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entre la magnétosphère et l’ionosphère terrestres
Aurelie Marchaudon
To cite this version:
Aurelie Marchaudon. Observation et modélisation des processus de couplage entre la magnétosphère et l’ionosphère terrestres. Planétologie et astrophysique de la terre [astro-ph.EP]. Université Paul Sabatier, Toulouse, 2018. �tel-01959258�
UNIVERSITÉ PAUL SABATIER - TOULOUSE III
ÉCOLE DOCTORALE SDU2E
Discipline : Physique des Plasmas Spatiaux
Mémoire d’Habilitation à Diriger des Recherches
présenté par Aurélie Marchaudon
Observation et modélisation des processus de couplage
entre la magnétosphère et l’ionosphère terrestres
Soutenue le 29 mars 2018, devant le jury composé de :
Rapporteurs : Carine Briand, Astronome, LESIA
François Leblanc, Directeur de Recherche, LATMOS
Mioara Mandea, Physicienne, CNES
Présidente : Geneviève Soucail, Astronome, IRAP
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Merci à mes rapporteurs Mioara, Carine et François pour avoir accepté la relecture fastidieuse de ce document et à Genviève pour avoir accepté de présider mon jury.
Merci à Pierre-Louis, Frédéric et Loïc pour le travail réalisé au quotidien et à toute l’équipe PEPS de l’IRAP avec qui il fait bon faire de la science. Dommage qu’on manque toujours autant de femmes par chez nous !
Merci à Nicolas, Vincent et Adrien, Philippe et Pierrette pour être là tous les jours de la vie et pour remettre les choses en perspective.
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L’ionosphère est une région clé de l’environnement spatial terrestre où s’effectue l’essentiel de la dissipation d’énergie issue du couplage avec la magnétosphère et le vent solaire. La compréhension de sa variabilité spatio-temporelle est fondamentale car elle permet de mieux décrire globalement l’environnement terrestre mais également car elle peut affecter de nombreuses activités humaines. Ce manuscrit présente au travers d’observations, de développements de proxys et de modélisations numériques, quelques résultats qui ont permis d’approfondir la compréhension des processus de couplage de l’ionosphère avec la magnétosphère et la thermosphère terrestre. Ces couplages sont essentiels pour mieux comprendre les variations ionosphériques qu’elles soient liées à une variabilité naturelle du système ou à des impacts d’événements solaires intenses, responsables d’orages magnétiques.
Quelques perspectives de travail sont également présentées qui visent à obtenir une vision globale de l’environnement spatial terrestre afin de mieux le contraindre aussi bien pour une compréhension fondamentale de la physique du milieu que pour des applications liées à la Météorologie de l’Espace.
Mots clés : ionosphère terrestre, magnétosphère, thermosphère, électrodynamique, radars ionosphériques, modélisation numérique.
Abstract
Ionosphere is a key region of the Earth's space environment where much of the energy dissipates from its coupling with the magnetosphere and the solar wind. The understanding of its spatial and temporal variability is fundamental because it allows a better overall description of the terrestrial environment and also because it can affect many human activities. This manuscript presents, through observations and numerical modeling, some results describing the coupling processes between the ionosphere, the magnetosphere and the thermosphere which help understand the resulting ionospheric variations.
Keywords: Earth’s ionosphere, magnetosphere, thermosphere, electrodynamics, ionospheric radars, numerical modeling.
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Table des Matières
1. CURRICULUM VITAE...1
2. Introduction...23
3. Couplages entre la magnétosphère et l’ionosphère
du côté jour...27
3.1 Propriétés à différentes échelles de la reconnexion
à la magnétopause...27
3.1.1 Effet de la composante matin-soir (B
y) de l’IMF sur la localisation
de la reconnexion à la magnétopause...29
3.1.1.a) Cas d’IMF-By fort et de Bz nord...29
3.1.1.b) Cas d’IMF-By dominant avec Bz proche de 0...31
3.1.2 Possibles facteurs de contrôle de la reconnexion :
IMF et pression du vent solaire...32
3.1.3 Structure à petite échelle des FTEs à la magnétopause...34
3.2 Couplage magnétosphère-ionosphère au travers
de la convection et des courants parallèles...35
3.2.1 Méthodes développées pour étudier le couplage
magnétosphère-ionosphère...35
3.2.1.a) Méthode de projection à une altitude commune...35
3.2.1.b) Méthode 1-satellite de calcul des courants parallèles...36
3.2.1.c) Méthode muti-satellites du curlomètre...38
3.2.2 Propriétés des injections de plasma côté jour issues
de la reconnexion à la magnétopause...39
3.2.2.a) Vitesse de structure des injections et vitesse de convection dans les injections...39
3.2.2.b) Distribution des courants parallèles des injections et leur fermeture dans l’ionosphère...40
3.2.2.c) Porteurs de charges des courants parallèles des injections...41
3.2.2.d) Taille et forme des injections...41
4. Modélisation de l’ionosphère terrestre...43
4.1 Présentation du modèle IPIM et de ses premiers résultats...44
4.1.1 Le modèle IPIM (IRAP Plasmasphere-Ionosphere Model)...44
vii
4.2 Modélisation à hautes latitude avec TRANSCAR des effets
d’une Région d’Interaction en Corotation en (CIR)...50
4.3 Modélisation de la propagation des ondes HF dans l’ionosphère...55
5. Développements de nouveaux indices magnétiques...57
5.1 Rappel historique sur les indices magnétiques...57
5.2 Conséquences des limitations des indices actuels sur
la description de l’environnement terrestre...59
5.3 Proposition de « sectorialisation » des indices am : les indices a
...60
5.3.1 Réseau et algorithme...61
5.3.2 Premiers résultats de ces indices a
...62
5.4 Proposition de nouveaux indices planétaires : les indices
...63
5.4.1 Réseau et algorithme...63
5.4.2 Validation statistique des indices
...65
5.4.3 « Sectorialisation » des indices
...67
6. Perspectives scientifiques...69
6.1 Couplage électrodynamique magnétosphère-ionosphère...69
6.1.1 Etude des asymétries interhémisphériques à l’aide de conjonctions
instrumentales...69
6.1.2 Etudes statistiques des structures de moyenne échelle de
convection et de courants parallèles...71
6.2 Modélisation du système ionosphère-thermosphère...73
6.2.1 Développements et applications à court terme...73
6.2.2 Amélioration des couplages électrodynamiques et
atmosphériques à moyen terme...74
6.2.2.a) Modèle de thermosphère : ThermoWeather...74
6.2.2.b) Modèles d’électrodynamique : haute latitude et équateur...76
6.2.3 Développements applicatifs pour la Météorologie de l’Espace...77
6.3 Perspectives de développement des indices magnétiques
...78
6.3.1 Nouvelle méthodologie de calcul de la ligne de base
des magnétogrammes...78
6.3.2 Stratégie de « sectorialisation » des
et caractérisation de
l'activité magnétique...79
7. Conclusions et perspectives générales...81
viii
ix
23
Synthèse
des
travaux scientifiques
2. Introduction
Outre son rayonnement électromagnétique dont la partie UV/X est responsable de l’ionisation de la haute atmosphère terrestre, appelée ionosphère, le Soleil émet également en permanence un flux particulaire constitué essentiellement d’électrons et de protons, appelé plasma du vent solaire. Du fait de la conductivité infinie des lignes de champ magnétique, le plasma du vent solaire est gelé dans le champ magnétique du Soleil et ils sont éjectés ensemble dans le milieu interplanétaire (théorème du champ gelé). En amont de la Terre, le vent solaire, supersonique et superalfvénic, est ralenti au travers d’un choc et dévié tout autour de l’obstacle créé par le champ magnétique terrestre, appelée magnétosphère, comprimant les lignes de champ magnétique du côté jour et les étirant en une longue queue côté nuit (Figure 2.1).
Figure 2.1 – Interaction entre le vent solaire et l’obstacle magnétique terrestre, avec le choc en amont de la Terre, le plasma du vent solaire choqué et ralenti dans la région de la magnétogaine et circulant autour de la magnétosphère terrestre, la comprimant côté jour et l’étirant côté nuit. Les régions de plasma plus denses sont indiquées en orange-rouge, avec la plasmasphère dans les régions internes de champ dipolaire et le feuillet de plasma au centre de la queue magnétosphérique (Soleil à gauche).
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La dynamique de l’environnement spatial terrestre est principalement due à l’intensité de son couplage avec le milieu interplanétaire. Le plasma du vent solaire est pour une large part dévié autour de la magnétosphère terrestre mais peut cependant y pénétrer en traversant certaines régions clés, comme les cornets polaires (points neutres du champ magnétique terrestre). Le processus de reconnexion magnétique entre les champs magnétiques terrestre et interplanétaire permet également un couplage efficace à l’interface entre les deux régions, appelée magnétopause, résultant en l’entrée de matière et de quantité de mouvement dans la magnétosphère terrestre. A l’intérieur de la magnétosphère, la circulation et la répartition du plasma provenant du vent solaire sont contraintes par le champ magnétique. Il diffuse le long des lignes de champ et coexiste avec celui provenant de l’ionosphère. Il subit également un transport perpendiculaire aux lignes de champ et va partiellement être stocké dans la queue du côté nuit. La déstabilisation de la configuration magnétique de la queue magnétosphérique due à la dynamique engendrée par la reconnexion côté jour, peut in fine produire de la reconnexion et la divergence des systèmes de courant dans la queue. Cette reconnexion côté nuit entraîne une accélération vers la Terre du plasma stocké au centre de la queue qui est ensuite transporté côté jour de part et d’autre de la Terre. La dynamique du plasma dans la magnétosphère se projette également dans l’ionosphère, du fait de l’équipotentialité des lignes de champ magnétique terrestre. Le cycle de convection, appelé cycle de Dungey (Dungey, 1961) se décompose en deux cellules de convection, en première approximation symétrique, par rapport à l’axe Terre-Soleil, avec une convection antisolaire dans la calotte polaire et une convection solaire dans les zones aurorales de part et d’autre de la calotte. Le transfert de plasma engendré par la reconnexion côté jour et côté nuit, le champ électrique de convection et les systèmes de courants associés, sont les principales sources de la dynamique du système magnétosphère-ionosphère. Les précipitations de particules associées vont atteindre la haute atmosphère terrestre, appelée, thermosphère, où elles vont être absorbées, la chauffant et perturbant en retour sa chimie. Si cette chaîne de processus est bien comprise qualitativement, la modélisation quantitative des différents couplages reste difficile et est une source de recherche active.
Mon travail de recherche se décline donc en trois thématiques principales qui ont toutes pour but de mieux quantifier les couplages entre le milieu interplanétaire et les différentes régions de l’environnement terrestre.
1/ J’étudie les propriétés à différentes échelles de la reconnexion magnétique à la magnétopause et ses conséquences à l’intérieur du système magnétosphère-ionosphère, afin de quantifier les échanges d’énergie et le transport du plasma entre les différentes régions du système (section 3). Ces travaux principalement expérimentaux (mesures de missions spatiales et radars au sol SuperDARN) ont été initiés dès ma thèse au CETP à Saint-Maur-des-Fossés (direction : Jean-Claude Cerisier) et je les ai poursuivis lors de mon premier post-doc au MSSL en Angleterre (direction : Christopher J. Owen), puis tout au long de ces dernières années passées au LPC2E à Orléans (où j’ai été recrutée au CNRS), puis à l’IRAP à Toulouse.
25
2/ Je m’intéresse également à la description fine du plasma de l’ionosphère et aux échanges d’énergie qui résultent du couplage entre la magnétosphère, l’ionosphère et la thermosphère. Ces travaux se font essentiellement au travers de développements d’un modèle d’ionosphère, initiés dès le milieu des années 90 par Pierre-Louis Blelly et constamment mis à jour et améliorés depuis. A partir de ce modèle, je cherche en particulier à déterminer les sources d’asymétrie entre hémisphères, qu’elles soient journalières, saisonnières ou liées aux paramètres externes du vent solaire (section 4). J’ai choisi de m’intéresser aux développements numériques lors de mon deuxième post-doc effectué au LPC2E (direction : Pierre-Louis Blelly) et je les ai là encore poursuivi plus particulièrement depuis mon arrivée à l’IRAP.
3/ Enfin, j’étudie les effets du milieu interplanétaire sur l’activité magnétique et sur la thermosphère de la Terre lors des orages magnétiques et pour cela, je m’investis dans le développement de nouveaux indices magnétiques avec une meilleure résolution spatio-temporelle. Ces proxys sont utiles pour les scientifiques, comme indicateur de l’activité magnétique du système magnétosphère-ionosphère et comme paramètres d’entrées de différents types de modèles (empiriques, statistiques, physiques) décrivant ce système. Ces proxys sont également importants pour la société civile pour des aspects plus applicatifs comme la Météorologie de l’Espace (section 5). Ces travaux sont le fruit d’une collaboration nationale fructueuse, sur le long terme, avec Aude Chambodut, Chantal Lathuillère et Michel Menvielle (jusqu’à leurs départs à la retraite pour ces deux derniers) et Pierre-Louis Blelly.
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3. Couplages entre la magnétosphère et l’ionosphère du côté jour
3.1 Propriétés à différentes échelles de la reconnexion à la magnétopause
La reconnexion magnétique est communément admise aujourd’hui comme étant le mécanisme majeur par lequel s’effectue le transfert d’énergie, de matière et de mouvement depuis le vent solaire vers la magnétosphère. Ce processus conduit à une forte reconfiguration magnétique de la magnétosphère côté jour en permettant aux lignes de champ terrestres de se reconnecter avec les lignes de champ magnétique interplanétaire (IMF) et de former de nouvelles lignes de champ ouvertes sur le milieu interplanétaire. La reconnexion est favorisée là où l’IMF et les lignes de champ magnétique terrestres sont antiparallèles, si l’IMF est purement dirigé vers le sud (composante Bz < 0), la reconnexion se produira à proximité dupoint subsolaire de la magnétopause, suivant une ligne quasi-équatoriale (Dungey, 1961) (voir panneau du haut à gauche de la Figure 3.1). Si l’IMF est purement dirigé vers le nord (composante Bz > 0), la
reconnexion se produira en arrière des cornets polaires dans la région des lobes (Dungey, 1963) (voir panneau du bas à gauche de la Figure 3.1).
Figure 3.1 – Géométrie de la reconnexion à la magnétopause et convection en résultant dans l’ionosphère de la calotte polaire Nord. Panneaux du haut : cas d’IMF sud avec entrainement des lignes de champ nouvellement reconnectées dans la direction antisolaire par la tension magnétique au
point de reconnexion et par l’écoulement du vent solaire. Panneaux du bas : cas d’IMF nord avec entraînement des lignes de champ nouvellement reconnectées dans la direction solaire par la tension magnétique puis dans la direction antisolaire par l’écoulement du vent solaire (adaptée de Lockwood,
1995).
Sun
Sun
Sun
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Après reconnexion, les lignes de champ magnétique ouvertes sont d’abord entrainées par la tension magnétique au point de reconnexion puis par l’écoulement du vent solaire, elles s’empilent in fine dans les lobes de la queue magnétosphérique. Cet entrainement des lignes de champ magnétique, génère un champ électrique matin-soir qui se projette le long de lignes de champ magnétique terrestre jusque dans l’ionosphère. La convection des plasmas magnétosphérique et ionosphérique des régions polaires en découle. Elle varie en intensité en fonction de l’efficacité du processus de reconnexion à la magnétopause et en direction en fonction de l’IMF (direction antisolaire pour un IMF sud et solaire pour un IMF nord, voir panneaux de droite de la Figure 3.1). Les lignes de champ magnétique nouvellement ouvertes vont s’accumuler côté nuit et l’augmentation de la pression magnétique qui résulte de la convection peut conduire à une déstabilisation de la couche de courant de la queue magnétosphérique. Celle-ci se reconfigure sporadiquement de manière explosive à travers la reconnexion magnétique et la génération de système de courants locaux connectant la queue magnétosphérique à l’ionosphère. Ce processus est appelé sous-orage et produit une intensification brutale de la convection dans la direction solaire dans la magnétosphère plus interne, au niveau des zones aurorales. Ce cycle est responsable de la circulation du plasma et de la dynamique des systèmes de courants à grande échelle dans la magnétosphère et l’ionosphère.
Je me suis intéressée plus particulièrement aux propriétés de la reconnexion côté jour à grande et moyenne échelle qui permettent d’avoir une approche phénoménologique du processus, en étudiant en particulier la géométrie de la reconnexion sur la magnétopause et ses conséquences sur le couplage magnétosphère-ionosphère au travers de la convection, des courants alignés au champ magnétique et du transport des particules entre les différentes parties du système et en étudiant le possible contrôle des conditions externes sur le déclenchement et l’efficacité de la reconnexion. Cependant, à partir des observations d’un unique satellite ou même d’une constellation de satellites faiblement séparés, il est très difficile de pouvoir obtenir des informations suffisamment précises sur les propriétés à grande et moyenne échelles de la reconnexion magnétique à la magnétopause. C’est pourquoi je me suis attachée à traiter de cette problématique au travers de l’utilisation de plusieurs missions simultanément : par exemple, les missions Cluster (Escoubet et al., 2001 ; 2013) et Double Star-1 (TC-1, Liu et al., 2005), ou de conjonctions entre une mission satellite et des instruments sol, tels que les radars SuperDARN (Greenwald et al., 1995 ; Chisham et al., 2007). Si l’interprétation conjointe des données de plusieurs instruments est parfois difficile, elle permet souvent de discriminer entre plusieurs interprétations. Je me suis également intéressée aux propriétés à petite échelle de la reconnexion qui sont indispensables pour comprendre les mécanismes de génération et les produits issus de la reconnexion, en particulier en terme de distribution des particules. L’apport des missions Cluster lors des phases de faible séparation entre satellites et MMS avec sa résolution spatio-temporelle inégalée (Burch et al., 2015), ont permis de faire également de grandes avancées sur ces problématiques.
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3.1.1 Effet de la composante matin-soir (B
y) de l’IMF sur la localisation de la reconnexion
à la magnétopause
Si la géométrie de la reconnexion à la magnétopause est bien comprise lorsque l’IMF est dirigé purement vers le nord ou vers le sud, celle-ci reste sujette à débat lorsque la direction de l’IMF est quelconque (composantes Bx et By non nulles) et/ou variable. Récemment, la composante Bx de l’IMF dont on
pensait jusqu’à peu l’effet faible (voir par exemple Trattner et al., 2007 ; Peng et al., 2010 ; Suvorova et al., 2010 ; Suvorova and Dmitriev, 2015; Pi et al., 2017) ou l’inclinaison du dipôle magnétique terrestre (voir par exemple Hoilijoki et al., 2014 ; Zhu et al., 2015) sont aujourd’hui reconnues pour avoir des effets significatifs sur la reconnexion et/ou la forme de la magnétopause sans qu’ils ne soient totalement élucidés (voir Marchaudon et al., 2018, pour une revue).
Lors de mes premières années de recherche, l’effet de la composante By de l’IMF (matin-soir) sur la
reconnexion à la magnétopause était un sujet d’étude important, deux modèles principaux s’opposant depuis longtemps. Avec une composante By importante : 1/ soit la reconnexion est supposée s’effectuer
là où les lignes de champ sont antiparallèles, c’est-à-dire à plus hautes latitudes sur les flancs de la magnétosphère, avec deux sites de reconnexion séparés : un côté matin dans l’hémisphère nord et un côté soir dans l’hémisphère sud si la composante By de l’IMF est négative (Crooker, 1979) et vice versa
si la composante By est positive. La composante Bz de l’IMF déplaçant marginalement la position des
sites de reconnexion en amont ou en aval des cornets polaires ; 2/ Soit la reconnexion peut se produire même si les lignes de champ ne sont pas antiparallèles, on parle alors de reconnexion « component » (Gonzalez and Mozer, 1974). Un modèle populaire suggère que la ligne de reconnexion se développe alors au maximum de cisaillement entre les deux champs, là où les lignes de champ de l’IMF et de la Terre sont les plus antiparallèles. Avec ce modèle appelé « maximum magnetic shear model » (Trattner et al., 2007; Fuselier et al., 2011), la reconnexion se produit sous la forme d’une ligne passant à proximité du point subsolaire même lorsque la composante By domine. Avec un By fort, la tension magnétique au
point de reconnexion a désormais une composante azimutale qui se projette dans la convection du plasma dans le système magnétosphère-ionosphère. J’ai choisi d’étudier des configurations de reconnexion où la composante By était susceptible de jouer un rôle important afin d’apporter des
contraintes sur les différents modèles présentés ci-dessus.
3.1.1.a) Cas d’IMF-By fort et de Bz nord
La mission Cluster a permis de grandes avancées dans la compréhension de la reconnexion à la magnétopause, en particulier, en caractérisant en détail la région du cornet polaire extérieur où une sous-région de plasma stagnant (convection très faible) a été identifiée (Paschmann et al., 1976 ; Haerendel et al., 1978 ; Lavraud et al., 2004). Cluster a également permis de confirmer le processus de reconnexion duale où les lignes de l’IMF dirigé vers le Nord sont successivement reconnectées avec les lignes de champ magnétique ouverte d’un lobe dans un hémisphère puis du deuxième lobe dans l’autre hémisphère pour reformer de nouvelles lignes de champ fermées sur la magnétopause, responsables de
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la densification de la plasma sheet côté jour (Song and Russell, 1992 ; Lockwood and Moen, 1999 ; Lavraud et al., 2006).
La relation entre ces deux phénomènes n’avait pas été suggérée jusqu’à notre étude (Bogdanova et al., 2005) dans laquelle nous avons combiné des observations de Cluster dans le cornet polaire extérieur nord côté après-midi et des radars SuperDARN dans l’ionosphère nord côté matin. Cluster a ainsi détecté le long de sa traversée, 3 régions successives avant de sortir dans la magnétogaine. Dans la région la plus interne et la plus externe, les signatures des électrons et des ions sont dominées par des distributions alignées au champ magnétique et par une convection forte, typiques de signatures de reconnexion à la magnétopause. Entre ces deux régions est intercalée une région où le plasma est quasiment isotrope (électrons et protons) et où le champ magnétique et la convection sont faibles. Ces signatures sont caractéristiques du cornet polaire stagnant (Lavraud et al., 2004). Les observations de Cluster suggèrent un site de reconnexion localisé sur des lignes de champ ouvertes situées sur le lobe côté soir, tandis que des signatures de sursauts de convection vers le nord (PIFs pour Pulsed Ionospheric Flows) sont observées par SuperDARN et attribués à un autre site actif de reconnexion côté matin. L’ensemble de ces observations suggèrent une double reconnexion à la magnétopause, l’une dans l’hémisphère nord sur les lignes de champ déjà ouvertes du lobe côté soir, l’autre sur ces mêmes lignes de champ sur la magnétopause côté matin, formant des nouvelles lignes de champ fermées (sites NXL et SXL en Figure 3.2). Les distributions isotropes de particules s’expliquent dans la région intermédiaire par une diffusion progressive en angle d’attaque le long des lignes de champ fermées (Région 2 en Figure 3.2). Ces lignes alors déconnectées du milieu interplanétaire, ne subissent plus l’entraînement du vent solaire et ne sont plus soumises à la convection. Elles stagnent dans le cornet polaire et pourraient donc être à l’origine du cornet polaire extérieur stagnant.
Figure 3.2 – Vue depuis le côté soir et depuis le Soleil de la magnétosphère pour l’événement du 16 Mars 2002. Configuration du champ magnétique avec deux lignes de reconnexion NXL au nord et SXL
au sud. La trajectoire de Cluster est représentée en pointillés bleus avec les 3 régions différentes de plasma traversées et les angles d’attaque des ions mesurés représentés par les flèches grises (d’après
31
Cette explication n’a été observationnellement confirmée qu’une fois par Hu et al. (2008) tandis que d’autres études ont montré une forte convection solaire sur ces lignes de champ nouvellement fermées (e.g. Bogdanova et al., 2007). De nouvelles investigations seront donc nécessaires pour déterminer si un même mécanisme est toujours à l’origine du cornet polaire extérieur stagnant, si des conditions externes, comme une valeur de composante By de l’IMF forte ou des conditions internes peuvent expliquer les
différences de convection observées lors de la reconnexion duale à la magnétopause.
3.1.1.b) Cas d’IMF-By dominant avec Bz proche de 0
La composante By de l’IMF a une influence renforcée sur la reconnexion magnétique quand la
composante Bz est proche de 0. La configuration du champ magnétosphérique et la géométrie de la
reconnexion à la magnétopause sont alors considérablement modifiées. Des conjonctions de satellite sur les flancs de la magnétosphère permettent d’étudier plus en détail les propriétés atypiques de la magnétopause durant de tels événements. Même si l’interprétation conjointe des données de plusieurs satellites est parfois lourde et difficile, elle permet souvent de discriminer entre plusieurs interprétations. Durant une telle période d’IMF largement dominé par la composante By, Cluster et Double Star-1
(TC-1) en conjonction sur le flanc matin, observent des signatures de reconnexion sur des lignes de champ magnétique connectées à l’hémisphère sud. Grâce à la configuration de la conjonction, nous avons pu montrer que le site de reconnexion est localisé sur le flanc matin proche de l’équateur et s’étend sur plus de 2h en Temps Magnétique Local (MLT, pour Magnetic Local Time) (Marchaudon et al., 2005). Le cisaillement entre les lignes de champ interplanétaires et terrestres montre que la reconnexion est très probablement antiparallèle sur ce site quasi-équatorial, ce qui est inhabituel pour une telle géométrie de l’IMF. La régularité des observations de TC-1 implique également que ce site de reconnexion reste stable en position durant plus de 8h, malgré un IMF variable. Cette stabilité du site de reconnexion est intrigante, puisque la position du site de reconnexion à la magnétopause est supposée changer avec la direction de l’IMF.
Afin de confirmer ces données observationnelles, nous avons lancé une simulation numérique MHD de cet événement (Berchem et al., 2008). La simulation a confirmé l’existence du site de reconnexion antiparallèle à l’équateur sur le flanc matin et a montré l’existence d’un autre site antiparallèle côté soir à plus haute latitude dans l’hémisphère nord. Par contre, la reconnexion subsolaire n’a pas été reproduite. Une forte asymétrie entre les deux sites de reconnexion est également observée dans la simulation, avec un site étendu vers le côté jour pour le site dans le secteur matin comme observé par Cluster et TC-1, tandis que le site dans le secteur soir est très localisé (voir Figure 2.3). Ces sites de reconnexion ne correspondent à aucun des deux modèles historiques précités (Crooker, 1979 et Gonzalez et Mozer, 1974). Cette asymétrie pourrait venir pour partie d’une asymétrie de la configuration du champ magnétique dû à la configuration particulière de l’IMF dans cet événement, avec des lignes de champ magnétique sur le flanc soir beaucoup plus étirées que côté matin. D’autres événements plus récents ont
32
également montré de telles asymétries de configuration magnétosphérique avec des signatures également asymétriques dans le cornet polaire (Berchem et al., 2014).
Figure 2.3 – Evénement du 8 Mai 2004. Résultats du modèle MHD en 3D (et en 2D en encart) de la magnétopause vue à 14:00 LT. Le du plasma est représenté en échelle de couleurs en arrière-plan de l’image à -10 RE (zones bleues = lobes). Des isosurfaces du du plasma (=100) sont également
représentées en 3D avec le même code couleur que précédemment. Des lignes déconnectées, ouvertes et fermées sont également représentées en rouge, bleu et cyan. L’encart représente la région côté matin caché par les isosurfaces du . Les trajectoires de Cluster et TC-1 sont également représentées
par les lignes bleues (intervalle : 06:00-16:00 UT). Les points blancs représentent la position des satellites au moment de la simulation vers 10:00 UT (d’après Berchem et al., 2008).
Il serait donc intéressant de systématiser ces études en période de By de l’IMF dominant, afin de
déterminer si la géométrie de la reconnexion est systématiquement asymétrique entre les deux hémisphères, proche de l’équateur et stable du fait de la configuration magnétosphérique atypique dans ce genre d’événements ou si d’autres paramètres peuvent également influer, par exemple la présence d’ions froids à la magnétopause (André and Cully, 2012; Walsh et al., 2013).
3.1.2 Possibles facteurs de contrôle de la reconnexion : IMF et pression du vent solaire
La manière dont la reconnexion est initiée sur la magnétopause, spontanée ou déclenchée par certains paramètres du vent solaire, reste encore assez mal comprise et semble découler de causes multiples. D’autres questions restent également sans réponse claire sur la nature de la reconnexion, en particulier quels paramètres font que la reconnexion est continue (Phan et al., 2004 ; Trattner et al. 2015) ou sporadique sous la forme d’événements de transfert de flux (FTE, pour Flux Transfer Event) (Haerendel et al., 1978 ; Russell et Elphic, 1978) ? A travers quelques études atypiques décrites succinctement
ci-33
dessous, nous avons pu approfondir cette problématique, en montrant que l’initiation et la nature (pulsée ou continue) de la reconnexion magnétique peuvent être dues à des paramètres externes, tels que la pression du vent solaire ou la rotation de l’IMF. Cependant, un scénario général reste encore à déterminer.
Dans l’étude d’un premier événement mettant à contribution un ensemble de moyens disponibles, en particulier les satellites Cluster dans le cornet polaire, le satellite IMAGE et des radars SuperDARN, donnant accès aux précipitations et à la convection aurorales, nous avons ainsi pu montrer que des impulsions de pression du vent solaire peuvent être le processus déclencheur de la reconnexion sur la magnétopause (Bosqued et al., 2005 ; Cerisier et al., 2005). Cet événement est caractérisé par une pression du vent solaire déjà soutenue (P = 5 nPa), rehaussées de 3 impulsions très fortes faisant progressivement monter le niveau de base de la pression. Chacune de ces impulsions est associée à des injections de plasma provenant de la magnétogaine dans le cornet polaire, à des intensifications aurorales localisées et à des sursauts de convection dirigés vers le nord (PIFs) dans l’ionosphère aurorale conjuguée (voir Figure 3.4).
Figure 3.4 – Evénement du 14 Juillet 2001. (a) Flux de protons mesuré par le satellite LANL-4 à l’orbite géostationnaire, dont le comportement est similaire à la pression du vent solaire. (b) et (c) Diagrammes de la vitesse radiale et de la puissance rétrodiffusée du signal radar pour le faisceau 1 du radar SuperDARN de Kodiak en fonction du temps (UT) et de la latitude magnétique (MLAT). (d)
Kéogramme en fonction de UT et de MLAT, à un MLT fixé de 13,8. Les lignes rouges verticales correspondent aux trois impulsions de pressions du vent solaire (adaptée de Cerisier et al., 2005).
34
L’étude détaillée menée d’abord indépendamment sur chaque type de signatures, puis en les intégrant dans un ensemble cohérent a permis de conclure sans ambiguïté que chaque impulsion de pression est responsable d’un événement de reconnexion sporadique spatialement très localisé à la magnétopause (extension obtenue à partir des signatures ionosphériques et projetée à la magnétopause), généré sur un site de reconnexion antiparallèle. Ces événements même s’ils partagent des propriétés similaires à des événements de reconnexion sporadique sans impulsion de pression, présentent également des spécificités dont une partie est décrite en section 3.2.2.a)).
Dans une autre étude dans laquelle un événement de reconnexion particulier est étudié simultanément par Cluster et Double Star-1 (TC-1) à la magnétopause et le radar de Kerguelen dans l’ionosphère conjuguée, nous avons montré que la reconnexion a été initiée environ 2 min après une rotation vers le sud de la composante Bz de l’IMF, ce qui est bien plus court que les temps rapportés jusqu’ici dans la
littérature (Zhang et al., 2011). Les données du radar SuperDARN de Kerguelen se sont avérées déterminantes dans cette étude pour confirmer le timing de reconnexion, pour suivre l’impact à grande échelle dans le système magnétosphère-ionosphère de la rotation vers le sud de l’IMF, ainsi que pour suivre la reconfiguration globale des lignes de champ magnétique. Dans cet événement atypique, la convection observée par SuperDARN dans le cornet polaire présente une nature continue, ce qui confirme que la reconnexion à la magnétopause ne présente pas toujours une nature sporadique, comme dans le cas des FTEs, même lorsque l’IMF est dirigé vers le sud.
3.1.3 Structure à petite échelle des FTEs à la magnétopause
J’ai également pu participer à des travaux sur les propriétés à petite échelle de la reconnexion à l’aide de la mission Cluster, puis plus récemment de la mission MMS. Dans le cadre de la nouvelle mission MMS, j’ai pu participer à l’interprétation complexe des premiers résultats de cette mission en participant régulièrement aux réunions MMS de l’IRAP avec Benoit Lavraud, Christian Jacquey, Vincent Génot. Dans le cadre d’une collaboration que je poursuis depuis 2010, Yongcun Zhang (CSSAR, Chine) est venu travailler un an sur MMS à l’IRAP comme chercheur invité de mars 2015 à mars 2016. Ces collaborations ont donné lieu à plusieurs publications (Lavraud et al., 2016, Zhang et al., 2016 ; 2017, Vernisse et al., 2016 ; Kacem et al., 2017). Je cite ci-dessous quelques résultats marquants.
Dans une étude où les 4 satellites Cluster sont situés à la magnétopause, nous avons déterminé sans ambiguïté et pour la première fois que la reconnexion était le mécanisme de formation de signatures particulières appelées « Crater »-FTEs et observées à la magnétopause (Owen et al., 2008). Ces signatures ont été dans le passé aussi attribuées à des indentations de la magnétopause sous l’effet d’impulsions de pression (Sibeck, 1990 ; 1992). Nous avons également découvert une région de flux magnétique érodé située dans le sillage de ces FTEs successifs. Cette région que nous avons appelée « Traveling Magnetopause Erosion Region » (ou TMER) a été ensuite reproduite à l’aide de modélisation MHD (Kuznetsova et al., 2009).
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Dans une étude avec MMS, nous avons également montré pour la première fois, grâce à l’extraordinaire résolution temporelle de cette mission, la dispersion en angle d’attaque des électrons dans la région de de diffusion ionique de la reconnexion, là où une forte courbure du champ magnétique apparaît (Zhang et al., 2016).
3.2 Couplage magnétosphère-ionosphère au travers de la convection et des
courants parallèles
Les courants alignés au champ magnétique (ou courants parallèles) et la convection sont des structures qui résultent en grande partie du couplage entre la magnétosphère et l’ionosphère terrestre à grande et à petite échelle. Si là encore les propriétés à grande échelle sont bien comprises, la contribution des structures de moyenne échelle à la dynamique globale reste encore un sujet d’étude important. Une large part de mon travail de recherche a consisté à mieux comprendre les propriétés des injections de plasma de moyenne échelle depuis la magnétosphère externe vers l’ionosphère, à caractériser leur taille, leur forme, leur vitesse et leur électrodynamique. Les injections étudiées sont par exemple associées aux FTEs dus à la reconnexion sporadique sur la magnétopause côté jour ou à des arcs auroraux générés au moment des sous-orages côté nuit. Ces résultats ont généralement été obtenus en combinant les données de différents types d’instruments en conjonction : satellites à différentes altitudes et instruments sol, en particulier les radars SuperDARN. Dans la suite, je résume les méthodes développées pour calculer les courants alignés au champ magnétique et vérifier leur validité, ainsi que les techniques utilisées pour assurer la comparaison entre les instruments utilisés à différentes altitudes. Puis, je présente les principaux résultats issus de ces études pour les injections de plasma issues de la reconnexion à la magnétopause côté jour.
3.2.1 Méthodes développées pour étudier le couplage magnétosphère-ionosphère
3.2.1.a) Méthode de projection à une altitude commune
Lors d’une conjonction entre différents types d’observatoires depuis le sol jusqu’à des altitudes de plusieurs rayons terrestres (jusqu’à 9 RE), il est commun de projeter la position des satellites et de
ramener l’ensemble des mesures qu’ils fournissent à une altitude de référence, souvent l’ionosphère (300-400 km). Dans l’ensemble des études présentées ci-dessous, la projection est effectuée à l’aide du modèle de champ magnétosphérique de Tsyganenko, qui a l’avantage d’être paramétré par les conditions prévalant dans le vent solaire : IMF et pression (Tsyganenko, 1995 ; 2002a ; 2002b).
En supposant l’équipotentialité des lignes de champ magnétique, la convection mesurée dans la magnétosphère par un satellite a été projetée dans l’ionosphère le long du champ magnétique déduit du modèle de Tsyganenko. La méthodologie utilisée consiste à tracer les vecteurs-vitesse de convection dans le modèle Tsyganenko à l’altitude magnétosphérique considérée, en prenant une longueur de référence arbitraire (voir Figure 3.5). Les variations de vitesse mesurée au cours du temps sont ensuite
36
calibrées par rapport à cette longueur de référence. Les deux lignes de champ de Tsyganenko passant par les deux points extrêmes de chaque vecteur-vitesse sont utilisées pour projeter ce vecteur le long de ces deux lignes de champ jusque dans l’ionosphère. Cette méthode s’est avérée efficace pour retrouver la convection mesurée, par exemple, dans l’ionosphère par un radar SuperDARN (Marchaudon et al., 2004b ; Cerisier et al., 2005). La même méthode a été utilisée pour déterminer les échelles transverses au champ magnétique des injections étudiées à différentes altitudes.
Les courants parallèles au champ magnétique sont également prolongés le long d’une ligne de champ de Tsyganenko et leur amplitude est corrigée du rapport des magnitudes du champ magnétique mesuré aux deux altitudes pour tenir compte de la convergence du champ magnétique et de la conservation du courant.
Figure 3.5 – Méthode de projection le long du champ magnétique des vitesses de convection depuis la magnétosphère vers l’ionosphère, en supposant l’équipotentialité des lignes de champ magnétique.
3.2.1.b) Méthode 1-satellite de calcul des courants parallèles
La mesure des courants parallèles ou FAC (pour Field-Aligned Current) est en principe possible dès qu’un satellite possède à son bord un magnétomètre vectoriel. Elle est cependant sujette à des incertitudes importantes dues à la forte hypothèse initiale faite sur la distribution des courants. En effet, un seul satellite ne permet pas de déterminer le rotationnel du champ magnétique indispensable pour déduire le courant par la loi d’Ampère. Sans connaissance a priori de la structure du courant, la méthode la plus simple est donc de poser l’hypothèse que les courants sont distribués en nappes infinies, ce qui
V
⊥Mx Δt
E
//= 0
V
⊥ix Δt
Ionosphère MagnétosphèreB
T dM di Terre37
permet de réduire le rotationnel à un gradient dans la direction perpendiculaire à la nappe de courant. Si cette hypothèse est relativement valide pour des courants de grande échelle, par exemple les courants de Région 1 et de Région 2 qui couplent l’ionosphère aux différentes sources de courants magnétosphériques (annulaire, magnétopause, courant de queue), cette hypothèse tombe plus facilement en défaut pour des structures de moyennes ou petites échelles (e.g. arcs auroraux, FTEs) où la structure du courant est le plus souvent filamentaire ou de petite échelle transverse. Par ailleurs, cette méthode 1-satellite est utilisable avec des 1-satellites à basse altitude dont la vitesse rapide (de l’ordre de 7 km.s-1)
permet de supposer la structure de courant statique. Cette méthode devient plus difficile à utiliser à haute altitude, lorsque la vitesse de la structure de courant devient de l’ordre de la vitesse du satellite (c’est-à-dire au-dessus de 4-5 RE), sauf si on connaît cette vitesse (Marchaudon et al., 2006). Pour améliorer
cette méthode, nous avons fait des tests simples mais robustes basés sur l’analyse de variance des signatures magnétiques du courant.
Nous avons ainsi cherché un moyen de vérifier si l’hypothèse de nappe infinie était valide point-à-point pour des structures de taille intermédiaire (~80-100 km à basse-moyenne altitudes) (Marchaudon et al., 2004a ; 2006). Le calcul des valeurs et vecteurs propres de la matrice de covariance des perturbations magnétiques liées à ces courants et mesurées par un satellite a ainsi permis d’identifier deux paramètres clés permettant de discriminer entre deux types de structures extrêmes, une nappe et un tube : l’angle de polarisation définit par la direction du vecteur propre associé à la valeur propre la plus grande et mesuré dans le plan perpendiculaire au champ magnétique ambiant et le rapport de variance r entre les valeurs propres intermédiaire et la plus forte. Cette méthode a d’abord été appliquée à des données synthétiques comme présenté sur la Figure 3.6 et montre que dans le cas d’une double nappe de courant infinie et en l’absence de bruit, ce rapport de variance r doit être égal à zéro et l’angle de polarisation
doit rester constant à la traversée de la nappe par le satellite. A l’inverse dans le cas d’un tube de courant, le rapport de variance doit être strictement positif et l’angle de polarisation doit présenter des oscillations systématiques à l’approche du tube de courant par le satellite. Appliquée à des données réelles, l’observation conjointe d’un angle de polarisation stable et d’un rapport de variance faible, permet d’être confiant que la structure de courant étudiée se rapproche d’une nappe et que le courant mesuré est fiable. Cette méthode a été appliquée avec succès dans le cornet polaire à moyenne et haute altitudes (Marchaudon et al., 2006 ; 2009).
Dans le cas où l’hypothèse de nappe supposée infinie est valide, l’angle de polarisation représente la direction des perturbations magnétiques et en prenant la perpendiculaire à cette direction, on obtient la normale « réelle » à la nappe de courant. Nous avons ainsi pris en compte cette normale réelle dans le calcul du gradient de champ magnétique lié au courant, plutôt que de prendre la normale constante dans la direction nord-sud (e.g. Le et al., 2009). Ce choix d’une normale variable au cours de temps permet de mieux définir l’orientation des structures de moyenne échelle qui n’ont pas nécessairement la direction est-ouest généralement observées pour les courants de grande échelle (Marchaudon et al., 2004a).
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Figure 3.6 – Analyses de variance des perturbations magnétiques synthétiques pour (à gauche) une double nappe de courants parallèles et (à droite) un tube de courant parallèle. Les panneaux (a) et (b)
représentent les composantes magnétiques perpendiculaires au champ moyen, (c) l’angle de polarisation , (d) le rapport de variance r, (e) le courant parallèle déduit de la méthode 1 satellite
(adaptée de Marchaudon et al., 2006).
3.2.1.c) Méthode muti-satellites du curlomètre
En utilisant la constellation de satellites Cluster dans une configuration tétraédrique régulière, il est possible d’utiliser la méthode du curlomètre qui permet de calculer le courant à l’intérieur du tétraèdre par la loi d’Ampère (Dunlop et al., 2002b). Le courant peut ensuite être projeté dans la direction du champ magnétique moyen pour ne conserver que la contribution parallèle au champ magnétique. Cette méthode a le grand avantage de ne pas nécessiter d’hypothèse sur la distribution de courant traversé ni sur sa vitesse. La seule hypothèse forte est que la structure de courant doit être grande devant l’extension du tétraèdre afin qu’elle englobe simultanément tous les satellites et que la loi d’Ampère soit alors applicable. Nous avons comparé les courants alignés obtenus à Cluster par la méthode du curlomètre et par la méthode 1-satellite appliquée séparément à chaque satellite et nous avons trouvé des résultats très cohérents donnant confiance dans la méthode 1-satellite (Marchaudon et al., 2009). Nous avons également comparé les courants 1-satellite aux courants particules (ions et électrons) obtenus par Cluster dans le cornet polaire à moyenne altitude avec un succès relatif (Marchaudon et al., 2006).
constant Strictly positive = 0 variable Satellite orbit J// dB
Infinite sheets Circular tube
dB
J//
Satellite orbit
39
3.2.2 Propriétés des injections de plasma côté jour issues de la reconnexion à la
magnétopause
L’ensemble des propriétés déduites sur les injections de plasma issues de la reconnexion à la magnétopause et obtenues à l’aide de conjonctions multi-instruments, sont résumées ci-dessous. Un récapitulatif de ces propriétés est également présenté sur le schéma de la Figure 3.8.
3.2.2.a) Vitesse de structure des injections et vitesse de convection dans les injections Même si ces vitesses ont été extensivement étudiées dans le passé, en particulier à l’aide des données SuperDARN, des intérêts précis nous ont conduits à faire ce travail malgré tout. 1/ L’avantage de la mission 4-satellites Cluster qui permet d’avoir accès à la vitesse de structure (ou vitesse de dérive) d’une injection et donc de permettre de comparer avec précision la direction et l’amplitude de cette vitesse à la vitesse de convection à l’intérieur de l’injection. 2/ L’utilisation de conjonctions satellite-sol qui permet d’avoir accès à ces grandeurs à différentes altitudes et de vérifier l’hypothèse d’équipotentialité des lignes de champ magnétique pour des structures de moyenne échelle.
A l’aide de plusieurs excellentes conjonctions Cluster-SuperDARN (Marchaudon et al., 2004b ; Cerisier et al., 2005) et Cluster-TC2-SuperDARN (Marchaudon et al., 2009), nous avons pu montrer que les vitesses de convection et de structure peuvent être calculées avec précision à Cluster à une altitude de 7-8 RE en déterminant les délais entre des signatures similaires observées par les 4 satellites Cluster (e.g.
Dunlop et al., 2002a). Les amplitudes des vitesses sont très cohérentes (~20-40 km.s-1), mais les vitesses
de structure sont dirigées quasiment vers le pôle tandis que les vitesses de convection présente en plus une composante azimutale importante dès que l’IMF a une composante By. Ces vitesses une fois
projetées dans l’ionosphère sont généralement cohérentes avec les vitesses mesurées par SuperDARN (~900-1000 m.s-1) (Marchaudon et al., 2004b ; 2009), confortant l’hypothèse d’équipotentialité des
lignes de champ dans ces événements. Ces résultats sont de plus en accord avec le modèle d’électrodynamique de FTE de Southwood (1987) où la différence de direction entre vitesse de structure et vitesse de convection peut s’expliquer par la tension magnétique appliquée au point de reconnexion par la composante By de l’IMF qui induit une vitesse azimutale sur la convection du plasma.
Il est cependant à noter que dans une étude particulière (Cerisier et al., 2005, déjà décrite en section 3.1.2), les vitesses de Cluster projetées dans l’ionosphère sont beaucoup plus élevées que celles directement mesurées par SuperDARN dans l’ionosphère dans les injections de plasma. L’explication la plus plausible est que le transfert d’énergie et d’impulsion se fait sous la forme d’ondes d’Alfvén, dont une grande partie est réfléchie dans l’ionosphère de haute altitude. Par conséquent, les vitesses mesurées dans l’ionosphère sont beaucoup plus faibles qu’attendues. Cet événement était somme toute exceptionnel avec une pression du vent solaire déjà élevé (P = 5 nPa) par rapport au vent solaire classique (P = 1 nPa) et avec des augmentations sporadiques supplémentaires d’un facteur 1.5 à 2, pour atteindre ponctuellement plus de 15 nPa. Ce genre d’événements pourrait en partie expliquer la saturation du potentiel à travers la calotte polaire observée lors d’événements intenses (de type CME, pour Coronal
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Mass Ejection), dont la cause reste encore en débat et pour lesquelles l’ionosphère est parfois évoquée (voir par exemple Pulkkinen et al., 2016).
3.2.2.b) Distribution des courants parallèles des injections et leur fermeture dans l’ionosphère
Dans l’ensemble des études réalisées, nous avons trouvé une distribution cohérente de courants parallèles associées aux FTEs et aux injections de plasmas, constituée d’une paire de courants parallèles de signe opposé situés sur les bords, de part et d’autre du tube de flux (Marchaudon et al., 2004c ; 2006 ; 2009). La polarité des courants dépend fortement du signe de la composante By de l’IMF avec un courant
montant sur le bord équatorial du tube de flux et un courant descendant sur le bord polaire quand By est
positif et l’inverse quand By est négatif. Cette polarité de courant est en accord avec la tension
magnétique appliquée au point de reconnexion en présence d’une composante By qui influe sur la
direction de la convection dans le cornet polaire (vers l’ouest pour By positif et vers l’est pour By négatif).
Ces résultats sont aussi en accord avec les modèles théoriques développés par Southwood (1987) et Lockwood et al. (2001).
Figure 3.7 - A gauche : vitesses radiales mesurées par un radar SuperDARN dans la calotte polaire nord (sursaut de convection PIF vers le pôle associé au FTE en rouge) avec superposés les courants parallèles mesurés par le satellite Ørsted. Cette distribution étant obtenue avec la méthode 1-satellite, des doutes peuvent apparaître quant à la validité de l’hypothèse de nappe infinie dans ce cas. Ainsi les
nappes 1 et 2 semblent plutôt correspondre pour l’une à un artefact de la méthode générant un courant « parasite », pour l’autre à un courant filamentaire très local associé au bord de la cellule de convection soir en croissant située juste au sud de l’injection. Dans les deux cas, l’hypothèse de nappe infinie n’est pas respectée et ces courants ne peuvent être validés expérimentalement. Les nappes 3 et
4 sont par contre associées au sursaut de convection (PIF). A droite : modèle théorique d’électrodynamique de FTE de Southwood (1987), avec les courants parallèles et de Pedersen ionosphérique déduits des données Ørsted et SuperDARN en supposant ce modèle exact (adaptée de
Marchaudon et al., 2004c).
Courant de Pedersen (SuperDARN)
J
P=
PE =
PV B = 0,225
A.m
-1Courants parallèles (3) et (4) (Ørsted)
J
//+(4)= J
//-(3)= 0,18
A.m
-1Modèle de FTE de Southwood (1987) Courants parallèles et convection
Satellite Ørsted Radar
Vue magnétique de la calotte polaire nord
Matin Soleil
41
Nous avons également étudié la fermeture dans l’ionosphère de telles structures. Ainsi, pour une conjonction Ørsted-SuperDARN (Marchaudon et al., 2004c), nous avons déterminé l’intensité des deux courants parallèles mesurés par le satellite Ørsted et l’intensité du courant ionosphérique de Pedersen à l’intérieur du sursaut de convection, déduit de la vitesse de SuperDARN et en supposant une conductivité ionosphérique de Pedersen uniforme (due à la photo-ionisation et aux précipitations dans le cornet polaire). La comparaison entre ces intensités est en bon accord quantitatif et conforte le modèle de Southwood (1987) (voir Figure 3.7). Cette étude a permis de montrer expérimentalement pour la première fois la validité de ce modèle.
Enfin, une analyse de variance réalisées sur les injections de plasma dans le cornet polaire à moyenne (Marchaudon et al., 2006) et haute altitudes (Marchaudon et al., 2009) montrent également que les structures de courant sont plus souvent de type tube que de type nappe et que l’angle de polarisation
lié aux injections ne montrent pas nécessairement un alignement suivant les iso-latitudes, confirmant la structure complexe des injections de plasma dans le cornet polaire.
3.2.2.c) Porteurs de charges des courants parallèles des injections
Nous nous sommes également intéressés aux porteurs de charge des courants parallèles associés aux injections de plasma dans le cornet polaire de moyenne altitude (Marchaudon et al., 2006). Nous avons utilisé les données des expériences électrons (PEACE) et ions (CIS/CODIF et CIS/HIA) de Cluster et avons déduit des fonctions de distribution les moments densité et vitesse les plus précis possibles. Nous avons montré qu’à moyenne altitude, les courants parallèles sont essentiellement portés par les électrons, avec une contribution de l’ordre de 20% ou moins pour les ions. Si les courants alignés montants sont essentiellement portés par des électrons précipitants avec des énergies de l’ordre de quelques centaines d’eV (50-300 eV, énergies typiques des précipitations électroniques dans le cornet polaire), les courants descendants sont eux portés essentiellement par des électrons froids montants avec des énergies bien inférieures de l’ordre de quelques dizaines d’eV (10-40 eV), sous la forme de structures sporadiques de petite échelle et probablement d’origine ionosphérique. Ces résultats ont permis de discriminer pour la première fois les porteurs de charge des courants parallèles dans le cornet polaire et ont confirmé des études plus anciennes et plus générales (Burch et al., 1990). Enfin ils ont permis de montrer que les électrons froids ionosphériques sont convenablement détectés par la mission Cluster.
3.2.2.d) Taille et forme des injections
Dans plusieurs études, nous avons déterminé l’extension transverse des injections dans le cornet polaire, soit dans la magnétosphère, soit dans l’ionosphère directement. En utilisant les données SuperDARN d’un sursaut de convection associé à un FTE (Marchaudon et al., 2004c), nous avons trouvé une taille d’environ 100 km dans la direction Sud-Nord et 1000 km dans la direction Est-Ouest. Nous en avons déduit la taille transverse de ce FTE à la magnétopause par la conservation du flux magnétique entre la
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magnétopause et l’ionosphère. La surface du tube de flux obtenue à la magnétopause est alors d’environ 1 RE2. En utilisant l’excellente conjonction Cluster-Double Star-2 (TC-2) (Marchaudon et al., 2009),
nous avons également déterminé avec une grande précision les extensions transverses de trois injections successives dans la direction perpendiculaire (0.6-1 RE) et dans la direction parallèle (0.6-2 RE) à la
vitesse d’ensemble des structures. Ces extensions ont été déterminées avec une grande précision. Comme Cluster est localisé dans le cornet polaire extérieur, les valeurs obtenues sont en accord avec des résultats antérieurs obtenus ou extrapolés à la magnétopause (Owen et al., 2001 ; Bosqued et al., 2001 ; Marchaudon et al., 2004b) ou celles directement obtenues dans l’ionosphère et citées précédemment (Marchaudon et al., 2004c). Par ailleurs, en utilisant la méthode de variance et en l’appliquant aux données des 4 satellites Cluster en tétraèdre (Marchaudon et al., 2009), nous avons également été capable de montrer que les injections de plasma présentent un bord amont très bien défini magnétiquement (où l’angle de polarisation était assez stable et le rapport de variance r faible) et un bord aval beaucoup plus turbulent. En analysant plus finement la direction du front magnétique à chacun des 4 satellites (voir Figure 3.8, gauche), nous avons également pu voir qu’au moins une des 3 injections étudiées présente un bord amont plutôt concave que plan, impliquant une coupe transverse plutôt de type haricot que circulaire pour cette structure (voir Figure 3.8, droite).
Figure 3.8 - A gauche : polarisation quasi-linéaire observée par chaque satellite cluster dans le plan perpendiculaire au champ magnétique pour une injection de plasma dans le cornet polaire à haute altitude. Cette polarisation n’est pas strictement parallèle à chaque satellite mais montre une forme concave. A droite : forme, distribution de la convection (champ électrique et vitesse) et des courants déduits de l’analyse de variance pour la même injection de plasma (adaptée de Marchaudon et al.,
2009).
Le schéma de la figure 3.8 (à droite) montre comment les résultats que j’ai obtenus ces dernières années ont permis d’affiner le modèle théorique de FTEs de Southwood (1987), en particulier en terme de morphologie et d’électrodynamique.
15:40 UT Velocity of the flux tube sc3
sc1 sc4 Convection Velocity Electric field Upward Current Downward Current Xgsm Ygsm sc2
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4. Modélisation de l’ionosphère terrestre
L’ionosphère est un milieu partiellement ionisé complexe dont la dynamique dépend fortement de l’altitude et de la latitude considérée. A basse altitude (z < 120 km environ), le milieu est suffisamment dense pour être en équilibre chimique mais à plus haute altitude, la diffusion le long du champ magnétique et la convection perpendiculaire au champ magnétique deviennent les mécanismes dominants de transport du plasma ionosphérique. Ils dépendent fortement des apports d’énergie provenant soit de la basse atmosphère, sous la forme en particulier d’ondes de gravité se propageant vers les hautes altitudes et appelées Travelling Ionospheric Disturbances (TIDs), soit de la magnétosphère, en particulier dans les régions de fort couplage, c’est-à-dire à haute latitude, sous la forme de précipitations de particules, de courants alignés au champ magnétique et de convection du plasma. Dans ce couplage avec la magnétosphère, l’énergie déposée à haute latitude est ensuite transférée vers les moyennes latitudes avec des constantes de temps variables (30 min à plusieurs heures) en fonction de la nature de la perturbation initiale. Enfin, l’équateur a un comportement spécifique où l’électrodynamique du plasma est fortement contrainte par la géométrie des lignes de champ magnétique horizontales, l’éclairement solaire et la dynamique du vent neutre.
De par sa complexité, l’ionosphère est un milieu difficile à appréhender uniquement à travers des données d’observation (satellites, radars, magnétomètres au sol) souvent parcellaires et locales. C’est pourquoi, l’outil de modélisation numérique a été très tôt utilisé pour donner une cohérence d’ensemble aux données, en résolvant les équations de transport fluide des différentes espèces chargées (électrons, ions atomiques, ions moléculaires) et ainsi permettre de combler les absences d’information entre les données.
Dans les années 90, le modèle TRANSCAR (Blelly et Schunk, 1993 ; Blelly et al., 1996) fut l’un des premiers modèles d’ionosphère haute latitude dépendant du temps, avec une résolution à 13-moment des équations de transport le long d’une ligne de champ magnétique. Il permet en particulier de résoudre simultanément les températures parallèle et perpendiculaire au champ magnétique des principales espèces du plasma et donc de pouvoir assurer le développement de faibles anisotropies de température dans le milieu. Le code TRANSCAR s’est ainsi révélé extrêmement efficace pour modéliser le vent polaire à haute latitude correspondant à l’éjection de plasma ionosphérique vers les hautes altitudes (Blelly et Schunk, 1993) ou de reproduire les principaux paramètres du plasma (densité électronique Ne,
températures ionique et électronique Ti et Te et vitesse ionique Vi) mesurés par un radar ionosphérique
incohérent appelé EISCAT (Blelly et al., 2005).
Le modèle TRANSCAR a cependant une limitation, il est confiné à l’étude des hautes latitudes, là où les lignes de champ magnétique sont ouvertes sur le milieu interplanétaire. Or, une des problématiques importantes qui a émergé ces dernières années concerne la compréhension des échanges interhémisphériques, à moyenne latitude, de matière et de flux de chaleur liés à la dynamique du plasma entre les deux pieds d’une même ligne de champ magnétique fermée. Ces échanges peuvent être liés
44
aux variations diurnes, saisonnières ou aux conditions d’interaction entre le vent solaire et la magnétosphère. Cette thématique a été peu étudiée expérimentalement jusqu’à présent, car peu d’instruments sont disponibles simultanément dans les deux hémisphères et le long d’une même ligne de champ magnétique. L’outil de modélisation numérique s’avère être « l’instrument » le plus pertinent pour comprendre les mécanismes de couplage et la modélisation globale du système magnétosphère-ionosphère-thermosphère permet de bien décrire ces échanges interhémisphériques. Cependant, ce type de modèle est relativement difficile à concevoir, surtout si l’on souhaite une description la plus réaliste et la plus exhaustive possibles des processus physiques régnant dans l’environnement terrestre. Avec Pierre-Louis Blelly, c’est ce défi qui nous a motivés pour développer un nouveau modèle interhémisphérique d’ionosphère le plus complet possible, inspiré du modèle TRANSCAR.
4.1 Présentation du modèle IPIM et de ses premiers résultats
4.1.1 Le modèle IPIM (IRAP Plasmasphere-Ionosphere Model)
Nous avons donc poursuivi pendant plusieurs années le développement du nouveau modèle IPIM (Marchaudon et Blelly, 2015). Au départ, ce modèle devait être une simple extension vers les basse et moyenne latitudes du modèle TRANSCAR. Au fur et à mesure, il s’est transformé en un modèle complètement original, car il a nécessité de nombreux développements nouveaux, tant sur le plan mathématique que physique ou numérique qui se sont avérés longs et complexes à mettre en œuvre pour permettre son utilisation à toutes les latitudes et altitudes.
Un synopsis du modèle IPIM est présenté en Figure 4.1. Comme TRANSCAR, il permet de résoudre, en fonction du temps, les équations de transport à 1 dimension (1D) le long d’une ligne de champ magnétique. Cependant cette ligne de champ est maintenant fermée, traverse l’ionosphère aux deux pieds de la ligne de champ et s’étend jusque dans la plasmasphère à haute altitude (à plusieurs rayons terrestres de la surface de la Terre), là où le milieu devient faiblement dense et donc sans collision. Pour obtenir une description correcte d’un milieu dense et collisionnel à basse altitude et d’un milieu ténu et sans collision à haute altitude et assurer la transition entre ces deux milieux, nous avons dû adopter une nouvelle approche mathématique pour la partie fluide du code, afin de pouvoir prendre en compte le développement de fortes anisotropies de température et de flux de chaleur à haute altitude. Ainsi, la première évolution majeure du modèle a été de remplacer le système de transport à 13-moment pour un nouveau système à 16-moment qui permet de mieux décrire les distributions d’énergie dans des populations à forte anisotropie. Ce modèle a également la particularité d’être couplé à un code cinétique permettant de résoudre l’équation de transport indépendante du temps des électrons suprathermiques et de décrire la production particulaire, soit dû à la photo-ionisation des photons solaires dans la gamme UV/EUV, soit dû aux précipitations de particules dans les zones aurorales. Ce code cinétique permet de prendre en compte l’ionisation par production primaire et secondaire, c’est-à-dire la production des nouveaux électrons secondaires énergétiques créés par l’impact d’électrons primaires issus soit de la
