Les sursauts " S " de Jupiter

Plasmas
LES SURSAUTS “S”
DE JUPITER
L’analyse automatisée de nouvelles données d’observation numériques à haute résolution temporelle
et spectrale nous permet d’identifier, après trente ans de controverse, le scénario de production
des intenses sursauts radio décamétriques de Jupiter. Dans le cadre du modèle proposé, le
satellite Io joue un rôle crucial comme source d’accélération des populations électroniques à
l’origine de l’émission des sursauts, et plusieurs faits observationnels trouvent une interprétation
plausible. Divers paramètres du plasma magnétosphérique dans les sources peuvent être déduits
des observations radio, qui deviennent un moyen de sondage à distance du magnéto-plasma
jovien. L’application des conclusions tirées pour les sursauts S aux autres émissions radio
planétaires – voire stellaires – est discutée.
INTRODUCTION
’est en 1955 qu’a été découverte la première émission
radio planétaire : celle de
Jupiter, sur ondes décamétriques
(fréquences de ≤ 10 à environ
40 MHz). C’est une émission extraordinairement intense : si elle était
d’origine thermique, la région émettrice devrait avoir une température
de 1018 K ! Ce rayonnement radio
est donc évidemment d’origine non
thermique. Il est polarisé ~ 100 %
elliptiquement. Une dizaine d’années plus tard, la découverte d’une
émission radio analogue d’origine
terrestre par les satellites soviétiques
Elektron lui a fait perdre son statut
de simple « curiosité ». L’émission
terrestre couvre les longueurs
d’onde kilométriques (fréquences
< 1 MHz). Quoiqu’intense, elle
n’est pas détectable du sol car elle
est émise bien au-dessus de l’iono-
C
– Laboratoire ARPEGES (URA 1757
CNRS), Observatoire de Paris, Section
d’astrophysique, 92195 Meudon Cedex.
– Station de radioastronomie de Nançay
(USN), 18330 Nançay.
– Institut de radioastronomie, Kharkov,
310004 Ukraine.
118
sphère terrestre et réfléchie vers
l’espace par cette dernière. Entre
1980 et 1989, les sondes Voyager 1
et 2 ont permis de découvrir les
émissions radio de Saturne, Uranus
et Neptune, et d’étendre jusqu’au
domaine kilométrique le spectre radio jovien.
Les observations de Voyager ont
montré que les cinq planètes fortement magnétisées du système solaire – la Terre et les quatre planètes
géantes – s’entourent d’une bulle
magnétique, ou magnétosphère,
semi-perméable au vent solaire environnant, où des particules chargées sont accélérées à de hautes
énergies (keV, MeV). Les mouvements de ces électrons et de ces
ions sont guidés par les lignes du
champ magnétique planétaire qui les
focalisent au voisinage des pôles
magnétiques où ils produisent d’intenses émissions radio et d’autres
rayonnements électromagnétiques
« auroraux », notamment dans l’infrarouge et l’ultraviolet.
Les émissions radio planétaires
apparaissent aujourd’hui comme un
phénomène général, où les mécanismes à l’œuvre sont peut-être similaires à ceux qui engendrent les
rayonnements radio produits lors
des éruptions solaires ou stellaires.
Elles sont de plus l’un des seuls
moyens d’étudier à distance les
magnéto-plasmas où elles sont engendrées, généralement des régions
clés magnétosphériques comme les
zones aurorales – à hautes latitudes
magnétiques – de Jupiter ou le tore
de plasma de son satellite galiléen
volcanique Io. Les observations à
distance sont réalisables sur des durées bien plus longues que le survol
d’une sonde spatiale, et avec une
instrumentation bien plus sophistiquée que celle embarquée. Leur interprétation théorique a pour but
d’accéder à une meilleure connaissance des mécanismes de production des émissions radio, puis de la
topologie du champ magnétique planétaire et des propriétés des particules chargées qui précipitent dans les
zones aurorales (nature, origine, distribution spatiale et énergétique).
L’idée d’une émission par un
processus de type cyclotron a
émergé dès la fin des années 1950.
La fréquence émise en chaque point
des lignes de champ traversant la
région source serait voisine de la
fréquence cyclotron − ou gyrofréquence − locale du mouvement hélicoïdal des particules chargées émettrices :
fc = qB/2 pm
où q et m sont la charge et la masse
de la particule et B l’intensité du
Plasmas
champ magnétique ; dans le cas
d’un électron en mouvement, q = e
et
fc = 2,8 B (avec fc en MHz et B
en Gauss – 1 Gauss = 10–4 Tesla)
Cette explication qualitative rend
compte de la polarisation circulaire
ou elliptique du rayonnement produit, et du fait que seul Jupiter émet
en décamétrique : les plus hautes
fréquences sont en effet émises plus
près de la surface de la planète, où
le champ dipolaire augmente en R–3
– R étant la distance au centre –, et
les éventuels termes multipolaires
en R–5, R–7..., et le champ magnétique jovien atteint 14 Gauss en surface, contre moins de 1 Gauss pour
les autres planètes.
Les travaux théoriques des quinze
dernières années, étayés d’études insitu dans les sources du rayonnement kilométrique terrestre, particulièrement par le satellite suédois
Viking, ont permis d’identifier le
mécanisme microscopique probablement à l’origine des émissions radio
aurorales planétaires : une émission
cyclotron de type maser, où l’énergie libre permettant d’amplifier les
ondes électromagnétiques provient
d’une inversion de population dans
la distribution des vitesses des électrons libres énergétiques (de quelques keV) précipitant dans les régions aurorales. La condition de
résonance électrons-ondes s’écrit :
f − k// v// /2 p − fc /C = 0
où ~ f − k// v// /2 p !est la fréquence
de l’onde dans le référentiel de
l’électron, v// étant la vitesse parallèle des électrons et k// la composante parallèle du vecteur d’onde
~ k// v// /2 p traduit donc un effet
Doppler), et fc /C est la gyrofréquence électronique relativiste locale
2 − 1/2
2
2
(où C = @ 1 − ~ v// + v⊥ !/c #
est le facteur de Lorentz). Si la population électronique est à l’équilibre thermodynamique, le rayonnement cyclotron amplifié par les
électrons de haute énergie est réabsorbé par ceux, dominants, de basse
énergie car la condition de réso-
Figure 1 - (a) Spectre dynamique à basse résolution temporelle (~ 1 sec) de l’émission décamétrique
de Jupiter enregistré à Nançay, et montrant la structure lentement variable des émissions, à l’échelle
de quelques minutes. Le noircissement est proportionnel à l’intensité reçue et les lignes parallèles à
l’axe des temps sont des parasites à fréquence fixe. Les émissions décamétriques (DAM) joviennes
apparaissent comme des structures sombres inclinées, striées verticalement par des phénomènes de
propagation. (b) Zoom (principalement temporel) du cadre blanc de (a) obtenu au spectrographe
acousto-optique, et révélant les sursauts S comme des structures fines dérivant rapidement dans le
plan temps-fréquence.
nance dépend peu de la vitesse. Si
en revanche, la population électronique possède un excès d’électrons de
haute énergie (plus exactement une
inversion de population en vitesse
perpendiculaire au champ magnétique local, à laquelle correspondent
des gradients positifs de la fonction
de distribution électronique par rapport à v ⊥ !, l’absorption devient
moins importante que l’émission stimulée et la population électronique
instable peut ainsi transférer une
partie de son énergie libre aux ondes en les amplifiant de plusieurs
ordres de grandeur, tout en revenant
vers l’équilibre thermodynamique
(distribution Maxwellienne). Ce
processus est, pour une distribution
continue de vitesses, l’analogue au
surpeuplement de niveaux d’énergie
discrets, atomiques ou moléculaires,
conduisant à une émission de type
laser ou maser. Dans les régions
aurorales planétaires, la condition
de résonance est généralement satisfaite pour f ≈ fc et k// ! k ⊥ ,ce
qui se traduit par une émission au
voisinage de la gyrofréquence et
quasi-perpendiculairement au champ
119
magnétique local. On a pu ainsi rendre compte quantitativement du
spectre et de l’intensité de ces émissions, et qualitativement de leur polarisation.
Les scénarios d’émission détaillés
sont en revanche mal connus,
d’autant que la structure des émissions radio planétaires est très complexe et variable : elles sont
généralement constituées d’une
composante lentement variable (à
l’échelle de quelques minutes à
quelques heures – voir figure 1a) et
de brefs sursauts (très intenses et de
durée très inférieure à la seconde).
Parmi ces derniers, seuls les sursauts décamétriques joviens, appelés
« millisecondes » ou « S » d’après
leur forme sur les spectres dynamiques (distribution de l’intensité dans
le plan temps-fréquence) de l’émission, sont observables du sol (voir
figures 1b et 2a). Leur structure détaillée a donc pu être régulièrement
étudiée à très hautes résolutions
temporelle et spectrale. Malgré
trente ans d’étude, l’origine de ces
sursauts restait controversée, mais
de récentes observations nous permettent de lever la controverse.
ORIGINE DES SURSAUTS « S » :
MODÈLES ET CONTROVERSE
Les sursauts S de Jupiter ont été
découverts en 1961, peu après
l’émission décamétrique elle-même.
Leur occurrence représente ~ 10 %
de l’activité radio de Jupiter, et ils
sont très distincts du reste des émissions, plus lentement variables quoique très structurées (voir figure 1a).
Outre leur durée à fréquence fixe de
quelques millisecondes, et leur largeur spectrale instantanée de quelques kHz, ces sursauts se caractérisent principalement par le fait qu’ils
dérivent en fréquence, presque toujours négativement : ils apparaissent
à haute fréquence et « glissent » très
rapidement vers les basses fréquences, au rythme de plusieurs dizaines
de MHz/s. Cette dérive varie au
cours du sursaut, de sorte que sa
120
Figure 2 - (a) Spectre dynamique d’une autre séquence de sursauts S enregistrés au spectrographe
acousto-optique (à Nançay, le 18/04/94). Leur dérive négative apparaît clairement à cette résolution
temporelle (10 msec). (b) Résultat de l’identification automatique des sursauts. C’est à partir de ce
« squelette » de spectre dynamique que les paramètres physiques de l’émission sont mesurés tous les
200 kHz.
forme résultante dans le plan tempsfréquence est une courbe – peu incurvée mais dont le sens de courbure peut être quelconque –
ressemblant à une portion de « S »,
d’où leur nom (voir figures 1b et
2a). Enfin, les observations à long
terme montrent que ces sursauts ne
sont détectés que dans des configurations très particulières du triangle Observateur/Jupiter/Io, seulement quand la « phase de Io »,
comptée positivement dans le sens
direct à partir de la direction opposée à l’observateur (voir figure 5),
vaut 90° ou 230° (± 10°).
Dans le cadre d’une théorie de
type cyclotron, leur dérive presque
toujours négative suggère que la région émettrice s’éloigne de la planète au cours d’un sursaut, de sorte
qu’elle parcourt une ligne de champ
dans le sens des gyrofréquences décroissantes. On suppose par analogie avec l’émission radio terrestre
Plasmas
que cette région émettrice est une
population électronique chaude instable. Sans indice particulier d’une
accélération vers le haut à partir du
sommet de l’ionosphère jovienne,
on a imaginé dès 1965 que ces électrons étaient accélérés au voisinage
de Io vers Jupiter. Ils précipitent
alors vers la planète en suivant des
lignes de champ magnétiques le
long desquelles l’intensité du champ
(B) augmente. La théorie adiabati2
que impose que le rapport v ⊥ /B
reste constant au cours de ce mouvement (voir encadré). La conservation de l’énergie totale de la particule implique donc que sa vitesse
parallèle (au vecteur B) diminue au
profit de sa vitesse perpendiculaire.
Si la vitesse parallèle s’annule avant
que la particule n’atteigne l’ionosphère (point miroir où v = v ⊥ !,
celle-ci repart en sens inverse en
s’éloignant de la planète. Ce scénario, qui ne préjuge pas du détail du
mécanisme microscopique de production de l’émission, n’explique
pas l’origine des faisceaux d’électrons pulsés requis pour expliquer
les séries de sursauts S consécutifs,
ni pourquoi ces populations électroniques n’émettent pas d’ondes radio
en se rapprochant de la planète (car
ces dernières présenteraient alors
des dérives positives, non observées
– ce dernier point sera éclairci plus
bas). En revanche il a le mérite de
prédire une loi calculable pour la
variation des dérives des sursauts en
fonction de la fréquence observée :
donc nulle à la gyrofréquence du
point miroir ; elle augmente rapidement quand f décroît (l’accélération
des électrons domine) puis atteint
un maximum avant de décroître linéairement pour les faibles valeurs
de f (pour lesquelles v//~ f ! devient
quasi-constante − voir figure 3). La
fonction u df/dt u ~ f ! est seulement
paramétrée par la vitesse (ou l’énergie) totale des électrons, et leur angle d’attaque Φ (angle v-B – voir figure 5) en un point quelconque de
la ligne de champ, par exemple à
l’équateur magnétique (Φéq). Pour
des électrons de quelques keV se
déplaçant le long du tube de flux de
Io, le maximum de u df/dt u se situe
vers 20-25 MHz.
Les sursauts S ont été intensivement étudiés de 1965 à 1982 à
l’aide de récepteurs analogiques de
résolution
temporelle
élevée
(< 1 msec par spectre), notamment
dans le but d’établir empiriquement
la courbe df/dt(f) et de la comparer
à la prédiction théorique ci-dessus.
Aucune mesure à haute résolution
n’a été obtenue pour f > 33.7 MHz.
Entre ~ 5 et 33 MHz, on a constaté
une croissance régulière de u df/dt u
avec f, la dispersion des mesures
augmentant également avec la fréquence (voir figure 3). Ce résultat
semble infirmer le modèle « adiabatique » ci-dessus. Il a motivé la floraison de nombreuses autres interprétations théoriques dans les
années 1978-92 : d’abord limitées à
une modification du modèle adiabatique consistant à accélérer les électrons vers le haut à partir du sommet de l’ionosphère jovienne
– selon un mécanisme indéterminé –, elles ont évolué vers des
processus plus exotiques (mécanismes à hautes énergies, de l’ordre du
MeV, conversion ou battements
d’ondes de plasma, effet laser dans
une cavité résonante à parois mobiles, etc.)... et moins vérifiables sans
mesures in-situ dans les sources des
u df/df u ≈ K . f . v//~ f !
où K = constante et v//~ f ! est une
fonction décroissante de f (voir encadré). Pour des électrons s’éloignant de Jupiter le long d’une ligne
de champ magnétique à partir de
leur point miroir (point de rebroussement de la trajectoire électronique, à B élevé, près de la planète),
la fréquence f ≈ fc = eB/2 pme
− 3
décroît en zR
tandis que les
particules accélèrent ~ v// augmente)
du fait du transfert v ⊥ → v// lié à
leur mouvement adiabatique. En valeur absolue, la dérivée u df/dt u est
Figure 3 - Variation des dérives (df/dt) des sursauts S en fonction de la fréquence. Nos résultats (cercles pleins), compatibles avec les précédents (cercles vides, résumant la plupart des mesures de dérives effectuées entre 1965 et 1982), sont basés sur un nombre beaucoup plus grand de mesures et
atteignent des fréquences plus élevées. Chaque cercle plein indique le pic de la distribution des dérives observées à la fréquence correspondante. Les barres d’erreur (± 5 MHz/s) résultent de la dispersion intrinsèque des dérives durant un orage et d’un orage à l’autre. Les courbes sont les
meilleurs ajustements calculés à partir du scénario adiabatique, avec Uéq = 2,8° et v = 0,14c
(tirets) ± 0,03c (pointillés). Modifier Uéq de seulement ± 0,1° suffıt à décaler latéralement les courbes
de ± 2 MHz.
121
Encadré
THÉORIE ADIABATIQUE DE L’ÉMISSION
DES SURSAUTS S
2
1 – CONSERVATION DU 1ER INVARIANT ADIABATIQUE (MOMENT MAGNÉTIQUE a v⊥ /B) DU MOUVEMENT D’UNE PARTICULE
CHARGÉE DANS UN CHAMP MAGNÉTIQUE D’INTENSITÉ VARIABLE
Lors de son mouvement le long d’une ligne de champ, la particule « voit » un champ magnétique d’intensité variable B(t), dont
la variation induit un champ électrique perpendiculaire à B ~ rot E = ­B/­t !, qui va donc modifier l’énergie perpendiculaire de
la particule (le courant j correspondant induit un champ B qui s’oppose à la variation de B(t)). Pour un champ dipolaire de
quelques Gauss, la variation dB/B au cours d’une gyropériode électronique 1/fce = 2 pme /eB est très faible :
− 6
dB/B ≈ 3 . dr/r ! 6 pme c/eBRj ≈ 10 . On peut donc considérer B constant pour évaluer le travail de E durant une gyropériode :
*me . dv ⊥ /dt . dL = * e. E . dL = e . **rot E . dS = − e . **­B/­t . dS
2 pqce
2
2 pqce
2
pqce
pqce
avec qce = me v ⊥ eB d’où :
~ 2 pmc v ⊥ /eB ! . dv ⊥ /dt = ep . ~ me v ⊥ /eB ! dB/dt ⇒ 2 . dv ⊥ /v ⊥ = dB/B ⇒ v⊥ /B = C
2
2
2
te
Comme la force magnétique (seule force extérieure effectivement appliquée à la particule, e . v × B) ne travaille pas lors du mouvement de la particule le long de la ligne de champ, la variation d’énergie perpendiculaire s’accompagne d’une variation correspondante d’énergie parallèle.
2 − CALCUL DE LA DÉRIVE df/dt DE L’ÉMISSION D’UN ÉLECTRON EN MOUVEMENT ADIABATIQUE DANS UN CHAMP DIPOLAIRE,
EN FONCTION DE LA FRÉQUENCE D’ÉMISSION f
De l’intensité du champ magnétique
B = u B u = M/R . ~ 1 + 3cos2h !
3
1/2
3
(M = moment magnétique, en Gauss . R J , si R est exprimé en rayons joviens : 1 RJ = 71 400 km) et de l’équation d’une ligne de
champ coupant l’équateur magnétique à L . RJ
R = L . sin2~ h ! ~ h est la colatitude magnétique !
on déduit la variation dB/dt « vue » par un électron de vitesse parallèle v// :
dB/dt = dB/dh × dh/ds × ds/dt
avec v// = ds/dt
⇒ dB/dt = − 3/~ L . RJ ! . g~ h ! . B . v// avec g~ h ! =
ds = @ dr + ~ r . dh ! # 1/2
2
et
2
~ cosh/sin2h ! . ~ 3 + 5cos2h !/~ 1 + 3cos2h !3/2
La vitesse parallèle d’un électron en mouvement adiabatique s’exprime :
v// = v .
~1 − B.L
3
. sin2~ Uéq !/M
!
1/2
où v est la vitesse totale (constante) de l’électron, et Uéq son angle d’attaque (v-B) à l’équateur. On pose ici L = 6 (lignes de
3
champ coupant l’orbite de Io), et M = 7 Gauss . R J de sorte que la gyrofréquence au pied des lignes de champ à L = 6 excède la
3
fréquence maximum observée (36 MHz). Le moment dipolaire jovien est en fait de 4,2 Gauss . R J , mais des termes quadrupolaires
et octupolaires s’y ajoutent à hautes latitudes près de la planète. L’altitude de la source s’étend de ~ 0,01 RJ à 36 MHz jusqu’à
~ 0,28 RJ à 17 MHz (voir figure 5) ; sa colatitude varie de h = 27,5° à 24,2°, et g~ h ! est quasi-constante. Comme
f ≈ fce = eB/2 pme on obtient finalement :
@
df/dt = − 3/~ L . RJ ! . g~ h ! . f . v . 1 − sin2~ Uéq ! . 2 pme . f . L /~ M . e !
3
# 1/2 ≈ − K . f . v//~ f !
df/dt n’est fonction que de f, et est paramétrée par v et Uéq. L’énergie caractéristique des électrons est évidemment :
E = ~ C − 1 !me c
2
122
− 1/2
= @ ~ 1 − v /c !
2
2
− 1 # me c .
2
Plasmas
sursauts S, mesures évidemment
inexistantes (et pour longtemps !).
En conséquence, les travaux observationnels et théoriques sur les sursauts S ont divergé depuis une douzaine d’années, par trop grande
complexité du cadre théorique dans
lequel interpréter des observations
peu abondantes.
LE NUMÉRIQUE À LA RESCOUSSE
À nouvelles observations...
L’impossibilité de réaliser continûment des observations à très
haute résolution temporelle, la plus
faible activité radio jovienne à hautes fréquences, et le peu de radiotélescopes décamétriques observant à
plus de 32 MHz expliquent la rareté
des mesures de dérives à hautes fréquences. La forte dispersion de ces
mesures est partiellement due à la
difficulté de les effectuer manuellement en grand nombre sur des enregistrements analogiques (chaque
cercle de la figure 3 correspond à
quelques dizaines de sursauts au
plus), souvent à bande relativement
étroite (≤ 1 MHz), et à la diversité
des télescopes, récepteurs et observateurs impliqués. Mais les erreurs
de mesure ne dépassent probablement pas quelques MHz/s, de sorte
que la cause principale de cette dispersion est certainement la grande
variabilité intrinsèque des caractéristiques physiques des sursauts S.
L’amélioration de ces résultats passait donc par des mesures très nombreuses et homogènes.
Nous avons effectué les observations requises à l’aide des interféromètres décamétriques de Nançay
(France) et Kharkov (Ukraine). Le
premier comporte 144 antennes hélicoïdales à large bande (~ 10100 MHz) couvrant une aire effective de 4 000 à 7000 m2, selon la
fréquence observée (gain ~ 25 dB).
Le second est constitué de 2 040 dipôles identiques (gamme 7-35 MHz)
pour une aire effective ≥ 25 000 m2.
Le même récepteur a été utilisé
dans les deux cas : un spectrographe
Le radiotélescope décamétrique UTR 2 de Kharkov, Ukraine. Photo : Philippe Zarka.
acousto-optique, dans lequel un
cristal piézo-électrique convertit le
spectre radio incident en un spectre
d’oscillations acoustiques qui diffracte la lumière d’un laser pour
produire une distribution linéaire de
lumière, qui est l’image exacte du
spectre radio incident. Elle est détectée et numérisée toutes les
10 msec par une barrette CCD. On
obtient ainsi un spectre de 26 MHz
de large échantillonné simultanément sur 2 048 points (soit une résolution spectrale d’environ 13 kHz)
toutes les 10 msec. Malgré cette résolution temporelle relativement
modeste, les données présentent
l’immense avantage d’être numériques.
Dix-sept observations réparties
sur quatre jours entre décembre
1993 et avril 1994 ont été analysées.
Chacune correspond à 20 s d’observation continue (soit 2 000 spectres)
pendant un « orage » riche en sursauts S, réalisée de nuit en l’absence
de parasites, entre ~ 14 et 40 MHz
(voir figures 1 et 2). Toutes correspondent à une phase de Io de ~ 90°.
... Nouvelle méthode d’analyse
Un programme d’analyse a été
spécialement développé : il identifie
chaque sursaut S comme un « objet » du plan temps-fréquence (voir
figure 2b), puis mesure automatiquement, sur une grille de fréquences de pas 200 kHz, ses caractéristiques physiques : dérive, durée à
fréquence fixe, largeur spectrale instantanée, intensité ; la durée totale
et la largeur spectrale totale sont
également déterminées pour chaque
sursaut.
Plus de 12 000 sursauts ont ainsi
été identifiés entre 17 et 36 MHz,
sur lesquels plus de 45 000 séries de
mesures ont été réalisés. Ces mesures nombreuses, homogènes (sinon
objectives), et couvrant les hautes
fréquences (plusieurs centaines de
points au-dessus de 32 MHz) se prêtent idéalement à une étude statistique.
MESURES ET INTERPRÉTATIONS
La figure 4 est l’histogramme des
~ 45 000 dérives mesurées, toutes
fréquences confondues. 93 % d’en123
Figure 4 - Distribution de nos ~ 45 000 mesures de dérives de sursauts S, toutes fréquences confondues : 93 % sont comprises entre – 100 et – 1 MHz/s, 1,5 % sont positives, et 5,3 % « saturées » à la
valeur de – 127 MHz/s (sursauts dérivant trop vite pour être temporellement résolus à
10 msec/spectre). La dispersion intrinsèque des dérives est très grande, avec un pic de l’histogramme
à – 18 ± 5 MHz/s ~ 1 r !.
tre elles sont comprises entre – 100
et – 1 MHz/s, 1,5 % apparaissent
positives, et 5,3 % « saturées » à la
valeur de – 127 MHz/s, qui correspond aux sursauts dérivant trop vite
pour être temporellement résolus à
10 msec/spectre. Le pic de l’histogramme est à – 18 ± 5 MHz/s (1 σ).
On constate que la dispersion intrinsèque des dérives est effectivement
très grande.
Des histogrammes du même type
ont ensuite été construits par tranche de fréquences de 1 MHz. Leurs
pics sont représentés sur la figure 3
(cercles pleins). La forme de la
courbe df/dt(f) résultante se révèle
être celle prédite par le modèle
adiabatique, et en dépit de la dispersion des dérives (typiquement
± 5 MHz/s), les quelques centaines
de mesures à hautes fréquences
montrent clairement sa décroissance
au-dessus de ~ 32 MHz après un
plateau s’étendant de ~ 23 à
32 MHz. Les courbes théoriques les
mieux ajustées sont représentées en
pointillés sur la figure 3. Elles cor124
respondent à des électrons de vitesse v = 0,14c ± 0,03c et d’angle
d’attaque
équatorial
Φéq = 2,8°(± 0,1°). Aucune de ces
courbes ne peut seule représenter
toutes les observations, mais les paramètres des populations électroniques varient certainement d’une
journée d’observation à l’autre.
Le cadre du modèle adiabatique
ainsi réhabilité permet de déduire
des observations plusieurs paramètres physiques intéressants (voir encadré), comme l’énergie moyenne
des électrons (E = 5,3 ± 2,2 keV) et
leur vitesse parallèle moyenne
dans
la
région
source
v// = 22 000 ± 2 000 km/s. Cette
valeur de l’énergie est étonnamment
semblable à celle mesurée pour les
électrons responsables de l’émission
kilométrique terrestre. Dans le cadre
de ce modèle, la dimension caractéristique de la source instantanée (δr)
s’interprète comme la taille de la région excitatrice (paquet d’électrons)
en mouvement responsable de
l’émission. Cette taille peut être estimée par deux méthodes indépendantes :
(i) en interprétant la durée à fréquence fixe (δt) d’un sursaut
comme la durée du passage de la région excitatrice en un point donné
de la ligne de champ (donc à une
gyrofréquence donnée), on en déduit dr = v// . dt. Cette durée n’est
malheureusement pas résolue par
nos observations, qui ne permettent
de fixer qu’une limite δt ≤ 10 msec,
dont on déduit une limite supérieure
δr ≤ 220 km ;
(ii) la largeur spectrale instantanée (δf) d’un sursaut correspond,
elle, à la gamme de gyrofréquences
instantanément couverte par la région excitatrice, d’où on déduit
dr ≈ r . df/3 . f (dans une géométrie dipolaire où u df/f u
≈
3
.
dr/r
;
la
valeur
moyenne
mesuu
u
rée pour δf est 15 ± 15 kHz (l’incertitude élevée provient de la nécessité de retrancher de la valeur δf observée l’étalement
u df/dt u × 10 msec dû à la dérive
rapide des sursauts). On en tire
δr ≤ 30 km.
De même, la durée totale moyenne
d’un sursaut (∆t ≈ 50-100 msec) et
la bande spectrale totale couverte
(∆f ≈ 0.5-2 MHz) impliquent une
longueur totale de la région d’interaction ondes/particules de l’ordre
de ∆R ≈ 1 000-2 000 km le long de
la ligne de champ source. Ces valeurs ne sont évidemment que des
moyennes statistiques autour desquelles les valeurs individuelles
pour chaque sursaut S peuvent
beaucoup varier, mais leur ordre de
grandeur est représentatif.
Io : LE SCÉNARIO
Io est le seul corps du système
solaire – autre que la Terre – à posséder un volcanisme encore actif,
entretenu par les forces de marées
exercées par Jupiter. Son atmosphère volcanique est partiellement
ionisée par collision avec les particules rapides magnétosphériques. Le
Plasmas
mouvement du conducteur ainsi
constitué à travers la magnétosphère
jovienne excite dans son sillage des
ondes d’Alfvèn, oscillations transverses des lignes du champ magnétique jovien qui vont se propager le
long de ces dernières vers les hautes
latitudes. Ce sillage, observé par les
sondes Voyager, précède en fait Io
dans son mouvement orbital, car la
magnétosphère jovienne est entraînée par la rotation de Jupiter avec
une période de 9 h 55,5 min tandis
que la période orbitale de Io est de
42 h. Le champ électrique associé
aux ondes d’Alfvèn possède une
composante alignée au champ magnétique jovien local, et est donc
susceptible d’accélérer des électrons
jusqu’à quelques keV.
Le « contrôle » géométrique très
strict exercé par Io sur l’occurrence
des sursauts S conduit ainsi à imaginer un scénario d’émission où les
populations électroniques instables à
l’origine de l’amplification des ondes radio sont initialement accélérées par les trains d’ondes d’Alfvèn
du sillage de Io. En supposant que
la géométrie de l’émission est indépendante de l’observateur et du
temps, sa détection limitée à une
phase de Io de ~ 90° ou ~ 230° implique immédiatement que les lignes
de champ « actives » sont situées
~ 20° en avant de Io et que le
rayonnement est émis principalement à ~ 70° du vecteur B dans la
source aurorale (dans un feuillet conique creux – voir figure 5). Notons
que cet écart entre les lignes de
champ « actives » et celle passant
instantanément par Io est compatible avec des travaux antérieurs
concernant l’influence de Io sur le
rayonnement décamétrique de Jupiter, ainsi qu’avec l’écart récemment
observé en infrarouge entre le pied
du tube de force de Io et sa position
prévue par les modèles de champ
magnétique. Par ailleurs, les études
observationnelles et théoriques de la
directivité des émissions radio planétaires constatent ou prédisent toutes une émission préférentiellement
amplifiée à grand angle (60°-90°)
Figure 5 - (bas) Schéma de l’interaction Io-Jupiter présentée dans notre scénario de production des
sursauts S, vue du pôle Nord jovien. Les sursauts S sont observés seulement pour les deux configurations représentées, pour lesquelles la phase de Io (comptée positivement à partir de la direction
opposée à l’observateur) vaut 90° ou 230°. La corotation magnétosphérique rapide (~ 10 heures) fait
que le sillage de Io (grisé) précède Io dans son mouvement orbital. La ligne en gras représente la
ligne de champ « active » le long de laquelle se produit principalement l’émission des sursauts S,
après accélération des électrons par des ondes d’Alfvèn dans le sillage de Io. Elle précède la ligne
de champ passant instantanément par Io d’un angle a. L’émission radio est produite dans un feuillet
conique de demi-angle au sommet b. Les valeurs de a et b sont déterminées dans le texte. La situation réelle est plus compliquée : par exemple, les lignes de champ ne sont pas contenues dans un
plan méridien, mais gauchies par la corotation du plasma. (haut) Schéma méridien d’une ligne de
champ active (à L = 6) et de la zone source correspondante entre 17 et 36 MHz (notée DR !, et définition des paramètres R, h, U, v// et v ⊥ .
du champ magnétique dans la
source.
Les récentes observations infrarouges des zones aurorales joviennes ont par ailleurs montré que la
brillance du pied du tube de force
magnétique passant par Io, à une
longueur d’onde de quelques µm,
est anticorrélée avec l’émission décamétrique. Cette dernière est préférentiellement produite quand le pied
du tube de force de Io balaye des
zones de champ magnétique intense
à la surface de Jupiter. On en déduit
l’extension suivante du scénario
« adiabatique » : Io accélère des
faisceaux électroniques qui précipitent vers la planète sans émettre de
rayonnement radio – car un simple
faisceau parallèle à B ne possède
pas d’inversion de population en v⊥
susceptible d’amplifier efficacement
les ondes. S’il aboutit à une zone de
champ magnétique peu intense, son
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point miroir va se trouver assez bas
pour que la plus grande partie du
faisceau soit perdue par collision
dans la haute atmosphère. Celle-ci,
localement chauffée, va alors émettre du rayonnement infrarouge. Si
au contraire, le faisceau aboutit à
une « tache » magnétique plus intense, une grande partie des électrons vont être réfléchis ; la faible
partie perdue par collision – qui correspond aux particules de v// les
plus élevées – est alors insuffisante
pour produire une émission infrarouge détectable, mais déstabilise la
population électronique remontante
qui possède alors une inversion de
population en v⊥ (appelée « cône de
perte ») et devient capable d’amplifier des ondes radio.
Ce scénario n’explique pas pourquoi les populations électroniques
responsables des sursauts S semblent « pulsées », de manière à produire des séries de sursauts discrets
et non une émission continue. La réponse est à chercher dans le mode
de production des ondes d’Alfvèn
près de Io, ou dans l’interaction des
électrons avec de la turbulence basses fréquences près de leur point
miroir. En revanche, il rend compte
de nombreuses observations et permet de comprendre l’absence de
sursauts S dérivant positivement.
cile de savoir si ces impulsions sont
de même nature que les sursauts S
joviens. Dans l’affirmative, la question majeure concernerait l’absence
près de Saturne, Uranus ou Neptune
d’un satellite qui puisse jouer un
rôle comparable à celui, apparemment crucial, de Io dans l’accélération des particules. D’autres sources
d’ondes d’Alfvèn magnétosphériques ne sont pas exclues. Des faisceaux électroniques pourraient aussi
être accélérés par d’autres processus
(interaction avec de la turbulence
basses fréquences, des solitons, des
doubles couches ?), mais les données in-situ font cruellement défaut
pour ces études.
L’émission kilométrique terrestre,
elle, semble presque exclusivement
constituée de structures spectrales
très fines dérivant dans tous les
sens, peut-être témoins d’accélérations complexes des électrons dans
les zones aurorales, mais là encore
les observations à très haute résolution (temporelle, notamment) sont
limitées par les débits de données
des expériences de radioastronomie
spatiale. Ces derniers devraient cependant atteindre des valeurs énormes pour les missions aurorales à
venir (comme la mission européenne IBIZA : Investigation BIsatellitaire des Zones Aurorales).
ET LES AUTRES PLANÈTES ?
CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES
Les sondes Voyager ont permis
de découvrir des sursauts radio émis
par les autres planètes géantes. Dans
le cas de Saturne, la composante
impulsive domine largement le
spectre dynamique de l’émission,
tandis que composante lentement
variable et sursauts alternent pour
Jupiter, Uranus et Neptune. Toutefois, la résolution temporelle limitée
(6 s par spectre) de l’expérience de
radioastronomie de Voyager fait apparaître les sursauts comme des
points de mesure isolés intenses sur
les spectres dynamiques. Une dérive
ne peut pas être mise en évidence à
cette résolution, et il est donc diffi-
L’analyse automatisée d’une
grande quantité de données numériques à haute résolution temporelle a
autorisé une étude statistique fiable
des dérives des sursauts S de Jupiter. Malgré leur variabilité intrinsèque élevée, on obtient une loi de variation de leur dérive moyenne en
fonction de la fréquence d’observation qui semble permettre de trancher la question de leur origine,
controversée depuis trente ans, en
réhabilitant le scénario « adiabatique » selon lequel les populations
électroniques responsables des
émissions sont accélérées principalement par Io, et non au sommet de
l’ionosphère jovienne. L’énergie ca-
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ractéristique déduite pour ces populations est identique à celle des
électrons chauds dans les sources du
rayonnement radio kilométrique terrestre : ~ 5 keV.
Ce scénario fournit un cadre d’interprétation cohérent à divers faits
observationnels (ondes d’Alfvèn
dans le sillage de Io, contrôle de
l’occurrence des sursauts S par Io,
anticorrélation infrarouge/décamétrique et écart de ~ 20° entre les lignes de champ « actives » et le pied
instantané du tube de force de Io). Il
relance l’intérêt des études détaillées des sursauts S : en effet,
bien que cette première étude se soit
limitée à des moyennes statistiques,
il est en fait possible de déterminer
les paramètres physiques (E, v, Φéq,
δr, ∆r) de chaque sursaut, l’évolution de son intensité, et ainsi d’étudier la résonance ondes-particules le
long de la ligne de champ source
pour remonter au mécanisme
d’émission microscopique. S’il se
confirme que c’est une instabilité
« maser-cyclotron », l’inversion des
observations radio permettra alors
de sonder à distance les propriétés
du magnéto-plasma jovien (topologie du champ magnétique, distribution et énergie des particules...).
Diverses interrogations restent
posées, dont notamment : l’origine
de la structure discrète, parfois
quasi-périodique, des sursauts S ?
Les vitesses parallèles déduites
sont-elles les vitesses réelles de faisceaux électroniques ou la vitesse de
phase de zones de résonance ondesparticules ?
Côté perspectives, de nouvelles
observations sont en cours, trois fois
plus rapides que les précédentes
(3,8 ms/spectre). Leur accumulation,
notamment à hautes fréquences, permettra de valider et préciser le scénario adiabatique, et d’analyser
comparativement les propriétés des
sursauts « orage par orage ». Ces
dernières dépendent de la directivité
de l’émission (encore à préciser) et
de la configuration magnétosphérique correspondant à chaque cas
Plasmas
(phase et longitude de Io, influence
du vent solaire). A partir de décembre 1995, et pour au moins deux
ans, la sonde Galileo fournira de
plus des mesures in-situ dans la magnétosphère jovienne.
Enfin, les concepts développés
pour expliquer les sursauts S pourraient dépasser un cadre d’application purement jovien, et se révéler à
terme, utiles pour la compréhension
d’autres sursauts produits par des
radiosources astrophysiques bien
plus inaccessibles, comme les étoiles éruptives magnétiques.
POUR EN SAVOIR PLUS
Desch (M.D.) et al., Nature, 272, 3840, 1978.
Ellis (G.R.A.), Nature, 283, 48-50,
1980.
Connerney (J.E.P.) et al., Science,
262, 1035-1038, 1993.
Zarka (P.), Farges (T.), Ryabov
(B.P.), Abada-Simon (M.), Denis
(L.), « A Scenario for Jovian
S-bursts », Geophys. Res. Lett. 1995.
Zarka (P.), Pedersen (B.M.), Prangé
(R), Ferrando (P.), Hoang (S.), Canu
(P.), « Quelques résultats marquants
de la rencontre Ulysse-Jupiter », Bull.
Société Française de Physique, 90, 3,
1993.
Article proposé par Philippe Zarka, Tél. (1) 45.07.78.19.
Les observations utilisées ont été effectuées à Nançay (France) avec Meil AbadaSimon et Laurent Denis, et à Kharkov (Ukraine) avec Boris P. Ryabov. Leur analyse a été réalisée avec Thomas Farges.
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