Étude des phénomènes d’accélération de particules dans les régions aurorales des magnétosphères

Étude des phénomènes d’accélération de particules dans les régions aurorales des magnétosphères

Le saut de potentiel et la température T de l’espèce la plus froide obéissent à la relation: e king (1.9) Par analogie avec la théorie de gaines électrostatiques développée par Bohm (1949) (voir par exemple [Chen, 1984]), on peut dériver un critère d’existence des doubles couches. C’est la condition de Bohm qui implique qu’une double couche ne peut se maintenir si le courant la traversant n’atteint pas la valeur critique jc = nep 2 kTe=me . Ce courant représente aussi une limite pour l’apparition d’instabilité. L’instabilité de Buneman (électrostatique) a ainsi un seuil d’apparition qui est aussi jc. Au cours du temps, l’instabilité semble disparaître: les ondes électrostatiques associées ne sont pas forcément observées au voisinage de la double couche après sa formation et il est de fait généralement admis que la double couche est le résultat d’un processus initié par une instabilité primaire. La distinction entre doubles couches et chocs électrostatiques a souvent été l’objet de débats ([Goertz, 1979]). Structurellement, la diérence vient de leur état par rapport au plasma. Un choc se déplace dans le repère du plasma et il est le siège d’un transport de masse à une vitesse supersonique ou super alfenique, alors qu’une double couche est stationnaire dans ce même repère. Alors qu’une double couche piégée a une grande partie des ions, il y en aura très peu pour le choc. La durée de l’état transitoire menant à la structure du choc fait qu’il est moins ecace qu’une double couche stationnaire en termes d’acceleration, car le ux de Poynting est transféré en énergie électromagnétique plutôt qu’en énergie mécanique. Au contraire de la double couche, il n’y a pas de courant limité à l’apparition du choc. Par ailleurs, par son mouvement, le choc peut accélérer les particules tout au long de la ligne de champ quand la double couche agira plus localement. La dispersion en énergie des particules accélérées sera alors plus élevée et c’est pourquoi des modèles de chocs ont été proposés pour expliquer les observations eectuées pendant les évènements a V inversés.

Ondes d’Alfven

Ces ondes jouent un rôle clé dans la magnétosphère car elles sont directement reliées aux déformations torsionnelles des lignes de champ. C’est essentiellement par ce mode que cette information circule d’une région à l’autre de la magnétosphère. Elles vont donc jouer un rôle essentiel dans la connexion dynamique entre la magnétosphère et l’ionosphère. A ce titre, leur étude est un maillon important de la compréhension de l’accélération aurorale. Nommées FLR en anglais pour « Field Line Resonance ». 28 1. Accélération et dissipation Ondes d’Alfven en MHD idéale Une des approximations de la MHD idéale consiste à négliger la diusion du champ magnétique devant son advection. De plus, on considère que la pression P se comporte comme pour un gaz diatomique (P= = cst).

Table des matières

Introduction
1 Accélération et dissipation
1.1 Historique
1.2 Observations
1.3 Les dierents mecanismes d’acceleration
1.3.1 Acceleration par conservation des invariants adiabatiques
1.3.2 Anisotropie en angle d’attaque
1.3.3 Resistivite anormale
1.3.4 Chocs et doubles couches
1.3.5 Mecanismes la grande echelle
1.3.6 Ondes d’Alfven
1.4 Le cas du chauage de la couronne solaire
1.5 Action de la force ponderomotrice
1.6 Conclusion
2 Modele semi-analytique
2.1 Les cavites de plasma auroral
2.2 Ondes d’Alfven dans une cavite
2.2.1 En geometrie quelconque
2.2.2 Prise en compte de la convergence des lignes de champ
2.3 Resolution numerique
2.3.1 Normalisations et prols initiaux
2.3.2 Schema numerique
2.3.3 Methodes de resolution
2.4 Resultats
2.4.1 Simulations typiques
2.4.2 Propagation de E?
2.4.3 Formation des petites echelles transverses
2.4.4 Formation de Ek
2.4.5 Etude parametrique
2.4.6 Comparaison avec l’onde d’Alven inertielle classique
2.4.7 Couplage avec l’ionosphere .
2.4.8 Contributions comparees des termes inertiel et de gradient
2.5 Conclusion sur l’etude lineaire
3 Simulation numerique
3.1 L’apport de la simulation
3.1.1 Dierentes approches
3.1.2 Les codes de simulation numerique
3.2 Le code EM2DCGE
3.2.1 Presentation
3.2.2 Description centre guide pour les electrons (CGE)
3.2.3 Variables implicites
3.2.4 Les equations du mouvement
3.2.5 Les equations du champ
3.2.6 Algorithme
3.2.7 Parametres pour une simulation typique
3.3 Initialisation des particules et des champs
3.3.1 Configuration de densite
3.3.2 Onde
3.4 Resultats
3.4.1 Simulations typiques
3.4.2 Propagation de E? et petites echelles transverses
3.4.3 Formation de Ek
3.4.4 Dissipation
3.4.5 Acceleration: diagnostics des fonctions de distribution
3.4.6 Deplacement du plasma
Conclusions et perspectives
Annexes
A Article : A study of the propagation of Alfven waves in the auroral density cavities
B Article : Dissipation of Alfven waves in auroral cavities
C Systeme de coordonnees curvilignes
D Seconde derivation du modele
E Propagation d’onde avec v = v(z)