Discussion

Pour comprendre comment s’organisent les courants parallèles par rapport au sursaut de convection, on détermine la vitesse radiale mesurée par le radar de Kapuskasing en chaque point de la trajectoire d’Ørsted, à l’instant du passage du satellite. Pour cela, on interpole dans le temps les mesures de la vitesse radiale et de la puissance rétrodiffusée, à partir des trois balayages du radar encadrant le passage du satellite.

l’aide des mesures conjointes des deux radars, est voisine de la direction des faisceaux du radar de Kapuskasing. Ceci permet d’assimiler la vitesse radiale déterminée par interpolation en chaque point de la trajectoire d’Ørsted à la vitesse de convection. On remarque que la vitesse de convection la plus forte est associée à la paire de FACs (3) et (4) située à plus haute latitude, suggérant que ce système de FACs est associé au sursaut de convection et donc à l’injection. Compte-tenu de la direction de la vitesse de convection, ce choix est en accord avec la direction des FACs proposée par Southwood (1987) dans son modèle et représente donc la première observation directe du système de courants parallèles associé à un FTE. La puissance du signal rétrodiffusée augmente également dans la région des 4 nappes de courants à petite échelle (figure 7.5). Elle est également maximale au niveau de la paire de FACs (3) et (4) située à plus haute latitude et attribuée au FTE. On remarque également que le maximum de puissance (centré sur le courant descendant 3) est décalé par rapport au maximum de vitesse (centré sur le courant montant 4).

Fig. 7.5 : Evénement du 12 septembre 1999. Courant aligné mesuré par Ørsted, en fonction du temps. La vitesse radiale (segments verts) et la puissance du signal rétrodiffusé (segments bleus) mesurées par le radar de Kapuskasing au niveau de la projection d’Ørsted et interpolées sur les trois cartes encadrant le passage, sont également tracées. Les chiffres 1 à 4 correspondent aux 4 nappes de courants à petite échelle.

Afin de vérifier que le tube de flux constitue un circuit isolé du système de courants ionosphère-magnétosphère à grande échelle, une évaluation des densités de courants parallèles et de courants Pedersen associés au tube de flux est nécessaire. Pour cela, on se place dans le cadre du modèle de Southwood (1987), on suppose que la conductivité ionosphérique et l’écoulement du plasma à l’intérieur du tube sont uniformes et que le champ magnétique est vertical dirigé vers le bas. La vitesse de convection est vers l’ouest et donc le champ électrique de convection ainsi que le courant de Pedersen sont dirigés vers le nord. Le courant de Pedersen ferme ainsi dans l’ionosphère le système de courants alignés circulant sur les flancs du tube. C’est pourquoi les densités de courants parallèles montant et descendant doivent être en équilibre avec la densité de courant de Pedersen circulant dans le sens nord-sud à l’intérieur du tube. Dans le repère du plasma ambiant, la densité de courant de Pedersen à l’intérieur du tube est donnée par la relation :

iono P

P

P Σ E Σ V B

J = = (7.1)

Numériquement, avec B_iono = 5.10-5 T pour le champ magnétique terrestre, ΣP = 6 S pour la conductivité provenant de l’ionisation solaire et déterminée en fonction de l’angle zénithal à partir du modèle empirique de Senior (1991) et V = 750 m.s-1 représentant l’excès de la vitesse de plasma à l’intérieur du tube par rapport au plasma ambiant, on obtient pour la densité de courant de Pedersen à l’intérieur du tube de flux :

J_P = 0,225 A.m-1

Le tube étant allongé suivant les iso-latitudes magnétiques, les courants montant et descendant alimentant le courant de Pedersen sont obtenus en intégrant la densité de chacun des courants parallèles (3) et (4) le long du méridien magnétique. On obtient à partir des données d’extension en latitude et de densité des courants parallèles mentionnées dans le paragraphe précédent :

J_//+ = J_//─ = 0,18 A.m-1

La densité de chaque courant parallèle est donc approximativement égale à la densité de courant de Pedersen. Par conséquent, l’hypothèse suivant laquelle le système de FACs (3) et (4) est fermé uniquement par le courant de Pedersen à l’intérieur du tube est plausible.

Laplace) et pour la géométrie d’un tube reconnecté de dimensions l x L = 50 km x 500 km est donnée par :

W

L

l

J

P

P P P ⁸ 2

10

.

2

=

=

Σ

Connaissant la valeur de la pression exercée par le vent solaire sur la magnétopause, il est possible de déduire le champ magnétique total B_M au voisinage du point subsolaire de la magnétopause, par la relation :

o M SW B P

µ

2 2 =

(7.2)

caractérisant l’équilibre à la magnétopause entre la pression cinétique du vent solaire et la pression magnétique à l’intérieur de la magnétosphère.

Avec une pression du vent solaire de 5 nPa déduite des mesures ACE, le champ magnétique total à la magnétopause est égal à 112 nT. Connaissant les dimensions du tube reconnecté dans l’ionosphère (l x L = 50 km x 500 km), ainsi que la valeur du champ magnétique (Biono = 5.10-5

T), il est possible par conservation du flux magnétique de déterminer la section du tube de flux reconnecté à la magnétopause : M M iono ionoS B S B = =

Φ

(7.3)

où S_iono et S_M représentent respectivement les sections du tube à la magnétopause et dans l’ionosphère. On obtient ainsi :

2 7

km

10

.

12

,

1

=

=

=

M M iono iono M

B

L

l

B

B

S

B

S

La section du tube reconnecté à la magnétopause est donc égale à : ~ ²

4

1

E

R

. La puissance disponible dans le vent solaire P_VS impactant sur ce tube est donc :

W S V P P_VS= _{Sw SW M} =2,8.1010 avec V_SW ≈ 500 km.s-1.

La puissance PP dissipée par effet Joule par le courant de Pedersen dans l’ionosphère représente donc 0,7% de la puissance transportée par le plasma du vent solaire P_VS impactant sur la section du tube de flux reconnecté à la magnétopause.

Fig. 7.6 : Evénement du 12 septembre 1999. Carte de vitesse radiale mesurée par le radar de Kapuskasing à 17:26 TU. La trajectoire d’Ørsted et les courants parallèles mesurés sont superposés sur la carte. Les courants parallèles sont indiqués le long de la trajectoire, sous forme de segments dont la longueur est proportionnelle à l’intensité du courant. (Les courants montants sont à gauche de la trajectoire, codés positifs et les courants descendants à droite, codés négatifs). Les chiffres 1 à 4 correspondent aux 4 nappes de courants à petite échelle.

Concernant la paire de FACs (1) et (2) située à plus basse latitude, on peut remarquer sur la figure 7.6 où les courants parallèles sont superposés à la carte de vitesse SuperDARN de 17:26 TU, que le courant descendant (1) est situé sur le retournement de convection (matérialisé par le passage de vitesses rouges vers le nord à des vitesses bleues vers le sud) associé à la cellule de convection en croissant du côté matin, pour un By positif (figure 1.4-c). Le sens du courant est en accord avec le modèle de superposition de la convection ionosphérique et des courants alignés de Cowley et al. (1991) et est confirmé par les observations de Lockwood et al. (1993),

Milan et al. (2000) et McWilliams et al. (2001b). Par contre, l’origine du fin courant montant

(2) qui sépare le courant descendant (1) lié au retournement du flot dans la cellule matin et la paire de FACs (3) et (4) associée au FTE, est plus incertaine. D’après la carte de convection de

SuperDARN à 17:26 TU, Ørsted traverse la cellule matin à son extrémité, juste sur le bord du cornet polaire. Il est donc probable qu’Ørsted traverse le bord du courant descendant associé au retournement de convection et que dans cette région l’hypothèse de nappe infinie utilisée pour la détermination des courants ne soit pas justifiée.

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 139-144)