Géo-efficacité et évolution radiale du processus d’érosion

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Le vent solaire

Quelques propriétés générales

Le vent solaire est un flux de particules chargées provenant de l’atmosphère solaire. Ces particules s’échappent du Soleil en raison de l’expansion de la couronne solaire très chaude. Des mesures in-situ du vent solaire ont permis de mettre en évidence deux régimes de propagation : le vent solaire rapide, qui prend son origine au niveau des trous coronaux et le vent solaire lent provenant des régions équatoriales ou proches de régions actives. La figure 1.6 représente la distribution spatiale de ces deux types de vent et les vitesses relevées par Ulysses au cours de 3 orbites polaires.
A 1 UA, le vent solaire lent, dont la vitesse moyenne est estimée à 400 kms −1, a une densité de protons N ∼ 10 cm−3, et une température T ∼ 4 • 104K. Quant au vent solaire rapide, sa vitesse est de 700− 800 km −1, la densité et la température moyennes des protons valent respectivement N∼ 3 cm−3 et T ∼ 2 4 • 105K.
Spirale de Parker
La valeur du β du vent solaire étant typiquement supérieure à 1, les lignes de champ magnétique sont advectées dans le milieu interplanétaire. Le plasma étant très peu résistif (condition MHD idéale) comme dans le couronne, le plasma entraîne avec lui le champ magnétique, on dit qu’il est gelé (cf. 1.3). L’advection radiale de ce champ magnétique, combinée à la rotation du Soleil entraine la formation de la spirale de Parker [1963]. Une description simple suppose que la gravitation exercée par le Soleil et l’accélération du vent solaire peuvent tre négligées à partir d’une distance r0. La vitesse radiale du vent (vr ) est approximée par une constante v.
En supposant que le champ magnétique dans le vent solaire a une symétrie de révolution et azimutale et tenant compte du fait que les lignes de champ sont gelées dans le plasma (v × B= 0), La figure 1.7 représente la nappe de courant héliosphérique (ou “Heliospheric Current Sheet”, HCS), prenant la forme d’une jupe de ballerine. De part et d’autre de celle-ci, les lignes de champ magnétique issues du Soleil sont magnétiquement opposées. A 1 UA, un observateur peut observer le passage de la nappe de courant qui se traduit par l’inversion de la polarité du champ magnétique, il observe alors diﬀérents secteurs magnétiques. Il existe deux types de secteurs : “away sector” (ligne de champ orientée en direction opposée au Soleil) et “toward sector” (orientée vers le Soleil). Par exemple, durant le dernier minimum solaire, le “toward sector” était connecté à l’hémisphère magnétique solaire nord et le “away sector” à l’hémisphère sud.
Les vents solaires lents et rapides peuvent aussi interagir et former des régions d’interaction en corotation (“Corotating Interaction Region”, CIR) [Belcher et Davis, 1971 ; Burlaga et al., 1974]. Figure 1.7.: Illustration de la “jupe de ballerine” ou représentation 3D de l’héliosphère, selon Alfvén [1977]

Les populations de particules du vent solaire

Le vent solaire est défini par le comportement collectif de ses diﬀérentes particules (électrons, pro-tons, particules alpha, et ions lourds). Le développement de spectromètres à particules à bord des satellites a permis de mesurer la composition et les fonctions de distributions de ces diﬀérents élé-ments. Les régimes observés dans le vent solaire (lent et rapide) et les phénomènes sporadiques, que nous étudions par la suite, diﬀèrent de par leurs propriétés cinétiques.
Les électrons suprathermiques nous intéressent tout particulièrement. Bien qu’ils jouent un rôle moins important dans la dynamique globale du vent solaire de par leur faible masse, ces électrons, qui ont des énergies supérieures à 70 eV, explorent à des vitesses bien plus importantes que les ions la structure globale du champ magnétique héliosphérique ; ils peuvent tre considérés comme des traceurs topologiques de l’héliosphère.
Fonctions de distributions
La physique des plasmas repose sur la théorie cinétique. Dans cette théorie, on définit la fonction de distribution de la vitesse des particules f (r, v, t), où r = (x, y, z) est le vecteur position et v = (vx, vy , vz ) le vecteur vitesse. Le nombre de particules dans un élément de volume à 6 dimensions (3 dimensions de position, 3 dimensions de vitesse), autrement dit à la position r, au temps t et ayant des vitesses comprises entre vx et vx + dvx, vy et vy + dvy , vz et vz + dvz , est : f (x, y, z, vx, vy , vz , t)dvxdvy dvz
Pour obtenir les grandeurs macroscopiques, on dérive les diﬀérents moments de la fonction de la distribution, tels que la densité, le vecteur vitesse, le tenseur de pression et le flux d’énergie thermique.
Populations électroniques dans le vent solaire
Les électrons dans le vent solaire peuvent tre classifiés en diﬀérentes populations : (1) un “coeu r” comprenant une population de particules thermiques généralement isotrope et de plus basse énergie par rapport (2) au “halo”, une population d’électrons suprathermiques (relativement isotrope à des énergies supérieures à 70 eV) et (3) au “strahl”, qui est un intense faisceau d’électrons suprathermiques aligné suivant le champ magnétique et dirigé vers le milieu interplanétaire [Feldman, 1975 ; Pilipp 1987]. La figure 1.8 présente des distributions mesurées dans le vent solaire rapide et mettant en évidence la présence de ces populations. On observe que le vent solaire rapide est caractérisé par un strahl : une population électronique alignée suivant V// aux hautes énergies.
Figure 1.8.: Fonctions de distribution typiques des électrons mesurées par HELIOS et représentées sous forme de spectres d’énergies (à gauche) et contours (à droite) pour le vent solaire rapide. D’après Philipp et al. [1987].
Origine des électrons suprathermiques
Les électrons suprathermiques du vent solaire ont été observés à diﬀérentes distances heliosphériques et dans les environnements planétaires. Les missions spatiales Helios I et II, ACE et Wind ont mesuré ces populations de 0.3 à 1 UA ; Ulysses a pu eﬀectuer des relevés jusqu’à 5 UA et à diﬀérentes latitudes. A noter que de nombreuses missions ont également contribué à l’étude des électrons suprathermiques dans l’environnement magnétique terrestre. La figure 1.9 montre l’évolution des 3 populations élec-troniques du vent solaire en fonction de la distance radiale : le coeur possède une densité constante, contrairement aux strahl et halo qui varient de manière opposée. La tendance observée est un transfert des électrons suprathermiques du strahl vers le halo, suggérant des processus d’isotropisation et de diﬀusion dans l’espace des vitesses de l’une vers l’autre population [Maksimovic et al., 2005].
Figure 1.9.: Diminution (augmentation) du nombre d’électrons du strahl (halo) en fonction de la distance héliosphérique mesurée par les instruments plasma à bord de Helios, WIND et Ulysses. D’après Maksimovic et al. [2005].
Le halo du vent solaire (énergies de 70 eV jusqu’à ∼ 1 keV ) provient des électrons de la couronne thermique du Soleil qui ont des températures d’environ 106K [Lin, 1998]. Ce flux primaire d’électrons suprathermiques est mesuré en l’absence d’accélération de particules (SEP, “Solar Energetic Particle”). Des électrons à de telles énergies s’échappent continuellement du Soleil. Enfin, les électrons suprathermiques sont étudiés à l’intérieur des ICMEs. Des flux bidirectionels d’électrons suprathermiques caractérisent ces structures car ils impliquent une circulation d’électrons sur des lignes de champ fermées et ancrées au niveau du Soleil [Gosling et al., 1987]. Ce processus est décrit ci-dessous.
Traceurs héliosphériques
Examinons de plus près comment ces distributions électroniques nous renseignent sur la topologie du milieu interplanétaire. Les observations montrent que les faisceaux électroniques de quelques centaines d’eV (halo et strahl) baignent le vent solaire. Ils sont le plus souvent observés dans une direction (parallèle ou anti-parallèle à la ligne de champ), mais parfois dans les deux directions ; on parle alors de faisceaux d’électrons bidirectionnels.
Les faisceaux d’électrons bidirectionnels signifient qu’ils sont connectés à chacune de leurs extrémités à des sources d’électrons de ce type. Ils sont le plus souvent associés aux éjectas solaires tels que les nuages magnétiques (MC) : dans ce cas les lignes sont ancrées au Soleil à leurs extrémités [Gosling, 1987]. Les fonctions de distribution montrent des flux élévés pour des valeurs de l’angle d’attaque égales à 0° et 180°. L’angle d’attaque est l’angle formé par le vecteur vitesse et la direction du champ magnétique ; une particule ayant un angle d’attaque égal à 0° (180°) signifie que celle-ci se propage parallèlement (anti-parallèlement) au champ magnétique.
Le schéma 1.10a, tiré de Owens et al. [2007], illustre les données in-situ idéalisées de la distribution en angle d’attaque des électrons suprathermiques, pour une énergie donnée, qu’un satellite peut obtenir lors de la traversée d’un MC. Dans le cas envisagé dans cette figure, il traverse tout d’abord des lignes de champ fermées (1), d’où l’observation de faisceaux d’électrons suprathermiques bidirectionels dans une première partie. Des processus dits de “reconnexion d’interchange” peuvent aussi avoir lieu au pied du MC dans le champ de la couronne. La figure 1.10b illustre ce processus : une ligne de champ ouverte se reconnecte avec l’ICME et cela a pour conséquence l’ouverture des lignes de champ de cette dernière [Crooker et Horbury, 2006]. Le satellite, dans la figure 1.10a, croise dans ce cas des faisceaux d’électrons unidirectionels (2), et pour finir de nouveau des lignes de champs fermées (3). Ce schéma est bien entendu une illustration très simplifée d’une traversée d’un satellite dans un MC.
Figure 1.10.: (a) Représentation de diﬀérentes signatures de distributions d’électrons suprather-miques pouvant tre mesurées dans l’héliosphère. En haut : les lignes de champ fermées sont représentées en noires, en bleu figure une ligne de champ ouverte. Les flèches rouges représentent la direction des électrons suprathermiques le long des lignes de champ et les flèches noires la direction du champ. En bas, un diagramme de la distribution en angle d’attaque des flux d’électrons suprathermiques permet de visualiser les faisceaux bidirectionnels ou unidirectionnels rencontrés par le satellite. Tirée de Owens et al. [2007]. (b) Illustration du processus de reconnexion interchange, tirée de Crooker et Horbury [2006].

La reconnexion magnétique

La reconnexion magnétique est un processus fondamental et récurrent en physique des plasmas et
a fortiori en astrophysique. Impliqué aussi bien dans l’éjection des CMEs et les phénomènes d’accéleration de particules énergétiques que dans la restructuration du champ magnétique de la couronne, il n’a été que très récemment associé à des observations réalisées dans le vent solaire à 1 UA et au delà [Gosling et al., 2005a,b]. Ainsi, après une description de base des processus de reconnexion magnétique, nous nous intéressons aux signatures observées dans le vent solaire.

Concepts fondamentaux

On peut alors démontrer que si deux points sont sur la mme ligne de champ et se déplacent à la vitesse v⊥ alors ils restent sur cette mme ligne. C’est le théorème du gel. Il interdit à des élèments de plasma qui sont situés sur des lignes de champ diﬀérentes de se retrouver sur la mme ligne. Autrement dit, il n’y a pas d’échange de matière dans un plasma entre des régions qui sont connectées à des lignes de champ diﬀérentes (dans le cas idéal de la MHD).
La reconnexion magnétique : violation de la MHD idéale et discontinuité rotationnelle
La reconnexion magnétique est un processus physique par lequel la topologie des lignes de champ magnétique est modifiée et l’énergie magnétique est alors convertie en énergies thermiques et cinétiques.
La figure 1.11 est une illustration simplifiée de ce processus [cf. Dendy, 1995]. Les lignes de champ magnétique anti-parallèles sont à l’état d’équilibre (ou gelées) (a). Dans les conditions MHD idéales, une perturbation peut entrainer le déplacement de ces lignes les une vers les autres, néanmoins la pression magnétique résultante empche toute interaction (b). Pour des raisons non totalement éluci-dées, il peut arriver que ces conditions idéales soient violées. Une région de diﬀusion se forme au lieu de rencontre de lignes de champ anti-parallèles (c). Le champ magnétique diﬀuse plus rapidement à l’intérieur de la nappe où le courant y est plus intense. La pression magnétique se trouve alors réduite et la topologie modifiée avec la présence de jets de plasma (flèches bleues) (d).
Historiquement, le premier modèle de reconnexion magnétique est le modèle de Sweet-Parker (1958) dans lequel est analysé le processus de reconnexion stationnaire au sein d’une couche de courant résis-tive. Le problème avec cette théorie est qu’elle nécessite des nappes de courants de grandes dimensions et la reconnexion s’établit sur une échelle de temps plus importante que celle des phénomènes obser-vés (lors des éruptions solaires par exemple). Petschek [1964] a tenté de trouver une solution à ces problèmes. Dans son modèle la zone de diﬀusion est plus réduite L′ < L. De part et d’autres de cette région, des chocs lents entrainent une réfraction des flux autour de cette région de diﬀusion. L’écoulement n’est alors plus autant contraint que dans le modèle de Sweet-Parker.
Le but de cette thèse n’est pas d’étudier la physique microscopique de la reconnexion magnétique mais d’étudier leurs occurrences, leurs signatures observées in-situ par des satellites dans le vent solaire et d’analyser les modifications topologiques locales et globales dans le milieu interplanétaire. La figure 1.12 illustre la structuration 2D du plasma au niveau du jet de plasma. Comme indiqué précédemment, au cours de la reconnexion magnétique, une zone de diﬀusion apparait à l’origine (X). Le jet de plasma est convecté à l’intérieur de cette région, formée de nappes de courant bifurquées et qui est délimitée par deux frontières. A travers celles-ci, le profil de la composante magnétique Bz est caractéristique d’une discontinuité rotationnelle (figure 1.12b) ; la polarité est inversée entre les deux nappes de courant. L’annexe C décrit plus amplement les discontinuités rotationnelles et en particulier l’utilité du test de Walén qui permet de prédire la vitesse à l’intérieur de cette région.
Figure 1.12.: Illustration du processus de reconnexion amenant à une modification topologique des lignes de champ dans le plan xz. Elle est caractérisée par deux discontinuités rotation-nelles XC et XD. (b) Variations du profil de la composante Bz du champ magnétique à travers le jet de plasma. Le plasma est convecté de z1 et z2 au temps t1 et t2. Tirée de Lee et al. [1996]

La reconnexion dans le vent solaire

Le processus de reconnexion magnétique observé dans le vent solaire joue un rôle important dans la propagation des MCs, comme nous le voyons par la suite. Gosling et al. en 2005 sont les premiers à caractériser ces signatures et les localiser dans les données plasma du vent solaire de la mission ACE. Avant leurs études, diﬀérentes suggestions sont émises au sujet de leur existence. En 1968, Burlaga suppose que des structures appelées “D sheets”, larges rotations du champ magnétique associées à une diminution de sa magnitude, sont des signatures de la reconnexion magnétique dans le vent solaire. McComas et al. [1988, 1994] suggèrent que les compressions à l’avant ou à l’arrière des ICMEs peuvent initier la reconnexion magnétique. Pour Moldwin [1995, 2000], les petits tubes de flux magnétiques observés dans le vent solaire proviennent de reconnexions multiples au niveau de la nappe de courant héliosphérique ; Farrugia et al. (2001) associe un “trou magnétique” (“magnetic hole”), défini comme une région où le champ magnétique décroit en dessous des valeurs moyennes, à un probable site de reconnexion.
La figure 1.13 présente une signature de reconnexion observée dans des données plasma et champ magnétique du satellite Wind le 2 février 2002. Les composantes de la vitesse V et du champ magné-tique B sont corrélées au cours de la traversée de la première nappe de courant et anti-corrélés à la traversée de la seconde. A cela s’ajoute la bonne corrélation entre la vitesse prédite par la relation de Walén (cf. Annexe C) et la vitesse observée, compatible avec une accélération alfvénique du plasma. Les figures 1.13a et 1.13b montrent aussi la brusque augmentation de la température et de la densité du plasma au niveau des frontières. Tous ces éléments nous permettent d’en déduire qu’on est en présence d’une reconnexion rapide selon le modèle de Petscheck [Phan et al., 2006].
La figure 1.14 représente la traversée d’un satellite à l’intérieur d’une région où la topologie des lignes de champ est modifiée par le processus de reconnexion magnétique. Le satellite rencontre deux discontinuités rotationelles (A1 et A2) : les champs V et B observés sont anti-corrélés lorque le satellite pénetre dans la région reconnectée et corrélés à sa sortie.
Concernant la récurrence des jets dans le vent solaire et leurs caractéristiques, Gosling et al. [2005] recensent 10 à 20 reconnexions par an à 1 UA en analysant les données du satellite ACE à une résolution de 64 secondes. Avec une résolution de 3 secondes du champ magnétique et du plasma, 40 à 80 événements par mois à 1 UA sont identifiés et pour une période proche du minimum solaire [Gosling et al., 2010]. Cette prévalence de signatures de reconnexion d’une taille correspondant à une traversée inférieure à 1 minute est mise en évidence dans une étude statistisque de Gosling et al. [2007], dans laquelle 89 % des jets observés ont une largeur inférieure à 4 • 104 km. Ceci correspond à un temps de traversée par le satellite inférieur à ∼ 100 secondes. Les nappes de courant reconnectées de faibles épaisseurs sont ainsi majoritaires dans le vent solaire.
Pour terminer, la modification topologique à grande échelle découlant d’un processus de reconnexion magnétique peut tre analysée en utilisant la variation de la distribution en angle d’attaque des électrons suprathermiques. Prenons pour exemple l’étude de Gosling et al. [2006b], dans laquelle une signature de reconnexion magnétique est observée dans la nappe de courant héliosphérique. Comme indiqué dans la figure 1.15, les données provenant du satellite ACE permettent de mettre en évidence successivement : (1) des lignes de champ ouvertes déduites de l’observation de faisceaux d’electrons unidirectionnels, (2-3-4) lignes de champs fermées résultant de la reconnexion magnétique (électrons bidirectionnels), (5) lignes de champ ouvertes (faisceau d’électrons anti-parallèle). Les 3 diagrammes représentent la distribution des angles d’attaque et les diﬀérentes intensités relevées. Il faut noter en particulier que la distribution de l’angle d’attaque au niveau des lignes de champ fermées à l’intérieur du jet (c.-à-d. la région connectée) sont bien une combinaison des distributions relevées de part et d’autre de cette région.
Figure 1.13.: Données plasma et champ magnétique d’un événement supposé tre une signature de reconnexion observée par le satellite Wind le 2 Février 2002. Les panneaux de haut en bas représentent respectivement la densité (a), la température des protons ⊥ et // (b), la magnitude de la vitesse observée et prédite (par la relation de Walén, cf. Annexe C) (c), les composantes V observées et prédites dans les coordonées LMN (liés aux vecteurs propres issus de l’analyse de variance minimun, cf. annexe A) (d) et enfin les composantes du champ magnétique observées dans ce mme repère. Les lignes bleues verticales indiquent les temps de réference choisis pour prédire la vitesse aux frontières du jet de plasma. Figure tirée de Phan et al. [2006].
Figure 1.14.: Projection d’une signature de reconnexion à une couche de courant qui convecte avec le vent solaire. La ligne pointillée représente la trajectoire d’un satellite à travers cette structure. Tirée de Gosling et al. [2005].
Figure 1.15.: Représentation de la topologie des lignes de champ magnétique pour un événement observé le 25 Décembre 1998 au cours d’une traversée de la nappe de courant hélio-sphérique. Elle est associée à des schémas illustrant l’évolution des distributions de l’angle d’attaque des électrons suprathermiques le long de la trajectoire du satellite. Les lignes en pointillées rouges correspondent au jet du plasma lié à une reconnexion magnétique. Tirée de Gosling et al. [2006b].

Les nuages magnétiques

Précédemment, nous avons mentionné qu’une CME est une large éruption de plasma et de flux magnétique. Lorqu’une CME se propage dans le milieu interplanétaire, la structure observée par le satellite est dénommée ICME (I pour interplanétaire) (cf. [Wimmer-Schweingruber, 2006] et [Richard-son et Cane, 2010] pour un descriptif détaillé). Elle se propage à une vitesse supersonique de 300 à 2000 kms −1 et peut interagir avec la magnétosphère terrestre, si dirigée vers elle, produisant des orages géomagnétiques.
Les nuages magnétiques (ou MC pour “Magnetic Cloud”) sont des ICMEs combinant un ensemble de signatures observées telles qu’une rotation graduelle du champ magnétique, une augmentation de l’intensité du champ magnétique et un β inférieur à 1. 30 % des ICMEs sont associés à des nuages magnétiques [Gosling et al., 1990]. L’absence de signatures de MCs est peut tre liée au positionnement du satellite par rapport à l’éjecta. Jian et al. (2006) montrent que dans deux tiers des événements, le satellite rencontre une ICME avec une valeur de paramètre d’impact élevée 2, sa trajectoire s’eﬀectue loin du centre de l’ICME ce qui ne permet pas d’identifier le tube de flux [voir aussi Démoulin et al., 2012]
Le terme “nuage magnétique” est utilisé pour la première fois par Burlaga et al. en 1981 après avoir analysé les données provenant d’une flotte de satellites (HELIOS, IMP 8, Voyager 1/2) en 1978. Klein et Burlaga [1982] observent des signatures similaires et font l’hypothèse d’une relation entre CME et MC.
Figure 1.16.: Illustration de la structure d’une ICME et la formation d’un choc, associée aux signa-tures magnétiques, plasma et celles provenant des électrons suprathermiques. D’après Zurbuchen et Richardson [2006].
Dans une première partie, nous détaillons les signatures in-situ associées à ces événements. Dans une seconde partie, nous présentons les diﬀérents modèles de MCs puis nous analysons les diﬀérentes interactions de ces derniers avec le milieu héliosphérique. Enfin, la géo-eﬃcacité de ces objets est abordée.

Signatures

Les MCs sont assimilables à des tubes de flux magnétiques torsadés, qui sont caractérisés par une rotation claire et graduelle du champ magnétique, une intensité de ce champ supérieure à celui du vent solaire environnant et une température faible des protons par rapport à ceux du vent. La figure 1.17 présente les données plasma et magnétique d’un nuage magnétique qui est identifié comme tel pour la première fois [Burlaga et al., 1981].
Figure 1.17.: Exemple d’un MC, tiré de Burlaga et al. [1981], observé le 4-5 janvier 1978 par HELIOS 2 (à gauche) où figurent les données champ magnétique et plasma. Un choc est observé à l’avant du MC où une augmentation de la température, vitesse et densité sont obser-vées. A droite est représentée la topologie à grande échelle du MC déduite de 4 points d’observation. D’autres signatures sont attribuées aux ICMEs et par conséquence aux MCs.
Les électrons suprathermiques fournissent aussi des informations intéressantes, en particulier les flux d’électrons bidirectionnels qui indiquent potentiellement la rencontre de lignes de champ ancrées au Soleil aux deux extrémités (cf. partie précédente 1.2.2, figure 1.10). L’observation des ICMEs entre 1 à 5 UA met en évidence que dans 50 à 60 % des cas, les lignes de champ magnétique sont closes jusqu’à 5 UA [Shodan et al., 2000 ; Riley et al., 2004].
Nous avons précédemment mentionné que la température des protons est plus faible à l’intérieur du MC par rapport au vent solaire. Pour identifier les ICMEs, Richardson et Cane [1995] comparent également la température des protons des ICMEs à celle attendue dans le vent solaire. En eﬀet, cette température attendue Texp est calculée suivant une relation empirique, fonction de la vitesse du vent solaire, déterminée par Lopez et Freeman [1986] :
Texp = (0 031v − 5 1) avec v < 500km/s (1.5)
0 51v − 142 avec v ≧ 500km/s
Si la température observée est plus faible que Texp, il est vraisemblable de penser que le satellite traverse alors une ICME.
Concernant les électrons, leur température est souvent plus importante que celle des protons à l’intérieur des ICMEs, avec un rapport T e/T p > 1 [Richardson et al., 1997]. La pression thermique des éjectas est donc dominée par le comportement des électrons.
Pour terminer, les signatures de la composition ionique sont aussi analysées. Le rapport He/proton est mentionné par Hirshberg, Bame and Robins [1972] comme signature d’éjecta lorsque celui-ci est élevé. Il ne peut tre néanmoins considéré comme un bon critère [cf. Cane et al., 2003] car il varie for-tement avec l’activité solaire et, dans seulement 30 % des cas analysés par Richardson et Cane [2004], il est trouvé un rapport He/proton supérieur à 0,06. Les ICMEs peuvent montrer une abondance anor-malement élevée d’ion lourds et de particules fortements ionisées, qui s’explique par le développement progressive du tube de flux au-dessus de la photosphère dont la température, déduite des observations EUV [Cheng et al., 2011], est relativement élevée (∼ 10 M K) par rapport au vent solaire ambiant. Le tableau 1.1 , tiré de Zurbuchen et Richardson [2006], résume l’ensemble des signatures associées aux ICMEs.

Modélisation des nuages magnétiques

Depuis les années 80, les chercheurs tentent de modéliser ces structures. Goldstein [1983] propose que les MCs sont des structures magnétiques à géométrie cyclindrique avec un champ sans force. Une configuration magnétique à champ sans force est statique et implique que le gradient de pression thermique est nulle. De là, J × B = 0, les courants sont alors alignés au champ : J = α(r)B.
Plusieurs modèles se basent sur cette définition. Les plus connus restent ceux de Burlaga [1988] et Lepping, Burlaga and Jones [1990] qui utilisent les solutions de Lundquist [1950] (cf. Annexe B). Ces solutions permettent de modéliser des structures magnétiques à champ sans force et s’écrivent en coordonnées cylindriques : (Br,Bφ, Bz ) = (0, H B0J1(αr), B0J0(αr)) (1.6)
Le paramètre H = ±1 est la chiralité (signe de l’hélicité magnétique), J0 et J1 correspondent à l’ordre 0 et 1 des fonctions de Bessel, B0 est la valeur maximun du champ magnétique atteint sur l’axe du nuage. On remarque que la composante radiale Br est nulle, B consiste en des lignes de champ hélicoïdales autour d’un axe.
Goldstein [1983] propose la méthode d’Analyse de Variance Minimum (MVA) comme estimateur de l’orientation de l’axe du MC. Ceci suppose que la structure est invariante le long d’une direction particulière (ce qui convient pour une topologie magnétique cyclindrique mais non sphérique). Le vecteur propre, associé à la valeur propre intermédiaire donnée par MVA, nous renseigne sur la direction de l’axe du MC (voir Annexe A). Cette méthode est mise au point par Sonnerup et Cahill [1967] pour des applications à la magnétopause.
Farrugia et al. [1993] améliorent le modèle de Lepping et al. [1990] en prenant en compte l’expansion du MC. Un modèle associant une topologie sphérique (en forme d’anneau) aux MCs, appelée sphero-mak, est proposé par Ivanov et Kharshiladze [1985] et formalisé par Vandas et al. [1993]. Farrugia et al. [1995] montrent que l’accord de ce modèle avec les observations est inférieur à celui apporté par un modèle basé sur une topologie magnétique cylindrique. De plus, les observations multi-satellites, réalisées avec les satellites STEREO, vont dans le sens d’une topologie en forme de tube de flux magnétique [Liu et al., 2008 ; Möstl et al., 2009].
On peut encore citer d’autres modèles proposés dans les années 2000. Certains tiennent compte d’une section elliptique du MC et non plus cylindrique [Hidalgo, Nieves-Chinchilla, et Cid, 2002 ; Hidalgo, 2003] ; le modèle “pancake” de Riley et Crooker [2004] a une section perpendiculaire à la direction de propagation extrmement allongée. Enfin, Owens et al. [2006] présente un modèle qui inclut une distorsion progressive de la section du MC au cours de sa propagation dans le vent solaire ambiant.
Il existe une appoche alternative pour modèliser un MC. Cette méthode est appelée la reconstruction Grad-Shafranov (GS) qui a été initialement développée pour la magnétopause terrestre [Sonnerup and Guo, 1996 ; Hau and Sonnerup, 1999] et appliquée par la suite à l’observation des MCs [Hu et Sonnerup, 2001 ; Hu and Sonnerup, 2002 ; Hu et al., 2003]. Elle ne tient pas seulement compte des relevés du champ magnétique mais aussi de la pression thermique du plasma. Elle est applicable seulement aux structures possédant un axe de symétrie et en équilibre magnétostatique. Il est alors possible de retrouver la structure du MC dans le plan perpendiculaire à son axe. La technique GS est utilisée récemment pour modéliser des MCs avec des observations multi-satellites [Kilpua et al., 2009 ; Möstl et al, 2009]. La figure 1.18 est composée d’une sélection de résultats de ces 30 dernières années résumant les avancées successives dans la modélisation des MCs.
Riley et al. [2004] eﬀectuent une comparaison entre les données observées de MCs et celles simulées avec diﬀérents modèles : un modèle force-free (FRF), le modèle d’Hidalgo et al. [2002], et la reconstruc-tion GS. Les auteurs notent que la technique MVA utilisée pour déterminer l’orientation de l’axe est valable lorsque le paramètre d’impact est faible. De plus, ils constatent que la complexité de certaines structures est telle qu’il est diﬃcile d’identifier les frontières de certains événements. Récemment, Al-Haddad et al. [2012] appliquent diﬀérents modèles (modèles de champ sans force, reconstruction GS, configuration cylindrique en expansion, et modèle non force-free) à 59 événements. Les auteurs constatent que la reconstruction des MCs varie grandement d’un modèle à un autre. En particulier, ils notent que mme les paramètres de base tels que la chiralité d’un nuage peuvent diﬀérer d’un modèle à un autre si les frontières ne sont pas initialement fixées mais déduites à la suite d’itérations sur diﬀérents intervalles de temps.

Interactions avec le vent solaire

Les MCs, au cours de leur propagation dans le milieu interplanétaire, interagissent avec le vent solaire environnant. Les diﬀérents types d’interactions, amenant à leur déformation progressive, peuvent tre résumés comme suit :
• Expansion :
La vitesse d’expansion radiale des ICMEs △Vx est définie par la diﬀérence de la vitesse entre la frontière avant et arrière de l’ICME. Ses valeurs peuvent dépasser 100 km/s. L’évolution de la taille de ces tubes de flux suit une loi proche de D0.8 à D1.1 où D représente la distance du Soleil au MC [Gulisano et al., 2012]. La densité plasma des ICMEs décroit avec la distance radiale héliosphérique, plus rapidement que le vent solaire. La figure 1.19a représente l’évolution de la densité en fonction de la distance, celle-ci décroit typiquement pour une distance comprise entre 0.3 de 5 U.A. de D−2.4±0.3 (combinaison d’observations par diﬀérents satellites WIND, ACE, Ulysses) [Liu et al., 2005 ; Wang et al. 2005 ; Leitner et al. 2007 ; Gulisano et al., 2010]. Les ICMEs peuvent tre comparées à un plasmoïde en expansion dans toutes les directions, contrairement au vent solaire dont l’expansion se déroule principalement selon les direction orthoradiales. Les nuages magnétiques sont généralement plus denses dans la partie interne de l’heliosphère, cette tendance s’inverse lorsque la distance augmente (N ∼ 1/D2).
• Compression :
Les MCs peuvent intéragir avec le vent solaire rapide à l’avant ou à l’arrière de celui-ci et mme avec u ne autre ICME. Un MC se propageant avec une vitesse supérieure à la vitesse magnétosonique entraine la formation d’un choc en amont de cette structure. Ce choc peut précéder l’éjecta de quelques heures. La signature typique correspond à une brusque augmentation de la densité, vitesse, température et intensité du champ magnétique (cf. par example le choc à l’avant du MC présenté dans la figure 1.17).
• Reconnexion magnétique aux frontières du MC :
Lorsqu’un MC se propage dans le milieu interplanétaire, des phénomènes de reconnexion magnétiques peuvent se produire aux frontières de l’éjecta solaire. McComas et al. [1988] suggèrent que les conditions à l’avant d’une ICME sont favorables à la reconnexion magnétique, de par la présence de régions compressées pouvant contenir des flux magnétiques de polarités opposées de part et d’autre de la frontière. La reconnexion magnétique entraîne alors un changement de topologie à l’avant du MC. La figure1.20a illustre l’interaction entre le nuage magnétique et les lignes du champ magnétique du milieu interplanétaire. A l’interface, la reconnexion magnétique entraîne une modification de la topologie du MC. De ce processus résulte une érosion à grande échelle du flux magnétique situé à l’avant.
(A) (B)
Figure 1.20.: Illustration du processus de reconnexion magnétique associés à des ICMEs. (a) Les lignes du champ magnétique interplanétaire se sont reconnectées à l’avant. (b) La partie avant de l’éjecta est érodée. Tirée de McComas et al. [1988].
Dasso et al. [2006] présentent une nouvelle méthode pour analyser la structure d’un MC. La figure 1.21 présente la structure magnétique observée par un satellite traversant un MC érodé ou non érodé. Un déséquilibre du flux magnétique azimutal accumulé, qui correspond à un excès de flux magnétique à l’arrière du MC, est supposé tre lié à une érosion du nuage à l’avant (plus d’explications sont données dans le chapitre 3). Dasso et al. [2007] analysent l’événement du 9-10 Novembre 2004 et concluent que la structure observée peut tre considérée comme un tube de flux qui a subi un processus de reconnexion à l’avant. Möstl et al. [2008] s’intéressent à l’événement du 20 Novembre 2003 et estiment que 50% du flux azimutal est perdu à travers un tel processus de reconnexion.
Figure 1.21.: Vue 2D de la section d’un nuage magnétique dans le milieu interplanétaire intercepté par un satellite à 1 UA. A gauche, la structure du MC est non érodée. A droite, la topologie à l’avant du MC (face à la Terre) a été modifée par des processus de reconnexion magnétique, le MC est érodé. Tirée de Dasso et al. [2006].
Des simulations ont également permis d’étudier ce phénomène comme celles présentées dans Car-gill et Schmidt [2002], Schmidt et Cargill [2003] et Taubenschuss et al. [2010]. La figure 1.22 montre le résultat d’une simulation MHD de la propagation d’un MC dans l’héliosphère provenant de Tau-benschuss et al. [2010]. Les auteurs observent l’apparition de processus de reconnexion magnétique à l’avant du MC lorsque les lignes de champ magnétique du MC et du vent solaire (IMF, “interplanetary magnetic field”) sont anti-parallèles. Ils notent de mme que l’eﬃcacité du processus de reconnexion est proportionnelle à la vitesse relative du MC par rapport au vent solaire ambiant.
Figure 1.22.: Résultat d’une simulation MHD, de dimension 2.5, de Taubenschuss et al. [2010] où les lignes de champ à l’avant du MC se sont reconnectées avec le champ magnétique interplanétaire.

Géo-eﬃcacité et météorologie de l’espace

Les éjections de masse coronale, transportant de la matière et de l’énergie, peuvent perturber for-tement le milieu interplanétaire et l’environnement de la Terre. Les observations réalisées depuis les années 70 ont permis de déterminer dans quelle mesure une ICME peut interagir avec l’environnement spatial de la Terre et conduire à des orages géomagnétiques.
La figure 1.23 représente la magnétosphère terrestre ansi que son sytème de courant. Cette cavité magnétique générée par le champ magnétique terrestre défléchit le vent solaire. La frontière entre ces deux régions est appelée la magnétopause. A la frontière, côté jour, le vent solaire compresse la magnétosphère, tandis qu’elle est étirée côté nuit. Le système de courant à l’intérieur de cette région est complexe. On peut mentionner en particulier l’anneau de courant qui est constitué de particules internes à la magnétophère. La distance géocentrique de l’anneau de courant se situe entre 4 à 9 rayons terrestres. L’augmentation de l’intensité de l’anneau de courant produit une perturbation magnétique sur Terre. Ce transfert d’énergie vers les régions internes de la magnétosphère s’explique par divers mécanismes. Tout d’abord, la reconnexion magnétique entre le champ magnétique interplanétaire dont la composante principale est dirigée vers le Sud (−Bz ) et le champ magnétique de la Terre, dirigé vers le Nord, permet un transfert de l’énergie du vent solaire vers les régions internes de la magnétosphère terrestre [Dungey, 1961 ; Akasofu, 1981]. Ce couplage, fonction de la vitesse du plasma et la composante Bz de l’IMF impactant la magnétosphère, est le mécanisme primaire conduisant à la production d’orage géomagnétique. Figure 1.23.: Représentation de la magnétosphère et son système de courant, d’après Kivelson et al. [2005]
Pour mesurer l’activtié géomagnétique, diﬀérents indices sont mis au point. En particulier, l’indice Dst (Disturbance Storm Time) est une mesure de l’intensité des orages magnétiques et donne au premier ordre une estimation de la variation du courant annulaire. Il est calculé à partir de l’intensité du champ magnétique mesurée par quatre stations à basse et moyenne latitudes depuis 1957. Cet indice est défini comme la moyenne de la perturbation observée dans la composante du champ magnétique horizontale par les 4 stations (Di) divisée par la moyenne des cosinus de la latitude (λi) du dipôle terrestre aux 4 stations [Sugiura et al., 1991] : Dst(t) = i=1 Di(t) (1.7) i=1 cos(λi) avec Di = Bobs − Bbase − Sq où B est la composante du champ magnétique mesurée, Bbase de la station et Sq (“solar quiet daily variation”) représente les variations induites dans le champ magnétique de la Terre par la variation diurne du Soleil.
Gonzalez et Tsurutani [1987] déterminent un critère simple (Bs 10 nT où Bs correspond à la magnitude de Bz dans le repère GSM 3 et △T 3 heures ) pour lequel des temptes géomagnétiques importantes (Dst < −100 nT ) ont lieu.
Les nuages magnétiques peuvent contenir un flux magnétique orienté vers le Sud. La corrélation entre leurs observations et l’apparation d’orages magnétiques intenses est notée depuis longtemps [Gosling, 1991 ; Yermolaev et al., 2005]. Webb et al. [2000] remarquent que la moitié des halo CMEs est associée à des orages modérés ou intenses (un halo CME est l’observation par un coronographe d’une CME dirigée suivant la direction Soleil-Terre). Dans Webb et al. [2001], 70% des orages les plus intenses (Dst ≦ −150 nT) sont associés à un ou plusieurs halo CMEs. Toutefois, évaluer leur géo-eﬃcacité est complexe. Le MC peut par exemple tre défléchi au cours de sa propagation, modifiant l’orientation des lignes de champ intéragissant avec la magnétosphère et aﬀectant l’eﬃcacité du processus de reconnexion. La formation d’un choc à l’avant augmente l’intensité du champ magnétique à la frontière et donc la géo-eﬃcacité du nuage si le flux, dans sa première moitié, est orienté vers le Sud [Gosling et McComas, 1987], tout comme l’interaction du vent solaire rapide à l’arrière d’un MC contenant cette fois-ci un flux orienté vers le Sud dans sa seconde moitié [Fenrich et Luhmann, 1998]. L’érosion du MC, de par la suppression de flux magnétique potentiellement orienté Sud, joue sans doute également un rôle (cf. chapitre 5).
Les conséquences au niveau de la Terre sont multiples. Les communications satellitaires peuvent tre aﬀectées, les signaux GPS perdus (dû à des modifications du contenu électronique total de l’ionosphère entrainant des eﬀets de scintillation), des courants peuvent tre aussi induits à la surface allant ju squ’à endommager le réseau électrique comme ce fut le cas en mars 1989 où une centrale hydroélectrique du Québec s’est arrtée de fonctionner, laissant des millions d’individus sans électricité. On comprend d ès lors l’importance de prévoir ces événements héliophysiques de par la dépendance croissante de l’homme envers les technologies spatiales. Cette tâche incombe désormais à une discipline : la météorologie de l’espace.

Table des matières

Introduction
1. Contexte Héliophysique
1.1. Le Soleil
1.1.1. Structure interne du Soleil
1.1.2. Origine du champ magnétique
1.1.3. L’atmosphère solaire
1.1.4. Perturbations coronales
1.2. Le vent solaire
1.2.1. Quelques propriétés générales
1.2.2. Les populations de particules du vent solaire
1.3. La reconnexion magnétique
1.3.1. Concepts fondamentaux
1.3.2. La reconnexion dans le vent solaire
1.4. Les nuages magnétiques
1.4.1. Signatures
1.4.2. Modélisation des nuages magnétiques
1.4.3. Interactions avec le vent solaire
1.4.4. Géo-efficacité et météorologie de l’espace
2. Moyens spatiaux, Instrumentation et Outils
2.1. La mission STEREO
2.1.1. Objectifs scientifiques de la mission
2.1.2. Configuration spatiale et différentes phases de la mission
2.1.3. Plateforme instrumentale
2.2. La mission Wind
2.2.1. Plateforme instrumentale
2.3. La mission ACE
2.4. La mission THEMIS
2.5. Les outils informatiques
3. Observations multi-satellites de l’érosion d’un nuage magnétique
3.1. Introduction
3.2. Instrumentation
3.3. Description de l’événement
3.4. Méthodes et signatures de l’érosion
3.4.1. Estimation de la variation du flux magnétique
3.4.2. Etude paramétrique de l’orientation de l’axe sur le flux azimutal accumulé
3.4.3. Signatures de reconnexion magnétique à la frontière avant du MC
3.4.4. Signature du changement topologique à grande échelle à partir des électrons suprathermiques
3.5. Discussion
3.5.1. Preuve par l’analyse multipoint de la variation du flux magnétique
3.5.2. Preuve par l’estimation du paramètre α
3.5.3. Preuve provenant de l’observation locale de la reconnexion à la frontière avant du MC
3.5.4. Preuve par la variation du PAD des électrons suprathermiques
3.5.5. Reconnexions magnétiques et topologie du MC
3.5.6. Taux de reconnexion magnétique au cours de la propagation
3.5.7. Reconstruction Grad-Shafranov
3.6. Conclusion
4. Analyse statistique de l’érosion par reconnexion magnétique
4.1. Introduction
4.2. Liste des nuages magnétiques étudiés
4.3. Les différentes techniques d’analyses
4.3.1. Etude de l’asymétrie du flux azimutal
4.3.2. Signatures de reconnexion magnétique aux frontières
4.4. Résultats
4.4.1. Variation du flux azimutal
4.4.2. Signatures de reconnexion magnétique
4.5. Discussion
4.6. Conclusion
5. Géo-efficacité et évolution radiale du processus d’érosion
5.1. Introduction
5.2. Méthode et illustration de l’influence de l’érosion des MCs sur l’indice Dst
5.3. Etude d’un MC de polarité magnétique Sud/Nord
5.4. Relation entre l’érosion magnétique et la compression adiabatique
5.5. Estimation de la dépendance radiale de l’érosion d’un MC
5.5.1. Taux de reconnexion à 1 UA
5.5.2. Profil radial de la vitesse d’Alfvén et taux de reconnexion moyen
5.5.3. Profil radial du processus d’érosion
5.6. Discussion des limitations
5.7. Conclusion
Conclusions et perspectives
Bibliographie
A. Analyse de Variance Minimum
B. Modélisation de nuages magnétiques
C. Discontinuités MHD et Test de Walén
D. Reconstruction Grad-Shafranov
E. Tableaux récapitulatifs de l’étude statistique
F. Publications