été conservé malgré l'abandon du reste de la nomenclature de Bullen.

Mise en évidence de la discontinuité

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En 1983, Thorne Lay et Donald Helmberger identifient, par modélisation de triplications d'ondes S, une discontinuité de vitesse sismique au sommet de la couche, quelques centaines de kilomètres au-dessus de la limite noyau-manteau[2]. Cette discontinuité, dite discontinuité D″, a d'abord été attribuée à un contraste de composition chimique entre le manteau inférieur et la couche D″[3].

À la fin des années 1990, Sidorin et ses collaborateurs proposent une autre explication en combinant modélisation dynamique et observations sismiques. Ils invoquent une transition de phase minéralogique encore inconnue, de pente de Clapeyron positive de l'ordre de 6 MPa·K-1, située environ 150 km au-dessus de la limite noyau-manteau[4]. L'hypothèse restait alors sans candidat minéralogique identifié.

Un analogue structural

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Une observation de 2004 donne du crédit à cette piste. L'équipe de Shigeaki Ono montre que l'hématite Fe2O3, qui adopte successivement les structures du corindon puis de la pérovskite à mesure que la pression augmente, se transforme au-delà de 50 GPa en une phase de type CaIrO3[5]. Fe2O3 se comportant comme un analogue de MgSiO3 face à la pression, cette séquence suggérait qu'une transformation comparable devait exister pour le silicate de magnésium[3].

Localisation et géométrie

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La limite noyau-manteau se situe à 2 891 km de profondeur dans le modèle PREM[6]. La discontinuité D″ est détectée aux alentours de 2 600 à 2 700 km, soit des pressions de 119 à 125 GPa[3].

La topographie de cette discontinuité est importante, avec des variations de 10 à 100 km, et l'épaisseur de la couche varie latéralement entre 200 et 300 km[3]. La discontinuité n'est d'ailleurs pas observée partout. Elle est bien mieux détectée à l'aplomb de l'Amérique centrale et de la mer des Caraïbes, du Pacifique central et de l'Atlantique sud qu'ailleurs[3].

Propriétés sismiques

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Discontinuité de vitesse

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Le franchissement de la discontinuité D″ s'accompagne d'une accélération des ondes sismiques de 2,5 à 3,0 %, aussi bien pour les ondes P que pour les ondes S. Elle est toutefois nettement moins souvent détectée pour les ondes P[3].

Anisotropie

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La couche D″ présente une anisotropie sismique. Les ondes de cisaillement polarisées horizontalement (SH) s'y propagent plus vite que celles polarisées verticalement (SV), avec un écart de vitesse de l'ordre de 1 à 3 %[3]. Une anisotropie radiale de ce type a été rapportée dans de nombreuses régions où la vitesse de cisaillement est élevée, notamment sous l'Alaska, les Caraïbes, l'océan Indien et la Sibérie[7].

La mesure de cette anisotropie repose sur l'écart d'arrivée entre phases S polarisées différemment. Des simulations de formes d'onde ont montré qu'un tel écart peut également apparaître dans des modèles purement isotropes, du fait de la triplication des ondes S dans D″ ou d'hétérogénéités tridimensionnelles, ce qui invite à la prudence dans l'interprétation d'une partie des observations[7].

Zones à très faible vitesse

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Localement, à la base même de la couche, des zone à très faible vitesse (en) (ULVZ, pour ultra-low velocity zone) présentent des chutes de vitesse sismique de plusieurs dizaines de pour cent sur quelques kilomètres à quelques dizaines de kilomètres d'épaisseur. Leur origine est généralement attribuée à une fusion partielle ou à un enrichissement en fer[8],[9].

Provinces à faible vitesse de cisaillement

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À plus grande échelle, la tomographie sismique révèle deux vastes structures à faible vitesse des ondes de cisaillement, les provinces à faible vitesse de cisaillement (en) (LLSVP), situées sous l'Afrique et sous le Pacifique central. Elles s'élèvent sur plusieurs centaines de kilomètres au-dessus de la limite noyau-manteau et occupent une part substantielle de la région D″[9].

Ces structures ne peuvent être expliquées par la seule température. Leur signature sismique, en particulier l'anticorrélation entre vitesse des ondes de cisaillement et vitesse de compression, implique une composition distincte de celle du manteau environnant. Elles sont généralement interprétées comme des accumulations thermochimiques, dont l'origine est discutée. Les hypothèses avancées vont de l'accumulation de croûte océanique subduite à la persistance d'un réservoir primitif hérité de la différenciation précoce de la Terre[9],[10].

Minéralogie : la transition post-pérovskite

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Découverte

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Structure de la post-pérovskite projetée dans le plan (b,c), montrant l'alternance de feuillets d'octaèdres SiO6 perpendiculaires à l'axe b.

En 2004, deux équipes mettent en évidence de façon quasi simultanée une phase de plus haute pression que la bridgmanite, le silicate de magnésium (Mg,Fe)SiO3 qui constitue l'essentiel du manteau inférieur. Cette nouvelle phase est baptisée post-pérovskite. Les publications de l'époque désignent encore la bridgmanite sous le nom de « MgSiO3-pérovskite », le minéral n'ayant reçu son nom officiel qu'en 2014[11].

L'équipe de Motohiko Murakami et Kei Hirose, au Tokyo Institute of Technology, la synthétise expérimentalement en cellule à enclumes de diamant chauffée par laser. Un échantillon amorphe de MgSiO3 porté à 127-134 GPa et 2 500-2 600 K voit apparaître en diffraction X de nouveaux pics, au détriment de ceux de la phase pérovskite[12]. Parallèlement, l'équipe d'Artem Oganov à l'ETH Zurich en prédit l'existence par calculs ab initio avant de la vérifier expérimentalement[13].

La post-pérovskite est un minéral orthorhombique de groupe d'espace Cmcm, isostructural du composé synthétique CaIrO3[12].

Stabilité et pente de Clapeyron

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La transition bridgmanite vers post-pérovskite possède une pente de Clapeyron positive, estimée entre 4 et 12 MPa·K-1 selon les études, les écarts provenant en grande partie du calibrant de pression employé[14],[15]. Ce signe et cet ordre de grandeur vont dans le sens de la transition postulée par Sidorin[3].

Une pente de Clapeyron fortement positive implique que la profondeur de la transition varie fortement avec la température locale. Hernlund et ses collaborateurs ont montré en 2005 que le géotherme peut recouper deux fois la courbe de transition, produisant en descendant la séquence bridgmanite, puis post-pérovskite, puis de nouveau bridgmanite à l'approche du noyau, où la température remonte brutalement[16]. La phase dominante à la base du manteau change donc latéralement. L'arrivée d'une plaque plongeante abaisse localement la température et remonte la transition, tandis que la post-pérovskite peut être absente sous un panache ascendant[3].

Cette configuration en lentille de post-pérovskite a été mise en évidence sous le Pacifique central[17].

Explication des observations sismiques

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Les calculs d'élasticité montrent que la transition augmente sensiblement la vitesse des ondes S, alors que celle des ondes P est très peu modifiée, ce qui rend compte du fait que la discontinuité D″ soit plus souvent détectée sur les ondes S[3],[18].

L'amplitude prédite reste cependant inférieure aux sauts de vitesse observés, ce qui a conduit à invoquer une orientation préférentielle des cristaux. Le plan de glissement responsable de cette orientation fait l'objet d'un débat. Des observations en microscopie électronique en transmission menées sur CaIrO3, pris comme analogue, indiquent un alignement du plan (010) parallèlement à la déformation, configuration dans laquelle les ondes SH deviennent 3 à 4 % plus rapides que les SV[19]. Des expériences de déformation menées directement sur de la post-pérovskite ferrifère, en cellule à enclumes de diamant et aux conditions de pression et de température de D″, concluent au contraire à une texture intrinsèque (001), suffisante elle aussi pour rendre compte de l'anisotropie observée[20].

Rôle géodynamique

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Schéma de la structure du manteau profond. La couche D″ (D″ layer) surmonte le noyau (core) ; un superpanache (superplume) en prend naissance et traverse le manteau inférieur (lower mantle), où figure également une seconde zone à faible vitesse (2nd LVZ), avant d'alimenter des panaches dans le manteau supérieur (upper mantle).

La couche D″ constitue la couche limite thermique inférieure de la convection mantellique, à l'interface avec le noyau externe liquide, dont la température est très supérieure à celle du manteau sus-jacent. Le cisaillement imposé par la convection y produit une déformation horizontale importante, qui oriente les minéraux[3].

C'est à travers cette couche que s'évacue la chaleur du noyau. Le flux thermique à la limite noyau-manteau conditionne la vigueur de la convection dans le noyau externe, donc le fonctionnement de la géodynamo et la croissance de la graine. Sa valeur reste mal contrainte, et les propriétés de D″ comptent parmi les principales sources d'incertitude[21].

La transition post-pérovskite étant exothermique, des simulations numériques ont montré qu'elle déstabilise cette couche limite et favorise la formation de panaches. Ces modèles produisent toutefois plutôt des champs de petits panaches que les vastes structures observées sous le Pacifique central et l'Afrique[22].

Enfin, la forte augmentation de température à l'approche du noyau peut conduire à une fusion partielle du matériel mantellique, invoquée pour expliquer les zones à très faible vitesse[3],[8].

Notes et références

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  1. 1 2 (en) Keith Edward Bullen, « Compressibility-pressure hypothesis and the Earth's interior », Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, Geophysical Supplement, vol. 5, no 9,‎ , p. 355-368.
  2. ↑ (en) Thorne Lay et Donald V. Helmberger, « A lower mantle S-wave triplication and the shear velocity structure of D″ », Geophysical Journal of the Royal Astronomical Society, vol. 75, no 3,‎ , p. 799-837 (DOI 10.1111/j.1365-246X.1983.tb05010.x).
  3. 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 Tristan Ferroir et Olivier Dequincey, « La post-perovskite, un minéral de très haute pression », sur Planet-Terre, ENS de Lyon, (consulté le ).
  4. ↑ (en) Igor Sidorin, Michael Gurnis et Donald V. Helmberger, « Evidence for a ubiquitous seismic discontinuity at the base of the mantle », Science, vol. 286, no 5443,‎ , p. 1326-1331 (DOI 10.1126/science.286.5443.1326).
  5. ↑ (en) Shigeaki Ono, Takumi Kikegawa et Yasuo Ohishi, « High-pressure phase transition of hematite, Fe2O3 », Journal of Physics and Chemistry of Solids, vol. 65, no 8,‎ , p. 1527-1530 (DOI 10.1016/j.jpcs.2003.11.042).
  6. ↑ (en) Adam M. Dziewonski et Don L. Anderson, « Preliminary reference Earth model », Physics of the Earth and Planetary Interiors, vol. 25, no 4,‎ , p. 297-356 (DOI 10.1016/0031-9201(81)90046-7).
  7. 1 2 (en) Laura Parisi, Ana M. G. Ferreira et Jeroen Ritsema, « Apparent splitting of S waves propagating through an isotropic lowermost mantle », Journal of Geophysical Research: Solid Earth, vol. 123, no 5,‎ , p. 3909-3922 (DOI 10.1002/2017JB014394).
  8. 1 2 (en) Quentin Williams et Edward J. Garnero, « Seismic evidence for partial melt at the base of Earth's mantle », Science, vol. 273, no 5281,‎ , p. 1528-1530 (DOI 10.1126/science.273.5281.1528).
  9. 1 2 3 (en) Allen K. McNamara, « A review of large low shear velocity provinces and ultra low velocity zones », Tectonophysics, vol. 760,‎ , p. 199-220 (DOI 10.1016/j.tecto.2018.04.015).
  10. ↑ (en) Frédéric Deschamps, Laura Cobden et Paul J. Tackley, « The primitive nature of large low shear-wave velocity provinces », Earth and Planetary Science Letters, vol. 349-350,‎ , p. 198-208 (DOI 10.1016/j.epsl.2012.07.012).
  11. ↑ (en) Oliver Tschauner, Chi Ma, John R. Beckett et al., « Discovery of bridgmanite, the most abundant mineral in Earth, in a shocked meteorite », Science, vol. 346, no 6213,‎ , p. 1100-1102 (DOI 10.1126/science.1259369).
  12. 1 2 (en) Motohiko Murakami, Kei Hirose, Katsuyuki Kawamura, Nagayoshi Sata et Yasuo Ohishi, « Post-perovskite phase transition in MgSiO3 », Science, vol. 304, no 5672,‎ , p. 855-858 (DOI 10.1126/science.1095932).
  13. ↑ (en) Artem R. Oganov et Shigeaki Ono, « Theoretical and experimental evidence for a post-perovskite phase of MgSiO3 in Earth's D″ layer », Nature, vol. 430, no 6998,‎ , p. 445-448 (DOI 10.1038/nature02701).
  14. ↑ (en) Kei Hirose et Yoshiyuki Fujita, « Clapeyron slope of the post-perovskite phase transition in CaIrO3 », Geophysical Research Letters, vol. 32, no 13,‎ , p. L13313 (DOI 10.1029/2005GL023219).
  15. ↑ (en) John W. Hernlund et Stéphane Labrosse, « Geophysically consistent values of the perovskite to post-perovskite transition Clapeyron slope », Geophysical Research Letters, vol. 34, no 5,‎ , p. L05309 (DOI 10.1029/2006GL028961).
  16. ↑ (en) John W. Hernlund, Christine Thomas et Paul J. Tackley, « A doubling of the post-perovskite phase boundary and structure of the Earth's lowermost mantle », Nature, vol. 434, no 7035,‎ , p. 882-886 (DOI 10.1038/nature03472).
  17. ↑ (en) Thorne Lay, John Hernlund, Edward J. Garnero et Michael S. Thorne, « A post-perovskite lens and D″ heat flux beneath the central Pacific », Science, vol. 314, no 5803,‎ , p. 1272-1276 (DOI 10.1126/science.1133280).
  18. ↑ (en) Motohiko Murakami, Stanislav V. Sinogeikin, Jay D. Bass, Nagayoshi Sata, Yasuo Ohishi et Kei Hirose, « Sound velocity of MgSiO3 post-perovskite phase: a constraint on the D″ discontinuity », Earth and Planetary Science Letters, vol. 259, nos 1-2,‎ , p. 18-23 (DOI 10.1016/j.epsl.2007.04.015).
  19. ↑ (en) Nobuyoshi Miyajima, Kenya Ohgushi, Mitsuhiro Ichihara et Takehiko Yagi, « Crystal morphology and dislocation microstructures of CaIrO3: a TEM study of an analogue of the MgSiO3 post-perovskite phase », Geophysical Research Letters, vol. 33, no 12,‎ , p. L12302 (DOI 10.1029/2005GL025001).
  20. ↑ (en) Xiang Wu, Jung-Fu Lin, Pamela Kaercher et al., « Seismic anisotropy of the D″ layer induced by (001) deformation of post-perovskite », Nature Communications, vol. 8,‎ , p. 14669 (DOI 10.1038/ncomms14669).
  21. ↑ (en) Thorne Lay, John Hernlund et Bruce A. Buffett, « Core-mantle boundary heat flow », Nature Geoscience, vol. 1, no 1,‎ , p. 25-32 (DOI 10.1038/ngeo.2007.44).
  22. ↑ (en) Takashi Nakagawa et Paul J. Tackley, « Effects of a perovskite-post perovskite phase change near core-mantle boundary in compressible mantle convection », Geophysical Research Letters, vol. 31, no 16,‎ , p. L16611 (DOI 10.1029/2004GL020648).

Voir aussi

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Bibliographie

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Articles connexes

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Liens externes

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