tendance a été obtenue par Lu et al. (1995) mais avec des valeurs plus grandes (4.4 MA et 6.3 MA). De telles différences peuvent être expliquées par le fait que les auteurs ont considéré à la fois les courants de région-1 et de région-2 tandis que dans les présentes simulations, seuls les courants de région-2 ont été considérés (les courants de région-1 sont plus intenses que les courants de région-2 donc leur contribution est plus large).
Papitashvili et al. (2002) ont trouvé des valeurs d’intensité totale plus faibles que celles de Lu et al. (1995), et montré une dépendance avec l’orientation de l’IMF. En hiver, l’intensité totale des courants descendants s’élève à 2.6–3.6 MA tandis qu’elle s’élève à 2.9–3.4 en été. Ces valeurs sont toujours supérieures à celles simulées par l’IMM ce qui est dû en partie au fait que l’IMM n’inclut pas la contribution des courants alignés de région-1. La même tendance est observée pour les courants ascendants, avec des valeurs de 1.8–2.2 (resp. 2.8–3.4) en hiver (resp. été) à comparer à la valeur prédite par l’IMM soit 0.78 MA (resp. 1.41 MA).
Les simulations (voir figure 4.3) sont aussi en accord avec les simulations MHD ef- fectuées par Ridley et al. (2004), qui ont montré que les courants alignés se referment principalement côté jour, où les conductances sont larges.
Contrairement au côté jour, les courants alignés du côté nuit semblent varier peu avec les variations d’éclairement solaire (voir figure 4.3), en accord avec Fujii et al. (1981); Fujii et Iijima (1987); Christiansen et al. (2002); Wang et al. (2005). Au contraire, Ohtani et al. (2005a,b); stgaard et al. (2005) ont montré une préférence pour les courants alignés à circuler dans l’hémisphère d’hiver. Ohtani et al. (2005b) ont suggéré que ce désaccord est le résultat des différentes couvertures spatiales et temporelles des satellites. Newell et al. (1996, 2005) ont suggéré que les courants alignés intenses observés du côté nuit sont liés aux aurores intenses qui interviennent préférentiellement dans l’obscurité.
Côté jour, les résultats présentés dans cette étude (voir figure 4.3) affichent des varia- tions de densité plus élevées en été qu’aux équinoxes, d’un facteur compris entre 1.6 et 1.8. Ce résultat est différent de celui trouvé par Ohtani et al. (2005b), pour qui les courants alignés sont plus intenses aux équinoxes qu’aux solstices, en accord avec une activité ma- gnétique plus grande autour des équinoxes (Russell et McPherron, 1973; Mayaud, 1978, 1980; Crooker et Siscoe, 1986; Crooker et al., 1992; Cliver et al., 2000, 2001).
Enfin, l’IMM ne détecte aucun déplacement latitudinal du système de courants alignés entre l’été à l’hiver, contrairement aux observations de Ohtani et al. (2005a).
4.5
Conclusions
L’inclinaison de l’axe du dipôle géomagnétique, centré ou excentré, dans la direc- tion solaire ou antisolaire a été introduite dans le modèle IMM de Peymirat et Fontaine (1994b) pour pouvoir étudier la réponse du système couplé magnétosphère–ionosphère
solaires et constitue un apport nouveau dans le domaine de la simulation de la convection magnétosphérique. De plus, le nouveau modèle est capable d’évaluer simultanément les distributions ionosphériques de densité des courants alignés de région-2. Les principaux résultats qui en découlent sont rappelés ci-dessous.
Dipôle centré et non incliné (cas NT)
Lorsque le dipôle est aligné avec l’axe de rotation de la Terre (cas NT), l’IMM prédit : * une variation saisonnière des conductances de Pedersen et des courants alignés d’en- viron 28.5–52.8% ;
* une variation saisonnière du champ électrique à moyenne latitude d’environ 19–29% ; * une variation saisonnière du maximum de pression des ions et des électrons d’environ 0.9–3.9% et du maximum du flux d’énergie des ions et des électrons d’environ 2.9–3.6%.
Cette première étude illustre le fait que les saisons affectent de façon importante les distributions de conductances et de courants alignés, mais a une influence faible sur la distribution du plasma magnétosphérique.
Dipôle centré et incliné (cas WT)
L’inclinaison du dipôle par rapport à l’axe de rotation terrestre (cas WT) induit des variations journalières pouvant être résumées ainsi :
* une variation journalière des conductances de Pedersen et des courants alignés d’en- viron 5.5–29% ;
* une variation journalière du maximum de pression des ions et des électrons d’environ 1.5–4.2% et du maximum du flux d’énergie des ions et des électrons d’environ 0.4–7.1%.
Ces variations journalières sont à peu près du même ordre de grandeur que les va- riations saisonnières induites dans le cas NT, soulignant le fait que ces deux types de variations doivent être prises en compte simultanément dans les simulations.
80 4.5. Conclusions Dipôle excentré et incliné (cas WS)
Le décalage du centre du dipôle par rapport au centre de la Terre (cas WS) induit des modifications par rapport au cas WT qui peuvent être résumées comme suit :
* une augmentation (resp. diminution) des variations journalières des conductances de Pedersen et des courants alignés d’un facteur 1.2–2.3 dans l’hémisphère sud (resp. nord), quelle que soit la saison, qui contribue à augmenter l’asymétrie entre les deux hémisphères ; * une augmentation du maximum de pression et du maximum du flux d’énergie des ions et des électrons d’environ 6.7% au solstice de décembre et aux équinoxes, mais une diminution au solstice de juin.
Cette dernière partie met en évidence le fait que les trois types de variations de conduc- tances décrites ci-avant doivent être considérées simultanément dans les simulations.
En conclusion, les courants alignés de région-2 simulés grâce au nouveau modèle sont en accord avec les observations. Un accord meilleur pourrait être obtenu en prenant en compte dans les simulations les chutes de potentiel alignées avec le champ magnétique introduites par Knight (1972), un modèle de conductances ionosphériques faisant intervenir l’indice
d’activité solaire F10.7 comme celui de Lilensten et al. (1996), et un modèle de champ
magnétique plus réaliste comme celui de Tsyganenko (1996), comme utilisé par Ohtani et al. (2005a,b) pour modéliser les différences inter-hémisphériques de la configuration du champ magnétique.
Un premier pas vers une modélisation plus réaliste a été effectué et est présenté dans la partie suivante. Il s’agit d’un nouveau modèle de convection, là encore basé sur l’IMM de Peymirat et Fontaine (1994b), ne prenant pas en compte les asymétries décrites dans cette partie, mais incluant un champ magnétique plus réaliste de type Tsyganenko (1987).
magnétique de type Tsyganenko (1987)
magnétique de type Tsyganenko
5.1
Introduction
Peymirat et Fontaine (1994b) ont développé le modèle IMM à partir d’un noyau réalisé par Fontaine et al. (1985) pour décrire le transport des électrons magnétosphériques seuls. Les ions n’étaient pas inclus et les couplages avec l’ionosphère limités aux précipitations. L’effet d’écran associé aux courants alignés responsable d’une augmentation du champ électrique dans la zone aurorale au détriment des moyennes et basses latitudes ne pouvait donc pas être reproduit. Peymirat et Fontaine (1994b) ont rajouté la composante ionique et ont montré qu’elle avait un effet considérable sur la convection magnétosphérique en la limitant aux grandes distances radiales du fait de l’effet d’écran. Les résultats obtenus sont du bon ordre de grandeur par rapport aux observations. Mais des désaccords persistent : → 1) Les précipitations électroniques sont sous-estimées d’un facteur 4 par rapport aux observations statistiques de Hardy et al. (1989).
→ 2) La distribution des courants alignés est décalée de 2 − 3◦ vers le pôle nord par rapport aux observations statistiques de Fontaine et Peymirat (1996).
→ 3) Les variations en temps local du champ électrique ionosphérique montrent un déphasage par rapport aux observations statistiques de Senior et al. (1990). Il est d’environ 01:00 MLT pour la composante méridionale et la distribution de la composante azimutale est très mal reproduite.
Peymirat et Fontaine (1994b) suggèrent que les causes de désaccord sont probablement liées aux conditions aux limites adoptées pour la source de plasma et la forme du potentiel le long de la frontière équatoriale de la calotte polaire, ainsi qu’au modèle de champ magnétique dipolaire considéré mal adapté à l’étude de la convection loin dans la queue de la magnétosphère où de manière équivalente à proximité de la calotte polaire.
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5.2. Equations de la dynamique couplée du système Magnétosphère–Ionosphère dans le