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Excitation d’oscillations électroniques dans une onde de
choc. Applications radioastronomiques
Jean François Denisse, Yves Rocard
To cite this version:
LE
JOURNAL
DE
PHYSIQUE
ETLE
RADIUM
EXCITATION D’OSCILLATIONS
ÉLECTRONIQUES
DANS UNE ONDE DECHOC.
APPLICATIONS
RADIOASTRONOMIQUES
Par JEAN
FRANÇOIS
DENISSE et YVES ROCARD. Laboratoirede Physique
de l’École NormaleSupérieure.
Sommaire. - On étudie
quelques propriétés caractéristiques d’une onde de choc qui progresse dans un milieu fortement ionisé. Des effets de diffusion et de diffusion thermique concourent à chasser
les électrons, particules légères, vers l’avant du front de l’onde. Il en résulte :
Une polarisation du milieu qui limite finalement les effets de diffusion;
Une distribution des vitesses des électrons qui s’écarte beaucoup d’une distribution maxwellienne :
pour une onde de choc assez intense, les électrons peuvent même se trouver divisés en deux groupes
distincts de vitesse moyenne différente.
Ces propriétés conduisent normalement à l’excitation d’oscillations de plasma amplifiées et l’on suggère
que ce mécanisme pourrait expliquer les émissions radioélectriques solaires les plus intenses.
La structure d’une onde de choc
qui
progressedans
un
milieuionisé
présente
plusieurs
particula-rités intéressantes
qui
tiennenta
lagrande
diffé-rence de masse
qui
existe entre les électrons et lesparticules
plus
lourdesqui’
propagent
l’énergie.
cinétique de
laperturbation.
Si le milieu est fortement
ionisé,
des effets de « diffusion et de diffusionthermique
puissants
con-courent à chasser les électrons de la
région
amontplus
dense etplus
chaude vers larégion aval,,et
produisent
enparticulier
unepolarisation
du milieu. La fonction de distribution des électrons s’écarte alors notablement d’une distributionmaxwellienne;
en
fait,
l’écart est siimportant
même pourune
onde de choc assez
faible,
que les méthodesclas-siques
de calculs’appliquent
assez mal dans cecas-L’étude
qui
estprésentée
ici estsuggérée
par lapossibilité
d’expliquer
par cesmécanismes,
cer-taines
composantes
des émissionsradioélectriques
solaires
[1J, [2].
Enfait,
on verraqu’une
pertur-bation
d’amplitude
moyenne seprête
à l’excitation.d’oscillations
électroniques
decharge d’espace qui
pourraient
être àl’origine
des émissions observées.1.
Caractéristiques
d’uneonde
de choc.-On sait
qu’une
onde de choc se traduit par unebrusque
discontinuité des variables d’état du fluide. Larégion
oùs’opère
cettediscontinuité,
le frontde
l’onde,
estplus
ou moins étendu suivant l’inten-sitédu choc,
mais sonépaisseur
L restetoujours
comparable
au libre parcours moyen des moléculesdu
fluide,
dès que
le choc n’est pas très faible(ondes
acoustiques ordinaires).
’Cbnsidérons une onde de choc stationnaire que
nous étudierons dans un,
système
d’axes entraînéà la vitesse - u2 de
progression
du front de l’ondedans le milieu aval
( fig.
r ).
On
désigne
par p,T,
p et v, lapression,
latempé-rature, la densité et le volume
spécifique
en unpoint
situé à l’intérieur du front de l’onde par p,,Tl,
pi, VI et P2’T 2,
p2, v2 les mêmesgrandeurs
dansles milieux amont et aval
respectivement.
894
Par
rapport
ausystème
d’axes définiplus
haut,
le fluide est animé de la vitesse UI dans le milieu
amont et de la
vitesse u2
dans le milieu aval. On choisitl’origine
des abscisses aupoint
moyen dufront de l’onde
où v - v1+ v2/2
et l’ondésigne
par ula vitesse du fluide en ce
point.
C’est dans lé
plan x
= o que les effets de diffu-sion seront lesplus
intenses et nous yrapporterons
. les calculs
qui
suivent.La conservation de la masse donne les relations,
D’autre
part,
on saitque
lerapport P1/p2 ="’
P2 V2
tend vers une valeur maximum
égale
à 1 + 1
pour1-1 .
une onde de choc
infiniment
forte. Enprenant
pour lerapport
des chaleursspécifiques
’Y= 5/3
qui
convient au cas d’un. gazmonoatomique,
on a 03B3 + 1 =44.
y - i
° .Afin de déterminer la fonction de distribution des
électrons,
il est nécessaire depréciser
la valeur d’un certain nombre degrandeurs
à l’intérieur du front del’onde;
ce sont .Dans un Mémoire très
intéressant,
Kohler,
après
Lord
Rayleigh
[3],
a montré en utilisant la méthodedes
équations
detransfert,
qu’il
étaitpossible
d’obtenir des valeurs
approximatives
de cesexpres-sions en fonction du
paramètre
7ï== V2- Vi
qui
v2 + Vivarie de o
à 3
et caractérise lapuissance
du choc.5
Le volume
spécifique
àl’intérieur
du front de l’ondepeut
alorss’exprimer
par la formulequi néglige
les termes d’ordressupérieurs
en ~.Le
paramètre 1
mesurel’épaisseur
du front ets’écrit
’
OÙ li.
est le coefficientde
viscosité du fluide. Parsuite,
onpeut
écriredans
leplan
x = oAvec la même
approximation,
onpeut
écrirequi correspond
à unecompression adiabatique
et,
par
suite;
De même
La vitesse u en un
point
du fluide satisfait à la relationet,
parsuite,
u et
du
étant tous deuxnégatifs.
On
peut
noterqu’avec
la mêmeapproximation
les dérivées secondes de
T,
p et u sont nulles dansle
plan
x = o.-Dans ce
qui
suit nous supposerons le milieucomplètement
ionisé. Le coefficient de viscosité Fdépend
alors essentiellement ducomportement
des ions et
l’épaisseur
du front N 1 estcomparable
à leur libre parcours moyen ’~’.
z
2. Effet de
polarisation.
-- En raison de leurfaible masse, les électrons sont soumis dans le
front de l’onde à un double effet de diffusion
qui
tend à leur
communiquer
une vitesse d’ensembledifférente de celle des
protons
[2].
Comme nous l’avons
dit,
l’inhomogénéité
despressions
et destempératures
tend à concentrerles
électrons,
particules,
légères,
vers larégion
aval oùpressions
ettempératures
sont lesplus
basses
La
diffusion ordinaire et la viscosité vontagir
en sens inverse tendant às’opposer
aux différences dedensité et de
mouvement,
mais nous allons voirque ces facteurs ne
jouent
iciqu’un
rôlenégligeable.
En
effet,
les ions et les électrons étantchargés,
toute vitesse relative des uns par
rapport
auxautres,
crée un état depolarisation
du milieu et par suite unchamp électrostatique
général E qui,
lui,
limite très efficacement ledéplacement
relatifdes électrons. ,
Admettons,
pour déterminer un ordre degrandeur
de ce
champ,
que tous les chocsque ’subit
un électrondans,
le,front
d’onde luicommuniquent
uneénergie
KT
et un momentdirigé
vers les xpositifs,
2la vitesse des ions étant
supposée négligeable.
Un étatd’équilibre
sera atteintlorsque
lechamp
électrostatique
E créépar cette
diffusion sera assezintense
pourprélever
cetteénergie 2013 pendant
laOn obtient donc une valeur
approchée
duchamp
Epar la relation
Dans les conditions de la haute
chronosphère
(T N
5oooooo et 0394" ~. 10’cm),
on obtient E == i o-1 u. e. s.Supposons,
pour fixer lesidées,
que ce
champ
soit créé par l’accumulation descharges
de
signe opposé
à l’arrière et à l’avant du frontd’onde;
on trouve alorsqu’il correspond
audépla-cement d’une
charge
environ par centimètre carré de la surface du front. Comme le milieu en contientenviron 108 par centimètre
cube,
ce résultat montreque les effets de
diffusion,
limités par lapolarisa-tion ne modifient
pas
sensiblement lacomposition
du milieu.
Notons
que cettepolarisation
peut
devenirplus
importante
dans un milieuplus
concentré quecelui
qui
est considéré ici.°
Pour obtenir une valeur
plus
exacte duchamp
de
polarisation,
il est nécessaire de supposer que lafonction
de distribution desélectrons
à l’intérieur du front de l’onde s’écarte peu d’une distributionmaxwellienne
.
Alors,
des conditions d’invariance[4]
montrentque l’on
peut
enpremière approximation
poserDans ce
qui
suit,
les indices ’ et " sont affectésaux
grandeurs
qui
caractérisent les ions et lesélec-trons
respectivement;
lesgrandeurs
sans indicecaractérisent le fluide en
général.
U", V",
W"désignent
lescomposantes
lelong
des trois axesOx,
Oy,
Oz des vitessesparticu-lières C" des électrons. Ces vitesses sont
supposées
mesurées par
rapport
à unsystème
d’axes entraînéà la vitesse u par le mouvement d’ensemble du fluide.
C’est-à-dire,
que, parrapport
à cesystème
d’axe,
la vitesse moyenne desprotons
est nulle.A ",
D",
B" sont des fonctions de la vitesse C"et
dépendent
de la nature des chocs entreparti-cules,
chocsqui
sont dus ici à l’interactionen 2-.
r2
Le terme
-- A" U" 1 dT
représente
l’effet de la diffusionthermique.
Le terme
- B" [U"2 20131/3C"2) du/dx
est introduit3 dx
par la viscosité du milieu.
Enfin,
l’expression
- n D’! V" dreprésente
la diffusion. Avec des notations très voisines de celles utilisées dansl’Ouvrage
deChapman
etCowling [5],
auquel
nous faisons de très nombreuxemprunts,
on
peut
écriren’ et n"
représentent
les nombres desparticules
dechaque
espèce
par centimètrecube,
on aF’ et F’
représentent
les forcesqui
sontéven-tuellement
appliquées
sur l’unité de masse dechaque
particule.
’On voit ainsi
que dans
l’expression
d,
lepremier
terme
représente
un effet de diffusion ordinairequi
tend à réduirel’inhomogénéité
de
composition
dumilieu.
Le deuxième terme
figure
l’effet de diffusionqui
tend à chasser lesparticules
lesplus légères
desrégions
où
lapression
est laplus
élevée.Enfin,
le dernier termereprésente
l’action desforces
qui agissent
différemment sur les deux sortesde
particules.
soit ici les forcesélectrostatiques.
L’expression f C" dC"
intégrée
sur ’l’ensembledes vitesses des électrons est
égale
à la vitesse moyenne U" dedéplacement
des électrons parrapport
auxions,
vitessequi
n’est pas nulleen
général.
Mais comme les forcesélectrostatiques
créées par la
polarisation s’opposent
à cedépla-cement,
onpeut
admettre que lesystème
va tendre en moyenne vers unéquilibre
où l’effetdes
forcesélectrostatiques
compensera exactement les forces de diffusion. Nousnégligerons
pour le. momentl’effet d’oscillations
qui
pourraient
éventuellement
s’amorcer.La condition U" = o s’écrit
[5,
p. 143]
où D est le coefficient de diffusion des électrons à
travers le gaz des
ions;
KT
-DT
est lerapport
duD
coefficient de diffusion
thermique
DT
aucoefficient
,de diffusion ordinaire D.
°
Pour une interaction
en £
on a[5,
p.180]
,et par suite
On
peut
simplifier
l’expression
d enremarquant
comme
précédemment
que lacomposition
du milieune va pas être sensiblement modifiée par le passage
de l’onde de
choc;
onpeut
doncnégliger
led n’ .
terme
-,2013
n, + n"
.896
D’autre
part,
avecét F’ et F"
exprimés
enfonction
d’unchamp
élec-.trique
Edirigé
suivant Oxon
peut
écrireet par suite
Avec
on obtient
qu’on
peut
mettre sous la forme1
2
1n
estcomparable
au libre parcours desparti-cules et l’on voit que le
champ
ainsi obtenu nediffère pas sensiblement de la valeur
approximative
calculée
plus
haut. Les résultatsqualitatifs
qu’on
en avait déduit restent donc valables.
3. Fonction de distribution des électrons.
-Pour calculer la fonction de distribution des électron dans le.front de
l’onde
dechoc,
il fautexpliciter
la valeur des coefficientsA ", D",
B". ,Pour
simplifier
les calculs nous allons d’abord assimiler le fluide à un « gaz de Lorentz », cequi
suppose :’ .
les
protons
au repos parrapport
auxélectrons;
en fait ceux-ci sont animés en moyenne de vitessesbeaucoup
plus
grandes;
et les chocs électrons-électrons
négligeables
parrapport
aux chocsélectrons-protons.
Cetteapproxima-tion est évidemment mauvaise ici où
nous
supposonsle
gaz
complètement
ionisé,
elle serait meilleure pourune onde
de
choc
dans un milieu faiblement ionisé.°
De toute
façon
onpeut
espérer
que l’étude conduitedans ce sens donnera une
représentation
quali-tative satisfaisante des
phénomènes.
Cette
approximation
permet
d’exprimer
A ",
D ",
B" en termes finis
[5, p. 189]
où
g est un facteur correctif
qui
dépend
desconditions
de
pression,
detempérature
et d’ionisation[6].
Avec la condition
supplémentaire
on obtient
En
posant
et en
. 1
1dT
et.du
par 1 1 calculéeet en
remplaçant y7
dx
et du/dx
par leur valeur calculéeplus
haut,
f
prend
laforme
trèssimple
formule
importante qui
donne la distribution desvitesses cherchée. Le coefficient
-est de l’ordre de
n2,
cars estcompa-rable au libre parcours des électrons et 21 au libre
parcours des ’ions
qui
n’est pas très différent duprécédent.
Il est nécessaire depréciser
la valeurde a
qui
a unegrande
influence sur la formede .1.
Nous avons
déjà indiqué
qued’après
Kohler[3]
D’autre
part,
d’après [5],
onpeut
écrireoù
g’
a une valeur peu différente duparamètre
g introduitprécédemment;
aprend
donc la forme où u est la vitesse du fluide aupoint
moyendu front
d’onde.
A
partir
de la fonction de distribution1
ainsicomplètement
déterminée,
on.peut
calculer
laÉcrivons
où
on aura
Effectuant
l’intégration indiquée,
on obtientoù
représente
lesigne
de U.Sauf pour des ondes infiniment fortes u est
compa-rable à la vitesse du son
dans le fluide
aval,
donc à la vitessed’agitation
thermique
des ions ety = u vi 2; peut
êtrenégligé.
Parsuite,
Pour fixer les
idées,
considérons une onde de chocqui
correspond
à .on obtient
qui
estbien
négligeable,
et parsuite
La
courbereprésentative
deg (U)
pour°-‘
20
20 est
indiquée
figure
2. On voitqu’elle présente
lapropriété remarquable
deposséder
une dérivéepositive
dans unerégion
voisine deUo
= 2 ouUQ
=2t/20132013?
v
c’est-à-dire
pour des valeurs deUo
MI’
supérieures
à la vitesse moyenned’agitation
ther-mique
des électrons. En d’autrestermes,
les élec-trons se trouvent divisés en deux groupesdistincts,
l’un
deux,
leplus important
de vitesse moyennesensiblement
nulle,
l’autre’ de vitessemoyenne
voisine deU"0.
On sait que cespropriétés
sont cellesqui
peuvent
déterminer l’excitation d’oscillationsamplifiées
et nous reviendrons sur cepoint
tout àl’heure.
Il est bon de revenir au
préalable
sur la validitéde
ce résultat. L’étude de g(U)
montre que le groupe des électronsrapides
ne commence à sedistinguer
du groupeprincipal,
que pour desondes
de chocqui correspondent
à P1/p2 > 5/ 3
ou«>la.
"
P2 3 10
D’autre
part,
l’examen del’expression f
montreque
pour P’
> 2 l’écart à une distributionmaxwel-P2 ,
’
lienne devient
notable
et lesapproximations
uti-lisées ici cessent d’être valables. Bienqu’il
y aittout lieu de croire que le
phénomène
ne fasse ques’accentuer
lorsque
la force de l’onde de choc aug-mente, on voitcependant
que le domaine strictd’application
de cettepremière
approximation
estextrêmement
limité,
aussin’entreprendra-t-on
pas ici une discussioncomplète
de ceproblème.
Reinarques. -
a. La fonction de distributionque
l’on vient de calculer suppose que la diffusiondes électrons dans le front de l’onde due, choc est
limitée
par lechamp
depolarisation.
Il
peut
exister des cas, sans doutetransitoires,
où cette limitation ne
joue
pas, parexemple
sil’onde se propage dans un milieu
où
existe déjà
un
champ électrique
qui s’oppose
auchamp
depolarisation,
ou si une autre force defreinage
(rayon-nement,
parexemple)
agit
sur les électrons. Dans cecas
(qui correspond
à F’ = F" =0),"
onobtient
une898
qui
possède
sensiblement les mêmespropriétés
que laprécédente.
b. Il est
également
intéressant d’étudier lafonc-tion de distribution des électrons pour une onde de choc
qui
se propage dans un gaz. faiblement ionisé.On sait que la section de choc d’un ion pour un
électron est
beaucoup plus grande
que la section de choc atome-électron. Si l’on supposel’ionisation
suffisamment faible pour que les chocs
électrons-ions soient
négligeables,
onpeut
alors avec une trèsbonne
approximation
assimiler le milieu à un gazde
Lorentz,
et admettre que les chocs s’effectuententre
sphères
rigides.
Il faut noter que, dans ce cas,le coefficient
KT
estnégatif,
cequi
signifie
quela
diffusion
thermique
a pour effet de concentrer les électrons dans larégion
laplus
chaude. Des calculsanalogues
auxprécédents
conduisent aux fonctions suivantes :1° dans le cas où la diffusion est limitée par la
polarisation
2° dans le cas où cette limitation n’existe pas
où
a étant la section de choc des molécules neutres. Seule la fonction
f 2
peut
conduire éventuellementà une
séparation
en deux faisceaux d’électronsdistincts,
cet effet étant iciuniquement
dû à la variation depression
dans le front de l’onde.c. Dans des conditions
intermédiaires,
où legaz est assez fortement ionisé sans que la
concen-tration des atomes soit
négligeable,
il semble quela fonction
de
distribution des électronspuisse
s’écarter moins d’une distribution de Maxwell que dans les casprécédents.
Le
facteur exqui
mesure l’écart de cettedistri-bution varie en effet
comme #$
et dès que l’ioni-sation estsupérieure
au millièmeenviron,
l’effet.des ions est de diminuer
beaucoup
lelibre
parcours desélectrons à’,
sans que A. fi soitsensiblement
modifié,
cequi
contribue
donc,
toutes choseségales
d’ailleurs,
à diminuer ce,4.
Applications radioastronomiques. 2013
Nous allons ici nous limiter àenvisager quelques
appli-cations
possibles
des considérationsprécédentes
dans ledomaine de
laRadioastronomie.
Nos
études
récentes[7], [8]
conduisent
à penserque la
plus
grande
partie
des émissionsradioélec- ,
triques
solairesqui
nepossèdent
pas le caractèrestable d’un
rayonnement
thermique
sont constituées par lasuperposition
de
sursautsélémentaires,
plus
ou
moins
nombreux,
plus
oumoins
atténués,
dont.
les
propriétés
demeurentremarquablement
cons-tantes. L’étude de ces sursauts a été faite§ aux
environs de 160 Mc : s, au Laboratoire de
l’École
Normale
Supérieure
à l’aide deplusieurs
récepteurs
sensibles accordés sur desfréquences
trèsvoisines
[7],
elle conduit aux résultats suivants :
a. La
puissance transportée
par un sursaut estcomparable
à lapuissance radioélectrique rayonnée
par le soleilcalme,
soit 5 . r o- 22 W m-2(c : s)-1
auxenvirons de 160 Mc : s. Les
plus grands
sursautsatteignent
5 à 6 fois cettevaleur;
b. La durée moyenne de ces
sursauts, mesurée
entre
points
d’intensité moitié dumaximum,
estde l’ordre de o’,2 s. Elle ne
dépasse
qu’exception-nellement
o,5 s;
c.
L’énergie
reçue au cours d’un sursaut estlimitée à un
spectre
extrêmement étroit de l’ordrede
quelques
mégacycles.
II estgénéralement
infé-rieur à
4
Mc : s;d. Les sursauts sont
polarisés
circulairement;
e. Ils
apparaissent
seulement sur ondesmétriques,
saufpendant
lesgrandes éruptions
radioélectriques
(outbursts) qui
accompagnent
souvent lesérup-tions
chromosphériques.
Il semble bien que le sursaut ainsi
défini,
loin d’être un accidentsuperposé
àl’émission principale,
comme on l’a cru
d’abord,
soit enréalité
lephéno-mène élémentaire à
l’origine
de lacomposante
laplus
importante
durayonnement
radioélectrique.
Nous allons montrer que la théorie
exposée plus
haut seprête
assez bien àl’interprétation
de cephénomène.
Cette théorie
montre,
eneffet,
qu’il
existe despossibilités
d’exciter des oscillations deplasma
dansune onde de choc. Nous avons vu tout d’abord
que l’onde de
choc,
chassant les électrons au-devantd’elle,
créait un état depolarisation
dans lefront;
cet
effet
doits’accompagner
d’oscillations de lacharge
d’espace [2]. L’importance
dece
phéno-mène est difficile à
évaluer,
car si le calculprécédent
montre que seule une très faibleproportion
descharges
est en moyennedéplacée
pardiffusion,
iln’est pas exclu
qu’un
effet d’autoexcitatiollpuisse
prendre place
etaugmenter
beaucoup
l’importance
des oscillations. On trouve d’ailleurs que ces oscilla-tions naissent d’elles-même
quand
lafréquence
pro-pre de lapolarisation
trouvéeplus
haut coïncideavec la
fréquence
propre duplasma
[2],
et nousremarquerons que ce résultat rentre dans le schéma
général
des oscillations par laconfusion
de deuxfré-quences propres dans un
système
àplusieurs
degrés
de
liberté,
schéma autrefois donné par l’un de nous’[11].
Ces conditions
d’autoexcitation,
nous les trouvonsd’ailleurs réalisées dans les cas où la fonction de
distribution conduit à une division des électrons en deux faisceaux distincts
[1].
Eneffet,
suivantmilieu ionisé si la dérivée de la fonction de distri-bution des
composantes
g (U")
des vitesses desélectrons le
long
d’un axe se trouveprendre
des valeurspositives
pour une valeurU"-
de U"supé-rieures à la vitesse moyenne "
d’agitation
thermique
/3
KTdes
électrons v
=3 K,? .
Nous avons vuque cette
s v
= ~
; n7’-condition est bien satisfaite dès que l’onde de choc
n’est pas
trop
faibleP1 > 5 .
°(
P2 3Remarquons
que ces deux mécanismes conduisentà l’excitation d’oscillations dont la
fréquence
esttoujours
très voisine de lafréquence
critique
I
~403C0N’C2
vc -
1 /203C0
~403C0 N’ C2/m"
dumilieu,
et ceciexplique
peut-203C0V m
être le faible
spectre
des sursauts observés.Cependant,
il fautremarquer
que les conditionsdans
lesquelles
ces ondes vont se propager dansl’atmosphère
solaire laisseprévoir
unspectre
dessursauts reçus à la surface de la terre
qui
peut
êtreplus
étroit que celuiqu’ils
possèdent
àl’origine.
Eneffet,
désignons
par dàl’angle
solideoccupé
par lerayonnement
auvoisinage
de larégion
d’émis-sion,
par ds la surfaceémissive,
par n l’indice dumilieu,
et pardA’, ds’,
r’ N i les mêmegrandeurs
au
voisinage
de la terre. On a la relationdQ ds n = dQ’ ds’.
Si le
rayonnement
est émis auvoisinage
de la fré-quencecritique
dumilieu,
npeut
être très faibleet par suite do’ ds’
également;
autrementdit,
l’émission considérée iciémerge
de la couronnésolaire dans un
faisceau
étroit et defaible
ouuerture.’
Comme les conditions de
propagation
peuvent
varier énormément avec lafréquence
et avecl’altitude,
il n’est pas
impossible
que cet effet deprisme puisse
séparer
complètement
« lesimages »
de la sourceobtenues au
voisinage
de la terre pour desfréquences
voisines(fige
3)
et contribuer ainsi à limiter lespectre
des sursauts effectivement observés. Notonsque cet effet
pourrait également
limiter la durée dessursauts,
mais ceciparaît plus
’improbable.
Il semble
plutôt
qu’on puisse
expliquer
la faible durée des sursauts par l’instabilitéintrinsèque
du processus d’excitation que nous venons de décrire. Eneffet,
lorsque
l’onde commence à se former elles’amplifie
audépens
des électronsrapides qui
sontalors
freinés,.
cequi
doit détruire assezrapidement
les conditions
d’amplification.
L’étude détaillée montre d’ailleurs que l’onde une
fois formée se propage, très peu
atténuée,
vers lemilieu aval où la densité
électronique
estplus
faible,
les
gradients
de densitéélectronique
dans le front de l’onde de choc étant tout à faitcomparables
àceux
qui
existent dansl’ionosphère.
Les ondes de
plasma
dont nous venons d’étudierla formation sont des ondes de
charges
d’espace
purement
électriques.
Elles nepossèdent
pas dechamp magnétique
associéet,
nepeuvent
pasrayonner, sauf
peut-être
à la faveur de mouvementsturbulents,
parexemple.
Toutefois,
si elles sepro-duisent au
voisinage
d’une tachesolaire,
leurpro-pagation
va se trouver influencée par lechamp
magnétique
decellR-ci. En
particulier,
si cechamp
vient à
présenter
unecomposante
transversale àla direction de
propagation,
unepartie
del’énergie
des vibrationslongitudinales
de l’onde deplasma
Fig. 3.
se trouve
couplée
à unsystème
d’ondes transversalescapables
de rayonner. Ceci est évidemment àrap-procher
du fait que les sursautsprésentent
untaux de
polarisation
circulaire élevéqui
estcertai-nement dû à l’existence d’un
champ
magnétique.
Notons pour terminer que le biland’énergie
estlargement
satisfait par ceprocédé.
Lapuissance
transportée
par un sursautcorrespond
aumaximum
à une dizaine de kilowatts
rayonnés
à la surface dusoleil et
quelques
dizainesde
mètres carrés de lasur-face du front d’onde suffisent pour alimenter cette émission.
En
conclusion,
onpeut
direqu’une
onde de chocqui
se propage dans un milieu très fortement ionisétel que
l’atmosphère
solaire estsusceptible
d’exciter des oscillations deplasma amplifiées qui
pourraient
être à
l’origine
durayonnement
radioélectrique qui
est reçu du soleil.
Ce n’est pas notre
objet
de discuter ici les conditions de formation de cesondes,
leur existence du moins neparaît
pas faire dedoute;
il doit s’en formercertainement
lorsque
l’atmosphère
solaire se trouve traversée par lesjets
departicules responsables
des orages
magnétiques
et des aurores etplus
fréquemment
encore accompagnerl’éjection
desspicules,
desprotubérances
éruptives
ou l’arrivéedes météores. Manuscrit reçu le 20 avril 1951. BIBLIOGRAPHIE.
[1] BLUM E. J., DENISSE J. F. et STEINBERG J. L. - C. R.
Acad. Sc., 1951, 232, 493.
[2] ROCARD Y. - C. R. Acad.
Sc., 1951, 232, 598.
[3] KOHLER. 2014 Rapport du Laboratoire d’Études
Balis-tiques de Saint-Louis, 1946, n° 34.
[4] ROCARD Y. 2014 L’hydrodynamique et la Théorie
Ciné-tique des Gaz, 1932.
[5]
CHAPMAN S. et COWLING T. G. 2014 The mathematicalTheory of non Uniform Gases,
[6] DENISSE J. F. 2014 J. Phys. Rad., 1950, 11, 164.
[7] BLUM E. J. et DENISSE J. F. 2014 C. R. Acad. Sc., 1950,
231, 1214.
[8]
BLUM E. J., DENISSE J. F. et STEINBERG J. L. 2014 C. R.Acad. Sc., 1951, 232, 387.
[9] LANDAU L. 2014 J. Physces U.S.S.R., 1946, 10, 25.
[10] BOHM D. et GROSS E. P. -
Phys. Rev.,
