Influence d’une atmosphère primitive massive

Dans cette section, j’ai fait varier différents paramètres clés comme la présence ou non d’une atmosphère, la quantité initiale de volatils, le taux de production de chaleur radioactive et la distance de la planète au soleil. Ceci afin d’étudier leurs influences sur les principaux temps caractéristiques que sont la durée de la phase d’océan de magma t. Dans la quasi totalité des cas, ces deux temps sont similaires. Les valeurs utilisées pour les différentes figures sont répertoriées dans la table 4.1.Le modèle atmosphérique utilisé dans la simulation est décrit en détail dans un papier récemment publié par Marcq [2012]. Il prend en compte deux gaz à effet de serre majeurs : Hwt%) en supposant que la totalité de l’eau ait été dégazée et qu’il n’y ait pas de condensation. Pour Venus et Mars, nous avons mis à l’échelle cette valeur en supposant que le rapport entre la masse d’eau et la masse de la planète est le même, en faisant l’hypothèse que les trois planètes ont été formées à partir d’embryons contenant la même quantité d’eau. J’ai procédé de la même manière pour le COIl est généralement considéré que le manteau terrestre actuel pourrait contenir l’équivalent d’un océan d’eau et que par conséquent, l’inventaire total de la Terre pourrait être de deux océans voir même plus si le manteau est plus riche en eau que ce qui est estimé. L’inventaire initial d’HO sur les planètes telluriques peut avoir été beaucoup plus grand [Raymond et al., 2006], jusqu’à plusieurs dizaines d’océans, mais l’ échappement hydrodynamique pourrait avoir enlevé la plus grande partie de l’eau initiale (voir e.g. [Gillmann et al., 2009]). Dans la présente étude, je me suis limité à des inventaires initiaux en Hde 5 bars. Une comparaison entre un océan de magma sans couverture atmosphérique et un océan de magma couplé avec une atmosphère massive est montrée en figure 4.1.

Evolution temporelle des principaux paramètres lorsque (1) (a, b, c, d) il n’y a pas d’atmosphère, (2) (e, f, g, h) l’atmosphère est traitée comme un émetteur gris [Elkins-Tanton, 2008] , (3) (i, j, k, l) on utilise le modèle atmo- sphèrique convectif-radiatif. L’évolution temporelle (a, e, i) des températures de surface (ligne verte) et potentielle (ligne noire), (b, f, j) de l’épaisseur de la couche limite, (c, g, k) du nombre de Rayleigh et (d, h, e) du flux de chaleur. Pour les 3 cas ci-dessus, le début de l’étape “Mush” correspond au temps auquel une couche limite froide (tcorres- pondant ici à 30 millions d’années. A titre de comparaison, on a également tracé une ligne pointillée correspondant à un seuil de 98% de solidification en volume [Elkins-Tanton, 2008]. Les paramètres utilisés pour ce graphe sont donnés dans la table 4.1.La viscosité de l’océan de magma augmente brutalement lorsque le front de rhéologie (φ < 0.4) atteint la surface, comme illustré par la décroissance du nombre de Rayleigh (Fig. 4.1c, g and k) indiquant un affaiblissement de la vigueur de la convection associée à l’augmentation de l’épaisseur de la couche limite de surface jusqu’à 1 km à cette étape (Fig 4.1b, f et j).

La croissance de la couche limite correspond à une chute de la température de surface due à l’augmentation de la viscosité. Cette couche limite type-solide froide est très fine lorsqu’elle se forme. Elle devrait casser facilement à la surface de l’océan de magma. Dans ce cas, le type de convection change et une convection type-solide (“hard ocean regime” de Abe [1993a]) s’initie. A cette étape, la fraction volumique de solide atteint 98% (ligne verticale en pointillés sur les figures). Pour donner un ordre de grandeur, si on suppose que tout le liquide magmatique correspondant à ce pourcentage est localisé à la surface du manteau, l’épaisseur de la couche liquide est égale à environ 35 km, ce qui correspond approximativement à l’épaisseur de la lithosphère océanique. Actuellement, la fraction totale de liquide est estimée être plus petite que 0.1% [Hirschmann, 2009]. Au-delà de 98% de fraction volumique de solide, le transfert de chaleur est assuré par la convection solide. Nous avons fait une simulation comparant la présence ou non de plaques après la fin de la phase d’océan de magma lorsque la convection devient type-solide (Fig 4.2). Pour cela, nous avons changé l’indice n de l’équation 3.8. Il est de 0.33 dans le cas standard et de 0.25 dans le cas d’un régime de plaques “mobile”. On constate alors que le temps de solidification total du manteau est environ 5 fois plus long dans un régime de plaques “mobile” que dans le cas standard. Ceci s’explique par le fait que la chaleur du manteau s’évacue avec beaucoup plus de difficulté dans le cas où des plaques couvriraient la majeure partie de la surface de la planète. Cette chaleur non dissipée va alors être contenue dans le manteau plus longtemps et donc maintenir la température de celui-ci haute durant une plus longue période que dans le cas standard. Les plaques vont donc avoir un rôle primordial dans la solidification du manteau d’une planète. Cependant cela n’est pas l’objet de cette thèse, néanmoins, une estimation au premier ordre du temps requis pour une solidification complète du manteau sera faite.