Dynamique cinétique des ions froids à proximité de la ligne

À la ligne X, tout d’abord, nous n’observons pas de différence notable entre les runs A et B. Le champ électrique de Larmor, associé aux ions de la magné- togaine, reste comparable au cas sans ions froids, ces premiers n’ayant pas connu de modifications entre les deux simulations lors de l’initialisation. Sur la Fig.4.8, nous montrons plusieurs grandeurs dans une coupe normale passant par le point X. Le graphe a montre la densité de chaque population. Nous pouvons voir qu’il y a des ions de la magnétogaine côté magnétosphère et des ions chauds de la ma- gnétosphère côté magnétogaine, ce qui est cohérent avec les résultats de la Sec.4.3. Sur le graphe b, nous présentons la vitesse hors du plan pour chaque espèce d’ion.

Figure 4.7 – Champ électrique normal Ey pour le run B avec ions froids. Les lignes blanches hachurées indiquent respectivement x = 130 et la position en x de la ligne X. L’image est obtenue après avoir moyenné le champ sur 20 temps différents compris entre t = 119 et 120 ω−1_ci . Elle est ensuite soumise à un filtre gaussien de σ = 0.25 δi selon la direction x et de σ = 0.125 δi selon la direction

y.

Comme auparavant, nous observons que la vitesse hors du plan est positive pour les ions de la magnétogaine et négative pour les ions chauds magnétosphériques dans la région du champ électrique de Larmor. Cependant, contrairement aux ions chauds magnétosphériques, les ions froids magnétosphériques ont à cet endroit une vitesse hors du plan positive. Cela est dû au fait que les ions froids sont locale- ment gelés dans le champ magnétique et dérivent électriquement. Ceci est confirmé par le graphe c, qui montre la composante −(us × B)y pour chaque population. Sur ce graphe, la courbe des ions froids correspond exactement à celle du champ électrique Ey au niveau du champ de Larmor, ce qui signifie qu’ils sont gelés. Au contraire, les termes des autres populations d’ions ne correspondent pas du tout à la courbe, ce qui signifie qu’ils sont démagnétisés (voir Sec.1.3.3).

Pour étudier la contribution de chaque population au terme idéal de la loi d’Ohm, nous pouvons réécrire l’Eq.2.20 à la manière de Toledo-Redondo et al. (2015). Nous négligeons ici les variations temporelles et l’inertie des électrons :

E = −nic n uic× B − nih n uih× B − nish n uish× B + 1 en j × B − ∇ · − → − → Pe ! (4.13)

Le graphe d montre le terme −ns/n(us× B)y de la loi d’Ohm pour chaque popula- tion d’ions. Nous pouvons y voir que le principal contributeur au champ électrique de Larmor (c’est-à-dire le champ électrique négatif entre les lignes pointillées ) reste le terme de champ électrique idéal u × B associé aux ions de la magnétogaine

Figure 4.8 – Différentes grandeurs pour une coupe à la position en x de la ligne X dans le run B à t = 120 ω−1_ci . Les courbes sont obtenues après lissage avec un filtre gaussien 2D de σ = 1.5 δiselon la direction x et σ = 0.125 δi selon la direction y. Le champ électrique normal Ey est tracé en noir sur chaque graphe. La ligne verticale pointillée représente la position du point X en y. Les lignes pointillées verticales donnent arbitrairement les limites du champ électrique de Larmor. (a) - Densité de chaque espèce d’ion et densité totale. (b) - Vitesse hors du plan de chaque espèce d’ion. (c) - terme −us× B de chaque espèce d’ion dans la direction normale. (d) - terme −ns/n us× B de chaque espèce d’ion dans la direction normale.

(courbe bleue). Cependant, nous remarquons également une contribution non né- gligeable des ions froids (courbe rouge). En raison de leur dérive dans le champ électrique de Larmor (où ils demeurent magnétisés), ils acquièrent une contribu- tion négative au champ électrique, qui est opposée à celle, positive, des ions chauds magnétosphériques. Pour conclure, proche de la ligne X le champ électrique de Lar- mor continue d’exister et découle des mêmes processus dynamiques que dans le cas sans ions froids, c’est-à-dire qu’il provient de la cinétique des ions de la ma- gnétogaine. Les ions froids, dont la densité chute localement, ne contribuent que faiblement au champ électrique de Larmor.

4.4.4

Dynamique cinétique avec et sans ions froids loin de

la ligne X

Initialement, ce qui rend le champ électrique de Larmor intéressant est sa po- sition à proximité de la ligne X (Malakit et al. 2013), car cela implique que nous pouvons nous en servir comme signature du site de reconnexion magnétique. Ce- pendant, comme nous pouvons le voir sur la Fig.4.7, dans le cas de la simulation avec ions froids, cette signature n’est pas située exclusivement à la ligne X. Loin de la ligne X, la magnétopause est élargie par la reconnexion, rendant impossible le rebond des ions de la magnétogaine qui, comme montré dans la Sec.4.3, créent le champ de Larmor. Il doit donc exister un autre mécanisme, lié à la présence des ions froids, qui explique la présence de ce champ le long de la séparatrice magné- tosphérique. Dans ce qui suit, nous regarderons plus en détail les différences entre les cas avec et sans ions froids et nous montrerons pourquoi un champ électrique

Ey négatif apparaît à proximité de la séparatrice magnétosphérique en présence d’ions froids.

Cas sans ions froids

Considérons tout d’abord le cas sans ions froids et regardons les termes de la loi d’Ohm (Eq.2.20) loin de la ligne X à x = 130. Pour simplifier l’analyse, nous négligerons certains termes. Le processus de reconnexion étant dans un état supposé stationnaire, le terme ∂u/∂t est négligeable. De même, le terme (u · ∇)u peut être négligé, à l’exception de la proximité immédiate du point X, où l’inertie des électrons permet leur découplage avec le champ magnétique (Hesse et al. 2014; Dargent et al. 2016). La loi d’Ohm simplifiée peut se réécrire ainsi :

E = −ui× B + 1 en j × B − ∇ · − → − → Pe ! (4.14)

La Fig.4.9 présente ces termes le long d’une coupe de la magnétopause dans la direction normale y, ainsi que le champ électrique Ey, loin de la ligne X pour x =

Figure 4.9 – Les différents termes de la loi d’Ohm à la x = 130 δi pour le run A sans ions froids. La ligne noire verticale en pointillé donne la position en y de la ligne X. L’image est obtenue après avoir moyenné les termes sur 20 temps différents compris entre t = 119 et 120 ω−1_ci . Elles est ensuite soumise à un filtre gaussien de

σ = 2.5 δi dans la direction x et de σ = 0.125 δi dans la direction y.

130. Nous notons tout d’abord que le terme de pression ∇ · − → − →

Pe/ne est négligeable quasiment partout. Ensuite, nous pouvons remarquer que pour y ∼ 25 (c’est-à- dire l’emplacement juste à proximité du pic du champ électrique de Hall, côté magnétosphère) le terme −ui× B est positif et n’équilibre pas le champ électrique (négatif), contrairement à ce qui se passe à la ligne X sur la Fig.4.2. Même si la distribution en forme de croissant des ions de la magnétogaine loin de la ligne X (Fig.4.10b) ressemble à celle que nous observons à la ligne X (Fig.4.3b), nous remarquerons que les ions de la magnétogaine que nous observons à cet endroit ne rebondissent pas entre des lignes de champs magnétiques antisymétriques, comme c’est le cas avec les orbites de Speiser, mais se contentent de tourner autour des

Figure 4.10 – Fonctions de distributions des ions proches de la séparatrice, côté magnétosphère de la couche, et loin de la ligne X (voir la boite blanche de gauche sur la Fig.4.1). Les particules sont prises pour x ∈ [130., 135.]δi et y ∈ [25.5, 26.5]δi Les distributions sont montrées pour des vitesses normales par rapport à hors du plan, c’est-à-dire le plan (vy, vz). Elles sont calculées comme la somme du poids statistique de chaque particule comprises dans la boîte (δvy, δvz) de l’espace des vitesses, avec δvy = δvz = 0.1. Les lignes vertes donnent l’origine. Les lignes rouges pointillées donnent la position de la vitesse moyenne de la distribution. La flèche rouge montre la direction de la vitesse moyenne. (a) Distribution totale des ions. (b) Distribution des ions originaire de la magnétogaine. (c) Distribution des ions originaire de la magnétosphère. Les ions originaires de la magnétogaine et de la magnétosphère représentent respectivement 9,94 % et 90,06 % de la densité d’ions dans la boîte.

lignes de champ magnétique. Les ions originaires de la magnétogaine représentent dans ce cas une proportion moindre des ions dans la distribution (9.94% pour la Fig.4.10) en comparaison du cas à la ligne X (22.84% pour la Fig.4.3) où les orbites de Speiser permettent à davantage d’ions de la magnétogaine d’atteindre le côté magnétosphère. Au contraire, la distribution des ions magnétosphériques est sensiblement la même entre les cas à x = 130 (Fig.4.10c) et proche de la ligne X (Fig.4.3c). La conséquence de ces différences cinétiques est que la vitesse hors du plan est cette fois-ci dominée par les ions de la magnétosphère, est négative et

ui×B est localement positif, contrairement à ce qui se passe à la ligne X. Le champ électrique sous la ligne X à y ≈ 25 est quand à lui négatif et bien plus faible qu’à la ligne X, comme nous pouvons le voir sur la Fig.4.1. Ce champ diminue à mesure que nous nous éloignons de la ligne X. En regardant la Fig.4.9, il est clair que le terme de champ électrique idéal positif (ui× B) est principalement contrebalancé par le terme Hall (j × B), c’est-à-dire :

(ui× B)y ≈ 1

en(j × B)y (4.15)

L’Eq.4.14 peut aussi être réécrite pour les ions, en négligeant le terme d’inertie :

Ey = −(ui× B)y + 1 en ∇ · − → − → Pi ! y (4.16)

Étant donné que Ey ≈ 0 pour y ∼ 25, nous obtenons de l’Eq.4.16 : (ui× B)y ≈ 1 en ∇ · − → − → Pi ! y (4.17)

Notez que ce résultat est cohérent avec une dérive diamagnétique (Sec.1.3.2). Dans cette région proche de la séparatrice, côté magnétosphère, le terme de champ électrique idéal (ui × B) équilibre à peu près le terme de pression. Nous montrerons dans la suite que les ions originaires de la magnétogaine et les ions chauds originaires de la magnétosphère ont globalement le même comportement dans le cas avec ions froids.

Cas avec ions froids

Nous regardons maintenant au même endroit dans le run B, en présence d’ions froids magnétosphériques. Dans la Fig.4.11, nous pouvons voir les mêmes grandeurs que dans la Fig.4.8, toujours loin de la ligne X pour x = 130 δi. Sur le graphe 4.11a, nous pouvons voir que dans toute la zone de champ magnétique négatif (entre les lignes pointillées), les ions froids magnétosphériques représentent plus des deux tiers de la densité totale. Quant aux ions originaires de la magnétogaine, ils sont

Figure 4.11 – Différentes grandeurs pour une coupe loin de la ligne X (x = 130 δi) dans le run B à t = 120 ω−1_ci . Les courbes sont obtenues après lissage avec un filtre gaussien 2D de σ = 1.5 δidans la direction x et σ = 0.125 δi dans la direction y. Le champ électrique normal Ey est tracé en noir sur chaque graphe. La ligne hachurée verticale représente la position du point X en y. Les lignes pointillées verticales donnent arbitrairement les limites du champ électrique de Larmor. (a) - Densité de chaque espèce d’ion et densité totale. (b) - Vitesse hors du plan de chaque espèce d’ion. (c) - terme −us× B de chaque espèce d’ion dans la direction normale. (d) - terme −ns/n us× B de chaque espèce d’ion dans la direction normale.

quasiment absents de cet endroit, comme déjà montré précédemment pour le run

A. Le graphe 4.11b montre les mêmes signatures que la Fig.4.8b : les ions de la

magnétogaine ont une vitesse hors du plan positive et les ions chauds magnéto- sphériques une vitesse hors du plan négative. Les ions froids magnétosphériques, cependant, contribuent avec une petite vitesse positive hors du plan. L’explication demeure la même qu’auparavant : comme montré dans le graphe 4.11c, les ions froids sont gelés dans le champ magnétique et y dérivent électriquement, tandis que les autres populations d’ions sont localement démagnétisées.

L’équation de la dynamique des ions peut s’écrire :

Ey = − nd n (ud× B)y− nic n (uic× B)y + 1 en ∇ · − → − → Pi ! y (4.18)

où l’indice d renvoie aux ions démagnétisés de la magnétosphère comme de la magnétogaine (d=ish+ih). Comme montré dans l’annexe de ce chapitre, la contri- bution des ions froids au terme de pression des ions est négligeable, ce qui permet d’écrire : ∇ · − → − → Pi ! y = ∇ · − → − → Pd ! y (4.19)

Le graphe 4.11d montre la contribution relative de chaque population au champ électrique. Nous remarquons que la contribution des ions froids correspond as- sez bien au champ électrique dans la zone de champ électrique négative (c’est- à-dire entre les lignes pointillées). D’autre part, la contribution des ions déma- gnétisés (ions chauds magnétosphériques et ions de la magnétogaine, courbe bleu clair) est qualitativement la même que la contribution −ui × B dans la Fig.4.9. L’Eq.4.15 est donc vérifiée, mais pour les ions démagnétisés seulement : le terme Hall (courbe violette dans la Fig.4.11d) compense la contribution des ions déma- gnétisés (courbe bleu clair). De même que dans le cas sans ions froids, l’Eq.4.17 est vérifiée. L’Eq.4.18 peut donc être séparée en deux équations :

Ey ≈ − nic n (uic× B)y (4.20) −nd n (ud× B)y ≈ 1 en ∇ · − → − → Pd ! y (4.21)

L’Eq.4.20 signifie que le champ électrique est associé à la dérive des ions froids dans le champ électrique, comme le montre les courbes rouge et noire de la Fig.4.11d. L’Eq.4.21 découle alors simplement de l’Eq.4.18, de l’Eq.4.19 et de l’Eq.4.20. Quand nous la multiplions par n/nd, elle devient identique à l’Eq.4.17, mais pour les ions démagnétisés seulement. Le fait que les ions dérivent électrique- ment n’explique cependant pas dans ce cas pourquoi il y a initialement un champ

Figure 4.12 – Champ électrique normal Ey dans la boite pour le run A sans ions froids pour un temps plus proche du début de la simulation. L’image est obtenue après avoir moyenné temporellement sur 3 fichiers compris entre t = 19 and 20 ω_ci−1 et lissé le résultat 2D avec un filtre gaussien de σ = 0.25 δi selon la direction x et de σ = 0.125 δi selon la direction y.

électrique. Pour comprendre pourquoi nous avons un champ électrique ici et pas dans le run A, il faut regarder au début de la simulation. Dans les deux runs A et

B, nous remarquons la présence initiale d’un champ électrique négatif tout du long

de la couche, côté magnétosphère (Fig.4.12 pour t = 20 ω−1_ci ). En effet, au début, la couche frontière est fine partout. Par conséquent, les ions de la magnétogaine sont capables de rebondir (façon Speiser) entre les lignes de champs de la ma- gnétosphère et de la magnétogaine tout du long de la couche de courant. Comme expliqué dans la Sec.4.3, ces ions sont associés à une vitesse moyenne hors du plan positive et à un champ électrique négatif : le champ électrique de Larmor. Dans le run A sans ions froids, cette dynamique de rebond disparaît partout excepté à la ligne X, en raison de la couche de courant qui s’élargit partout sauf à cet empla- cement. Dans les autres régions, les ions sont démagnétisés. Leur comportement cinétique conduit à l’Eq.4.17 d’un point de vue fluide. En conséquence, le champ électrique s’estompe partout sauf à la ligne X. Dans le run B, les ions chauds ma- gnétosphériques et les ions originaires de la magnétogaine se comportent de façon similaire, ce qui signifie que leurs moments satisfont à l’Eq.4.17. Les ions froids, pour leur part, ont un rayon de Larmor bien plus petit que la largeur initiale de ce champ électrique et, par conséquent, ils dérivent à l’intérieur. Ils contribuent cependant à la loi d’Ohm à travers leur terme idéal et par conséquent maintiennent le champ électrique. Ce champ n’a pour sa part que peu d’effet sur les ions issus de la magnétogaine et les ions chauds magnétosphériques, dont le rayon de Lar- mor est large en comparaison. Par conséquent, ces derniers se comportent comme

dans le run A. Il est intéressant de noter que l’intensité de ce champ électrique dépendra fortement de la contribution des ions froids à la densité totale. En effet, sur le graphe 4.11d la principale contribution des ions froids au champ électrique vient du terme −nic/n(uic× B)y, selon l’Eq.4.20. Mais les ions froids sont gelés dans le champ, ce qui signifie :

Ey = −(uic× B)y . −

nic

n (uic× B)y (4.22)

Donc pour satisfaire à la fois l’Eq.4.20 et l’Eq.4.22, il faut nic/n ≈ 1. Nous pouvons

en conclure que pour qu’un champ électrique soit maintenu loin de la ligne X, il faut une densité relative d’ions froids importante. Si nic/n << 1, nous retrouvons le cas du run A, sans champ électrique loin de la ligne X. Notons d’ailleurs que dans le run A, ledit champ Ey ne disparaît pas totalement, même loin de la ligne X (voir Fig.4.9), ce qui est probablement lié, au moins partiellement, aux ions de basse énergie. Ces derniers sont peu nombreux, mais doivent se comporter comme les ions froids du run B.

4.5

Résumé et discussion

Le plasma magnétosphérique à la magnétopause est un mélange de plusieurs populations. En particulier, des espèces de basse énergie venant de l’ionosphère peuvent parfois représenter une part importante de la densité, voir devenir lar- gement dominants. Jusqu’à maintenant, l’effet des ions froids sur la reconnexion magnétique asymétrique n’a été étudié qu’à travers des observations, à l’excep- tion de leur apport de masse qui fut également étudié via des simulations MHD (Borovsky et al. 2008).

Dans ce chapitre, nous avons présenté des simulations PIC de reconnexion magnétique asymétrique avec et sans ions froids du côté magnétosphérique. Les conditions initiales des deux simulations possèdent les mêmes densités totales, température totale et champ magnétique. Leur seule différence est la distribution de vitesse des ions magnétosphériques. Le run sans ions froids n’a qu’une seule population d’ion du côté de la magnétosphère. Le run avec ions froids est quand à lui initialisé avec deux populations du côté de la magnétosphère : une chaude et une froide, avec un rapport de température de 500 et un rapport de densité de 0,5. Nous avons observé que la présence d’ions froids a fait apparaître un champ électrique le long des séparatrices magnétosphériques semblable au champ électrique de Larmor (Malakit et al. 2013), situé uniquement à proximité de la ligne X de reconnexion magnétique.

Nous avons tout d’abord étudié les mécanismes sous-jacents au champ élec- trique de Larmor. Ce dernier est un champ électrique normal à la magnétopause,

situé à proximité de la ligne X du côté magnétosphère de la magnétopause. Nous avons regardé indépendamment les ions de la magnétosphère et de la magnéto- gaine dans la simulation sans ions froids. À l’aide de diagnostics sur des parti- cules test et des distributions de particules, nous avons montré que l’origine de ce champ électrique était purement cinétique. Il provient du rebond des ions de la magnétogaine, dense, du côté magnétosphérique, peu dense, dans la zone de retournement du champ magnétique. Leur demi-tour apparaît sous la forme d’une vitesse moyenne hors du plan qui, couplée au champ magnétique plus intense côté magnétosphère, est associée à un champ électrique. Ce phénomène est la consé- quence d’avoir une couche frontière fine séparant des plasmas asymétriques avec un retournement de champ magnétique. Le retournement, local et abrupt, du champ magnétique conduit les particules à adopter des orbites de type Speiser et, par conséquent, ces particules peuvent s’enfoncer plus loin de l’autre côté de la couche frontière. L’asymétrie fait que l’espèce la plus dense est davantage susceptible de créer une vitesse moyenne de l’autre côté de la couche (avec une distribution en forme de croissant). À l’emplacement du site de reconnexion magnétique, ces deux conditions sont remplies, ce qui en fait un l’emplacement privilégié pour trouver un champ électrique de Larmor.

Nous avons analysé la simulation avec ions froids et nous avons montré qu’il existe dans ce cas un champ électrique semblable au champ électrique de Larmor, mais présent tout du long des séparatrices et pas seulement à proximité de la ligne X. Nous avons montré que les ions froids sont responsables de l’existence de ce champ électrique allongé. En raison de leur faible température, ces ions sont gelés dans le champ électrique : ils dérivent électriquement. De plus, au début de la simulation, la couche de courant était fine partout, donc un champ électrique de Larmor est apparu tout du long des séparatrices dans les deux runs. Les ions froids dérivent électriquement dans ce champ électrique de Larmor "primitif". Grâce à leur contribution majoritaire à la densité, les ions froids sont à partir de là capable de maintenir ce champ électrique une fois que la couche est devenu trop large pour autoriser un champ électrique de Larmor issu des orbites de Speiser. Ce résultat montre que les ions froids peuvent affecter la structure du champ électrique à des échelles inférieures à celles des ions magnétosphériques et magnétogaines. Il remet