Résultats des premières simulations d’IPIM

superposé un module de corotation. La combinaison de ces effets le long d’un tube incliné par rapport aux axes de rotation ajoute des forces d’inertie qui contribuent à extraire le plasma des régions basses vers la plasmasphère. Par ailleurs, le déplacement transverse du tube de flux simulé sous l’effet simultané de la corotation et de la convection peut amener celui-ci à se retrouver à une distance plus ou moins éloignée de la Terre, il a donc également fallu prendre en compte dans les équations de transport, l’effet de la contraction ou de l’expansion du volume du tube qui en résulte. L’intégration d’autres processus physiques a également été réalisée comme les précipitations de particules depuis un point quelconque de la ligne de champ.

Enfin, le modèle ingère un certain nombre d’entrées ; le flux solaire (bloc jaune en bas à gauche, Figure 4.1), l’atmosphère neutre (bloc bleu ciel, Figure 4.1) et des entrées magnétosphériques (bloc mauve, Figure 4.1) telles que la convection, les précipitations de particules et les courants alignés au champ magnétique dont la variabilité reflète le couplage du système avec le vent solaire (bloc jaune en bas à droite, Figure 4.1). Une couverture 3D du système ionosphère-plasmasphère peut être obtenue en lançant simultanément un très grand nombre de tubes de flux au travers d’une version parallélisée du code.

4.1.2 Résultats des premières simulations d’IPIM

Les premières simulations ont été réalisées pour valider le modèle et cerner ses capacités. Nous avons donc poussé le code dans des conditions extrêmes pour étudier sa stabilité. Nous avons simulé des conditions très calmes et donc positionné la plasmapause très loin de la Terre avec un point de stagnation situé à une distance de 6 rayons terrestres (RE) de la Terre dans le plan équatorial (L=6 RE) à 15h MLT (point rouge, Figure 4.2), ce point étant l’endroit où les champs électriques de corotation et de convection sont parfaitement opposés (voir Figure 4.2). Nous avons fait tourner plusieurs tubes avec des distances à la Terre dans le plan équatorial s’échelonnant entre L=2 RE et L=6 RE.

Figure 4.2 - Lignes d’écoulement du plasma dans le plan équatorial de la plasmasphère. Le point de stagnation est localisé à L=6 RE et 15h MLT (point rouge). Les trois courbes noires représentent les équipotentielles parcourues par les tubes de flux localisés respectivement à L=2, L=5 et L= 6 RE à

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Nous avons lancé deux types de simulation : une dans des conditions d’équinoxe et une dans des conditions de solstice (été dans l’hémisphère nord) en commençant les simulations 30 jours avant la date de l’équinoxe ou du solstice afin d’éviter tout phénomène transitoire. La Figure 4.3 montre les profils de densité électronique le long de tubes de flux obtenus à L=2 RE (panneaux du haut) et L=6 RE

(panneaux du bas) en fonction du MLT, à l’équinoxe (panneaux de gauche) et au solstice (panneaux de droite) ; l’hémisphère sud est en bas.

Figure 4.3 – Profils de densité électronique le long d’un tube de flux en fonction du MLT et de l’altitude (hémisphère sud en bas), obtenus avec le modèle IPIM à L=2 RE en haut et L=6 RE en bas,

conditions d’équinoxe à gauche et de solstice à droite (adaptée de Marchaudon et Blelly, 2015).

Dans ces panneaux, on voit très clairement les maxima de densité obtenus dans les régions F2 des deux ionosphères (nord et sud) autour de 250-300 km d’altitude. La situation est très symétrique pour les conditions d’équinoxe et beaucoup plus asymétrique dans les conditions de solstice où on voit en particulier à L=6 RE une ionosphère dans l’hémisphère été qui se maintient durant toute la journée, car le tube atteint des altitudes telles qu’une partie du tube est toujours éclairée quel que soit le MLT. L’altitude de transition entre les ions O+ et H+ identifiée par la ligne blanche dans chaque hémisphère au-dessus de l’ionosphère, montre une variabilité importante, même en période d’équinoxe qui pourrait s’expliquer par l’influence non négligeable de l’inclinaison variable du dipôle magnétique par rapport à l’axe géographique de la Terre. Enfin, on voit l’effet du passage du tube à L=6 RE près du point de stagnation autour de 15h MLT. A cet endroit, une variation très importante de la densité est observée qui est due au temps important pendant lequel le tube reste dans cette région du fait de la stagnation, pendant que la Terre en dessous continue de tourner, engendrant un mouvement oscillant du tube dans

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le référentiel terrestre. Enfin, les parties blanches à l’intérieur du profil au niveau de l’équateur correspondent à la contraction du tube du côté opposé au point de stagnation.

Grâce à ce nouveau modèle, nous montrons également comment des anisotropies de températures peuvent se développer, aussi bien sur la population des électrons thermiques que sur celle des ions H+. Ces anisotropies sont toujours présentes, mais si elles sont quasiment négligeables pour des tubes proches de la Terre (L<3 RE), elles peuvent jouer un rôle important sur des tubes plus éloignés et atteindre des valeurs supérieures à 30 %. Ces anisotropies se développent en particulier près de l’altitude de transition H+/O+, ainsi qu’à l’apex de la ligne de champ et peuvent avoir un effet non négligeable sur la dynamique du plasma le long de ces tubes. Ces résultats ne pourraient pas être obtenus avec un code fluide résolvant 8- ou 13-moment car de telles anisotropies ne sont pas permises dans la description adoptée. Ces résultats montrent donc toute l’originalité de ce nouveau modèle IPIM et surtout, tous les résultats originaux qui peuvent être tirés de ce modèle pour comprendre la dynamique le long d’un tube de flux.

4.1.3 Influence de l’inclinaison de l’axe du dipôle magnétique sur la dynamique du

système ionosphère-plasmasphère

Suite à la publication présentant le modèle IPIM (Marchaudon et Blelly, 2015), nous travaillons actuellement sur les premières applications d’IPIM. La Figure 4.4 présente l’ensemble des 30 jours de simulations équinoxe (à gauche) et solstice (à droite) pour les tubes à L=2 (en haut), 4 (au milieu) et 6 RE (en bas). Ces résultats nous permettent d’étudier l’effet de la variation de l’inclinaison du dipôle magnétique sur la stabilité du système ionosphère-plasmasphère pour des tubes situés à différentes distances de la Terre. L’effet de l’inclinaison du dipôle magnétique terrestre est souvent négligé dans les simulations à moyenne latitude où il est considéré comme ayant peu d’effet. Les différents tubes de flux présentés en Figure 4.4 montrent tout le contraire. A L=2 RE, l’effet reste faible mais la projection de l’axe du dipôle magnétique dans le plan du tube de flux (courbes bleues panneaux du haut, Figure 4.4) outre la périodicité d’environ 24h correspondant à la variation diurne de l’inclinaison du dipôle magnétique par rapport au plan de rotation terrestre, montre également une légère dérive au cours du temps. Cette dérive provient de la compétition corotation-convection qui, même si près de la Terre, implique que le tube de flux simulé ne tourne pas exactement à la même vitesse que la Terre mais légèrement plus lentement et prend donc un peu plus longtemps pour faire un tour complet de la Terre. Cet effet est par contre largement amplifié pour des tubes situés plus loin de la Terre dans le plan équatorial (L=4 et L=6 RE) et induit des variations importantes de la densité électronique dans les deux ionosphères conjuguées. En particulier à L=4 RE, la projection de l’axe du dipôle magnétique dans le plan du tube de flux (courbes bleues panneaux centraux, Figure 4.4) montre maintenant deux périodes distinctes, la plus courte correspond toujours à la variation diurne de l’inclinaison du dipôle magnétique et la plus longue correspond à la dérive au cours du temps de cette inclinaison, liée à la compétition corotation-convection qui induit une rotation non uniforme du tube de flux autour de la Terre et une

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rotation plus lente que la Terre. Cette période plus longue indique qu’une même configuration du tube en terme d’inclinaison de l’axe du dipôle magnétique par rapport au plan du tube de flux sera obtenue environ tous les 14-15 jours. Pour un tube à L=6 RE, la rotation du tube de flux est tellement non-uniforme autour de la Terre du fait du point de stagnation que la projection de l’axe du dipôle magnétique dans le plan du tube de flux simulé devient quasiment chaotique (courbes bleues panneaux du bas, Figure 4.4) : la période la plus courte (environ 24h) disparait et une pseudo-période autour de 13-14 jours apparaît sans que les variations observées soient parfaitement similaires. L’impact de cette variabilité est aussi extrêmement clair sur les variations sur 30 jours de la densité électronique observée dans chaque ionosphère que ce soit à L=4 ou à L=6 RE. L’effet est même encore plus fort en période de solstice que d’équinoxe, du fait en plus de la forte variabilité de l’angle solaire zénithal.

Figure 4.4 – Figures au-dessus de chaque panneau : projection de l’axe du dipôle magnétique dans le plan d’un tube de flux (bleu) et distance à la Terre dans le plan équatorial du tube de flux (rouge) -

Figures du bas de chaque panneau : densité électronique le long du tube issue du code pour les 30 jours de simulation, en condition d’équinoxe à gauche et de solstice à droite pour un tube à L=2 RE

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Ces résultats ont un impact important en montrant que le plasma dans la plasmasphère externe ne peut jamais atteindre un équilibre même en l’absence de forçage externe au système et donc même si le point de stagnation reste stable au cours du temps (publication en préparation).

Une telle étude est en cours d’extension afin d’étudier les effets de cette compétition corotation-convection sur le plasma ionosphérique à une position géographique donnée, afin en particulier de voir si ce non équilibre de la plasmasphère externe permet d’expliquer la variabilité naturelle jour-à-jour observée dans l’ionosphère (e.g. Wang et al., 2011). Pour cette étude, le code a été entièrement parallélisé, de manière à pouvoir suivre un nombre conséquent de tubes de flux différents et ainsi permettre une reconstruction 3D de l’ensemble du système plasmasphère-ionosphère et suivre à une position géographique donnée le passage successif de nombreux tubes différents. Une telle simulation d’environ 2000 tubes demande un temps de calcul considérable et ne peut tourner que sur un mésocentre de calcul du type de CALMIP (CALcul en MIdi-Pyrénées).

4.2 Modélisation à hautes latitude avec TRANSCAR des effets d’une Région

d’Interaction en Corotation en (CIR)

Les développements réalisés pour IPIM ont été utilisés pour mettre à jour TRANSCAR, afin en particulier de le rendre compatible avec IPIM pour une utilisation parallélisée. Ce modèle amélioré permet d’aborder des études aux hautes latitudes avec de nouvelles capacités de modélisation liées notamment à la gestion multi-tubes. Dans le cadre d’études aux hautes latitudes, nous avons initié une collaboration avec l’Université d’Oulu (A. Aikio) et le Sodankylä Geophysical Observatory (SGO) (T. Ulich, A. Kozlovsky) avec un étudiant, Maxime Grandin qui a effectué sa thèse en cotutelle, et pour laquelle j’étais sa directrice de thèse pour la partie française. Cette collaboration a permis en particulier d’étudier l’impact d’une CIR sur l’ionosphère terrestre. A travers cette collaboration, nous avons complété sur le plan de la modélisation, les travaux engagés par Maxime côté finlandais qui consistaient à étudier l’impact d’un point de vue expérimental d’un écoulement à haute vitesse du vent solaire (ou High-Speed Stream, HSS) sur l’ionosphère de haute latitude. Un HSS est observé suite à une CIR formée dans le vent solaire et se caractérise par un vent solaire rapide qui rattrape un vent solaire plus lent, provoquant une compression importante dans le vent solaire (e.g. Denton et Borovsky, 2012). Ce type de structure et en particulier le HSS associé, sont connus pour avoir un effet important sur le couplage avec l’environnement spatial terrestre. En particulier, en utilisant des données d’ionosondes, Grandin et al. (2015) ont mis en évidence en périodes d’équinoxe et de solstice d’été, une décroissance importante de la densité électronique ionosphérique à haute latitude. Cette décroissance se produit juste après l’impact de la CIR sur l’environnement terrestre et persiste pendant 1 à 2 jours.

Nous avons voulu comprendre l’origine de cette décroissance et nous avons donc utilisé le modèle TRANSCAR pour simuler un événement. Nous avons donc identifié un événement dans l’ionosphère polaire nord observé simultanément par deux instruments : une ionosonde à Sodankylä (Finlande) et le

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radar incohérent EISCAT à Tromsø (Norvège) qui montrent tous les deux une telle décroissance de la densité. Nous avons commencé par ajuster les entrées électrodynamiques et d’atmosphère du modèle TRANSCAR afin de refléter au mieux les conditions prévalant durant cet évènement. Cette étape s’est avérée complexe. En effet, l’atmosphère couplée à TRANSCAR est issue du modèle climatologique NRLMSISE-00 (Picone et al., 2002). Ce modèle n’est absolument pas adapté au suivi de perturbations rapides liées au couplage avec le vent solaire. En comparant les sorties du modèle d’atmosphère aux données d’accéléromètre de CHAMP dont on peut déduire la densité atmosphérique à ~340 km, il a fallu modifier les rapports de mélange, en réduisant la concentration en oxygène et il a fallu intégrer une perturbation de la température exosphérique au moment du HSS pour pouvoir reproduire la variation de densité CHAMP (voir Figure 4.5). Du côté de l’électrodynamique, nous nous sommes dans un premier temps concentré sur la convection et les précipitations. La convection sur l’ensemble de la calotte polaire nord a été obtenue par SuperDARN, malheureusement les données deviennent rares quelques heures après l’impact de la CIR. Si la convection observée par SuperDARN est conforme à celle observé localement par le radar EISCAT, il a cependant fallu ajouter une cellule de convection supplémentaire (centrée en MLAT=75°, MLT=4) qui permette de reproduire les observations de Tromsø durant l’intensification de convection observée juste après l’impact de la CIR, cette intensification étant une signature typique dans ce type d’événement. Enfin, nous avons également adapté le modèle de précipitations aurorales historique de Hardy (Hardy et al., 1985) en l’ajustant sur le modèle plus récent OVATION (Newell et al., 2009 ; 2010) dont on ne peut pas extraire directement les paramètres nécessaire à TRANSCAR (flux en énergie et énergie moyenne des précipitations), afin qu’il suive des perturbations rapides comme dans le cas d’une CIR.

Figure 4.5 – Haut : Perturbation du rapport de concentration atomique/moléculaire pendant la perturbation (réduction d’un facteur 3). Milieu : Température exosphérique issue de l’analyse des

données EISCAT (bleu), température exosphérique appliquée au modèle NRLMSISE-00 pour reproduire la densité mesurée par CHAMP à ~340 km d’altitude (rouge), fit utilisé dans le modèle

NRLMSISE-00 (vert) pour reproduire l’effet de la perturbation sur les hautes latitudes de l’hémisphère nord. Bas : Densité CHAMP issue des mesures de l’accéléromètre (bleue) et obtenue

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Une fois cette étape délicate réalisée, des simulations ont été lancées à Tromsø et Sodankylä pour pouvoir ensuite être comparées aux observations. Dans la Figure 4.6, les résultats pour Tromsø sont présentés et montrent globalement un bon accord en particulier dans les quelques heures qui suivent l’impact de la CIR (ligne noire pointillée). En particulier, la densité électronique et les températures ioniques et électroniques montrent des variations relativement similaires, avec une très forte décroissance de la densité électronique juste après l’impact de la CIR, qui reste ensuite plus faible qu’avant la perturbation pendant au moins 36h. Les surdensités observées à Tromsø à très basse altitude autour de minuit le 11 juillet 2008, sont également présentes dans la simulation mais les profils diffèrent, cela peut s’expliquer par la présence soit de courants alignés au champ magnétique non modélisés, soit par des spectres en énergie des précipitations mal modélisés.

Figure 4.6 – Densité électronique, températures électronique et ionique et vitesse ionique en fonction de UT et de l’altitude sur la période du 11 au 13 Juillet 2008, avec l’impact de la CIR représentée par

la ligne pointillée noire. Panneaux de gauche : Observations faites par le radar EISCAT de Tromsø. Panneaux de droite : Résultats de la simulation TRANSCAR à la position de Tromsø.

La comparaison plus précise réalisée entre quelques profils de densité électronique et de températures électronique et ionique mesurés à EISCAT et simulés avec TRANSCAR en fonction de l’altitude au moment du maximum de perturbation liée à la CIR, confirme le très bon accord quantitatif dès que le champ électrique de convection simulé est comparable avec celui mesuré à EISCAT (voir Figure 4.7).

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Figure 4.7 – Profils en fonction de l’altitude de températures (à gauche) et de densités (à droite) EISCAT et TRANSCAR à 06:00 UT le 12 Juillet 2008. Les profils simulés sont en traits pleins Les profils issus d’EISCAT sont représentés sous forme de diamants avec les barres d’erreurs superposées et avec le même code couleur que pour TRANSCAR. A gauche : la température neutre issue du modèle

NRLMSIS-00 corrigé est en bleu, la température électronique en vert et la température ionique en rouge. A droite : la densité des électrons est en vert, la densité des ions moléculaires en magenta et la

densité de l’ion O+ en rouge. En noir : le profil de densité électronique sans modification d’atmosphère.

Le bon accord entre simulation et expérimentation pour Tromsø indique que les entrées du modèle ajustées sur les observations à Tromsø, sont correctement modélisées (convection SuperDARN, précipitations de Hardy, atmosphère ajusté sur les données CHAMP). Nous avons alors appliqué ces entrées définies sur la calotte polaire pour modéliser la dynamique du plasma à la position de Sodankylä, afin de pouvoir comparer aux résultats de l’ionosonde localisée à cet endroit. L’ionosonde ne donne accès qu’à l’altitude (hmE et hmF2) et la fréquence (FoE et FoF2) à laquelle les ondes Haute Fréquences (HF) émises sont réfléchies sur les maxima de région E et F2 de l’ionosphère. Il est alors possible d’en déduire la densité (NmE et NmF2) de ces maxima. La comparaison de FoE et FoF2 issus de l’ionosonde et dérivés de la densité électronique obtenue par TRANSCAR aux maxima de région E et F2 montrent un accord excellent comme l’indique la Figure 4.8. En particulier, la décroissance de la densité électronique après l’impact de la CIR (ligne pointillée verticale noire) est clairement observée durant le 12 juillet par rapport au 11 juillet, ainsi que la ré-augmentation de la densité observée le 13 juillet. La décroissance de la densité électronique observée après l’impact de la CIR aussi bien à Tromsø qu’à Sodankylä s’explique par la croissance du champ électrique de convection qui augmente la friction ions-neutres et donc le chauffage de l’ionosphère et de la thermosphère par effet Joule. Ce chauffage accroît

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les réactions chimiques entre l’ion O+ et le neutre N2, dont le produit est l’ion moléculaire NO+. Une croissance de la densité en NO+ en région F1 se fait donc au détriment de la densité de O+ en région F2 et fait décroître la densité électronique et ionique en région F2 (au-dessus de 200 km d’altitude). A la différence de l’ion atomique O+ dont le maximum de densité dans la région F2 correspond à un équilibre entre production et transport, l’ion NO+ est contrôlé par un équilibre chimique entre cette production issue de O+ et la recombinaison électronique, plus efficace pour faire diminuer rapidement la densité électronique. De fait, les processus chimiques dominant la région F1 conduisent alors à une réduction de la densité et à un déplacement du pic de région F qui descend de la région F2 vers la région F1 (ce qui est bien visible dans la Figure 4.6 aussi bien dans les données EISCAT que dans la simulation dans la deuxième moitié du 12 Juillet 2008). La densité électronique est ensuite maintenue à une valeur plus faible par une modification légère du rapport O/N2, plus faible après qu’avant l’évènement et causée par l’expansion de la thermosphère résultant du chauffage.

Figure 4.8 – Haut : FoF2 et bas : FoE, observés par l’ionosonde de Sodankylä (en bleu) et simulés avec TRANSCAR (en rouge) sur la période du 11 au 13 Juillet 2008, avec l’impact de la CIR

représenté par la ligne pointillée noire.

L’ensemble de ces résultats font l’objet d’une publication en cours de rédaction et seront poursuivis afin de comprendre en particulier le rôle du vent thermosphérique et des courants alignés au champ magnétique dans la réponse de l’ionosphère, paramètres mal (vent) ou non (courants) pris en compte dans les simulation actuelles.

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