Circuit électrique global du système magnétosphère-ionosphère

⊥

⊥= E + b×E

J Σ_P Σ_H (1.6)

où

∫

est la conductivité intégrée (ou conductance) de Pedersen

∆

=

z P P

σ dz

Σ

∫

∆

=

z ^H H

σ dz

Σ

est la conductivité intégrée (ou conductance) de Hall

∫

∆ ^⊥ ⊥

=

z

dz

j

J

est la densité intégrée de courant horizontal

Cette démarche revient en réalité à considérer l’ionosphère comme une couche infiniment mince et conductrice. Remarquons que l’effet du vent neutre n’est pas toujours négligeable et que son profil vertical n’est pas toujours uniforme, ce qui dans certains cas interdit l’usage des conductivités intégrés. La variation spatiale et temporelle des conductances ionosphériques est due au rayonnement solaire et aux précipitations de particules magnétosphériques, qui ionisent la région E et la basse région F. Les conductances solaires proportionnelles à l’intensité du rayonnement UV lointain du Soleil dépendent principalement de l’angle solaire zénithal. Les conductances dues aux précipitations sont surtout importantes du côté nuit, là où les énergies (quelques keV) sont suffisamment grandes pour que les particules pénètrent profondément dans l’ionosphère et y créent de l’ionisation. Du côté jour, les énergies des particules sont plus faibles (quelques centaines d’eV) et l’ionisation est créée à plus haute altitude, n’affectant que faiblement les conductances. Les fortes conductances et par conséquent les forts courants ionosphériques se distribuent le long de l’ovale auroral, où les précipitations sont les plus intenses. Les maxima de conductance sont de l’ordre de 20 S.

1.3.3 Circuit électrique global du système magnétosphère-ionosphère

Puisque nous avons supposé qu’aucun courant ne circule en dessous de l’ionosphère, la continuité du courant total permet d’exprimer la densité de courant parallèle comme la divergence du courant horizontal ionosphérique intégré :

⊥ ⊥

⋅

∇ = J // J (1.7)

On décompose J┴ en ses composantes Hall et Pedersen, lesquelles s’expriment en fonction des conductances correspondantes :

( )

P H

[ ( )] ( )

H

P

J

_//

=Σ ∇

_⊥

⋅E

_⊥

+E

_⊥

⋅∇

_⊥

Σ +Σ ∇

_⊥

⋅Ε

_⊥

×b + Ε

_⊥

×b ⋅∇

_⊥

Σ

(1.8) Les premier et troisième termes du membre de droite sont proportionnels aux gradients du champ électrique et représentent la contribution magnétosphérique aux courants parallèles, car les champs électriques ont principalement leur source dans la magnétosphère au travers du processus de reconnexion. Les second et quatrième termes dépendant des gradients de conductivité représentent la contribution ionosphérique à ces mêmes courants parallèles. Cependant, ces deux derniers termes sont indirectement liés aux processus magnétosphériques au travers des précipitations de particules. La relation (1.8) montre explicitement que les courants parallèles sont intimement liés aux variations spatiales du champ électrique et des conductivités ionosphériques. Le troisième terme de cette expression est généralement suffisamment petit pour être négligeable, car dans l’ionosphère à haute latitude, le champ électrique est principalement nord-sud (excepté au niveau des points d’entrée et de sortie du plasma dans la calotte polaire) et les gradients de champ électrique nord-sud sont également plus importants que les gradients est-ouest.

Distribution globale des champs électriques et courants ionosphériques - L’entraînement

des lignes de champ ouvertes par le vent solaire dans la direction anti-solaire se traduit au niveau de l’ionosphère par un champ électrique dans le sens matin-soir dans la calotte polaire et les convections de retour à plus basse latitude, côtés matin et soir de la calotte polaire, sont équivalents à des champs électriques dans le sens soir-matin. Ces champs électriques engendrent dans l’ionosphère des courants de Pedersen et de Hall qui assurent la fermeture du courant parallèle entre les nappes de Régions-1 et -2 (équation 1.8). L’organisation des champs électriques et des courants parallèles et perpendiculaires dans l’ionosphère est présentée sur la figure 1.7-a, schématisant une coupe de la calotte polaire suivant l’axe matin-soir depuis la queue. Le courant de Pedersen matin-soir dans la calotte polaire sert de fermeture partielle des courants parallèles de Région-1 descendant côté matin et montant côté soir. Un courant de Pedersen côté soir ferme le courant descendant de Région-2 avec une partie du courant montant de Région-1, de même qu’un courant de Pedersen côté matin, ferme une partie du courant descendant de Région-1 avec le courant montant de Région-2. Au niveau de l’ovale auroral, à la frontière entre les Régions-1 et -2, des courants ionosphériques de Hall circulent

dans la direction anti-solaire, perpendiculairement au champ électrique, constituant les

électrojets auroraux. Ils sont engendrés autour de 1200 MLT et alimentés par les FACs

descendants. L’électrojet Ouest s’écoule dans le secteur matin, vers minuit. Il s’étend jusque dans le secteur de pré-minuit sur le bord polaire de l’ovale auroral, où il diverge en un FAC montant. L’électrojet Est s’écoule dans le secteur après-midi et se termine dans la région de pré-minuit, sur le bord équatorial de l’ovale auroral où il diverge également en un FAC montant (Baumjohann et Treumann, 1996). La région de recouvrement des deux électrojets auroraux dans le secteur de minuit, s’appelle la discontinuité de Harang. Elle correspond à la frontière entre les deux cellules de convection en période de Bz négatif. Les électrojets sont les courants prédominants aux latitudes aurorales puisqu’ils transportent un courant total d’environ 106 A (voir la revue sur les courants ionosphériques de Untiedt et Baumjohann, 1993 et les références citées dedans).

Soir 1800 MLT

Convection retour

Electrojet Est Ionosphère

Jp Jp J_p Convection retour Calotte polaire J_H Ematin-soir Electrojet Ouest Magnétosphère Soleil 1200 MLT JH R1 J_// R2 J_// ^R1 _J// ^R2 _J// Matin 0600 MLT

a b

Fig. 1.7 : (a) Coupe suivant l’axe matin-soir MLT de l’ionosphère à haute latitude, montrant la fermeture dans l’ionosphère des courants alignés avec le champ. Le Soleil est situé en arrière de la figure. (b) Distribution statistique en coordonnées magnétiques des régions de courants alignés avec le champ. Les régions en noirs correspondent aux courants descendants et les régions grisées correspondent aux courants montants (d’après Iijima et Potemra, 1976). Le Soleil est situé en haut de la figure.

Distribution des courants parallèles - Iijima et Potemra (1976) ont analysé la distribution

des perturbations magnétiques causées par les courants parallèles, à partir des données du satellite TRIAD. La figure 1.7-b présente les résultats statistiques correspondants dans l’hémisphère nord. Lorsque Bz est négatif, les Régions-1 et -2 de courants alignés s’organisent en deux cercles concentriques au niveau de l’ovale auroral. Autour de 0000 MLT, des courants parallèles n’apparaissent qu’en période de sous-orages magnétosphériques et disparaissent

complètement en période géomagnétique calme. La distribution statistique des courants parallèles de Iijima et Potemra (1976) est donc biaisée autour de 0000 MLT et ne fait ressortir que les courants parallèles dus à la rupture du courant de queue lors du déclenchement des sous-orages. Elle se présente sous la forme d’un chevauchement des Régions-1 matin et -2 soir pour former trois nappes. Nous reviendrons sur les circuits de sous-orage à la fin de ce paragraphe. By > 0 ¹² 18 ⁶ 9 15 70° 80° By > 0 18 6 9 12 15 75° 85° By < 0 B_z > 0 12 18 ₆ 9 15 75° 85° R1 R1 NBZ By < 0 B_z < 0 12 18 6 9 15 80° R1 R2 R0 R1 R2

a c

b ^d

Fig. 1.8 : Distribution statistique en coordonnées magnétiques des régions de courants alignés avec le champ du côté jour, en fonction de la direction de l’IMF et dans l’hémisphère nord. A gauche de la figure pour Bz négatif et (a) pour By négatif et (b) pour By positif (d’après Erlandson et al., 1988). A droite de la figure pour Bz positif et (c) pour By négatif et (d) pour By positif (d’après Iijima et al., 1984). Les régions sombres correspondent aux courants descendants et les régions claires correspondent aux courants montants.

Autour de 1200 MLT, la distribution des courants parallèles devient plus complexe, la Région-1 y est moins intense et la Région-2 disparaît. Une région de courants limitée entre Région-1000 et 1400 MLT, apparaît juste sur le bord polaire de la Région-1. Ce sont les courants de Région-0 ou courants de manteau du nom de la région magnétosphérique à laquelle ils sont connectés (Erlandson et al., 1988 ; Bythrow et al., 1988). De part et d’autre de l’axe midi-minuit MLT, les courants de Région-0 sont connectés aux courants de Région-1 de sens opposés par des courants de Pedersen. La Région-0 se dissymétrise lorsque By est fort. Dans l’hémisphère nord, lorsque By est négatif, sous l’action de la tension magnétique, les courants descendant de

Région-0 et montant de Région-1 situés du côté soir deviennent prédominants, empiétant du côté matin (figure 1.8-a). Inversement, lorsque By est positif, les courants montant de Région-0 et descendant de Région-1 situés du côté matin deviennent prédominants empiétant du côté soir (figure 1.8-b). Les mécanismes de formation de la Région-0 sont encore mal compris et en particulier, l’existence éventuelle d’un lien entre les Régions-1 et -0 (Ohtani et al., 1995).

Lorsque Bz est positif, les Régions-1 et -2 de courants alignés faiblissent en intensité et se réduisent en taille. Les courants de manteau s’intensifient et s’étendent dans toute la calotte polaire (figure 1.8-c et -d). Ces courants prennent alors le nom de courants NBZ14 (Iijima et al., 1984 ; Zanetti et al., 1984 ; Potemra et al., 1984). Ils gardent les mêmes polarités en fonction du signe de By que les courants de Région-0 observés en Bz négatif (figure 1.8-a et -b). Ces courants sont très stables et s’intensifient lorsque Bz augmente, confirmant que pour Bz positif, de l’énergie continue à s’écouler dans la calotte polaire associée à la reconnexion dans les lobes.

Courants de sous-orage – En général du côté nuit, seule une faible part de la reconnexion

est stationnaire. Une grande partie du flux magnétique s’accumule dans la queue de la magnétosphère, sur les lignes de champ ouvertes ayant leur pied dans la calotte polaire et étirées dans les lobes. L’évacuation du flux magnétique contenu dans la queue est réalisé sous forme d’une reconnexion soudaine dans la queue, où l’énergie est déchargée très rapidement de part et d’autre de la ligne de reconnexion, vers l’ionosphère et vers le milieu interplanétaire. Ce phénomène est appelé un sous-orage magnétosphérique. Il modifie profondément la convection ainsi que les courants du système magnétosphère-ionosphère du côté nuit. Lors d’un sous-orage magnétosphérique, il y a disruption de la nappe centrale de courant de queue. Celle-ci diverge alors du côté matin vers l’ionosphère sous forme d’un courant parallèle descendant vers l’ionosphère et d’un courant parallèle montant du côté soir. Dans l’ionosphère, ce circuit se caractérise par la formation d’un électrojet de sous-orage15 autour de 0000 MLT s’écoulant vers l’ouest (Baumjohann et Treumann, 1996).

Dans le document Étude multi-instrumentale de la dynamique des structures aurorales côté jour et côté nuit : couplage avec la magnétosphère et le milieu interplanétaire (Page 34-38)