Ce chapitre présente les principales émissions UV observées dans les hautes atmosphères des planètes. On décrit non seulement les émissions aurorales que l'on peut observer dans le visible depuis la surface de la Terre, mais aussi d'autres émissions plus ténues qui nous donnent des informations sur la composition, la dynamique et la variabilité des hautes atmosphères planétaires. Les différents processus à l'origine de ces émissions : interaction du rayonnement solaire avec l'atmosphère, précipitation de particules énergétiques, réactions chimiques, etc... sont décrits et illustrés par différents exemples dans le système solaire.

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Avant de voir en détails les principaux mécanismes d ’émissions, voici quelques exemples d’émissions observées dans l’UV et le visible sur différents objets du système solaire

L'atome est le constituant de base de la matière; il est formé d'un noyau chargé positivement et d'un nuage d'électrons chargé négativement. Le noyau contient A nucléons, dont Z protons chargé positivement et (A-Z) neutrons de charge nulle. Un atome est électriquement neutre et contient donc Z protons et Z électrons. Des atomes ayant un nombre Z identique mais un nombre A différent sont appelés isotopes. Par exemple, l'atome de deutérium composé de 1 proton, 1 neutron et 1 électron (Z=1, A=2) est un isotope de l'hydrogène composé de 1 proton et 1 électron (Z=1, A=1). La science qui étudie la structure interne des atomes s'appelle l'atomistique.

La dispersion de la lumière par un gaz atomique présente une structure sous forme de raies. Chaque élément a un spectre de raies caractéristiques, par exemple l'hydrogène et le deutérium possèdent plusieurs séries de raies portant le nom des scientifiques qui les ont observées pour la première fois. La série des raies de Lyman dans l'ultraviolet a été observée pour la première fois par Théodore Lyman en 1906. Johann Balmer a découvert quatre raies de la série de Balmer en 1885 dans le visible. Johannes Rydberg et Walter Ritz montrèrent que les longueurs d'onde des différentes séries pouvaient être décrites par la formule de Rydberg-Ritz: R est la constante de Rydberg, m et n sont deux nombres entiers. La structure en raies des spectres d'émission des atomes et la présence de nombre entiers dans l'équation de Rydberg suggère une quantification de l'énergie des électrons dans le nuage atomique, on parle de niveaux d'énergie. Les valeurs de l'énergie sont quantifiées par un nombre entier n et données par ou h est la constante de Planck et c la vitesse de la lumière dans le vide. Une raie d'émission résulte d'une transition d'un électron du niveau m vers le niveau n (m>n). Cette quantification de l'énergie d'un atome ne peut s'expliquer par la physique classique. Bohr présentera un premier modèle théorique permettant de démontrer la formule de Rydberg-Ritz en 1913, mais c'est la physique quantique développée dans les années 1920 par Schrodinger et Heisenberg, puis la théorie des champs développée par Dirac qui permettront non seulement de retrouver la formule de Rydberg-Ritz mais aussi d'expliquer toutes les observations de la structure de l'hydrogène. L'étude des émissions spectroscopiques est à la base de l'astrophysique.

Hypothèses du modèle de Bohr de l'hydrogène: Le modèle de Bohr de l'atome d'hydrogène a été élaboré en 1913 par Niels Bohr pour expliquer la structure en raies des spectres d'émissions des atomes. Ce modèle repose sur une description classique du mouvement de l'électron autour du noyau mais impose une quantification de son moment cinétique et suppose que l'électron ne rayonne pas sur une orbite stable circulaire.

Description du modèle:

L'électron est soumis à la force électrostatique radiale du noyau. Le mouvement se fait donc dans un plan. On note z l'axe perpendiculaire à ce plan. L'équation fondamentale de la dynamique, appliquée à l'électron de masse m_e en coordonnées cylindriques, projeté sur les axes r et θ s'écrit:

La seconde équation s'intègre facilement et conduit à la loi des aires , comme la trajectoire est suppposée circulaire, la vitesse angulaire est constante. Le moment cinétique est définit par ou est le vecteur vitesse. Le moment cinétique est donc une constante donnée par L'équation fondamentale de la dynamique projetée sur l'axe r qui traduit l'équilibre entre la force électrostatique et la force centrifuge peut se réécrire sous la forme: Ce qui permet de déterminer la vitesse angulaire

Par ailleurs, on suppose que le moment cinétique est quantifié, c'est à dire qu'il ne peut prendre que des valeurs multiples de : . On en déduit l'expression des rayons des orbites stationnaires : L'énergie totale de l'électron sur l'orbite quantifiée est la somme de son énergie potentielle électrostatique et de son énergie cinétique : En remplaçant r_n et ω par leur expression, on obtient les niveaux d'énergie quantifiés :

Limites du modèle de Bohr :

Le modèle de Bohr ne permet pas de décrire le spectre d'émission d'espèces polyélectroniques et la notion de trajectoire est incompatible avec le principe d'incertitude d'Heisenberg. Le modèle de Bohr sera finalement abandonné et remplacé par la théorie quantique dans les années 1920 dans la laquelle l'électron n'est plus décrit comme une particule ponctuelle mais par une fonction d'onde. La physique quantique ne sera pas décrite dans ce cours.

Les processus d'émission et d'absorption peuvent être décrits de façon probabiliste à l'aide de coefficients appelés coefficients d'Einstein. Ces coefficients ont été introduits par Einstein en 1917, avant le développement de la théorie quantique. Trois processus possibles ont été postulés par Einstein :

• L'émission spontanée : Un atome passe spontanémént d'un état excité 2 vers un état de plus basse énergie 1. Ce processus est caractérisé par un coefficient A₂₁ définit par:

  

  où n₂ est le nombre d'atomes dans l'état excité 2

• L'absorption : Un atome passe d'un état 1 vers un état de plus haute énergie 2 par absorption d'un photon de fréquence ν =(E₂-E₁)/h. Ce processus dépend de la densité volumique d'énergie rayonné à la fréquence ν : u(ν) et se caractérise par un coefficient B₁₂ définit par

  

• L'émission stimulée. Comme dans le cas de l'émission spontanée, un atome passe d'un état excité 2 vers un état de plus bassé énergie 1, mais cette fois cette émission est stimulée par un rayonnement incident à la fréquence de la transition. Comme l'absorption, ce processus dépend de la densité volumique d'énergie rayonné à la fréquence ν : u(ν) . Il se caractérise par un coefficient B₂₁ définit par :

  

  Nous ne décrirons pas plus en détails ce processus d'émissions stimulée, qui représente un apport majeur d'Einstein et sera à l'origine du développement des lasers. L'équilibre thermodynamique entre émission spontanée, stimulée et absorption permet de retrouver la loi du corps noir. C'est d'ailleurs pour expliquer la loi de rayonnement du corps noir que Einstein a été amené à postuler le mécanisme d'émission stimulée.

Si un atome dans un état excité 2 peut se désexciter vers plusieurs niveaux inférieurs 1a, 1b, 1c, ..., l'inverse de la somme des coefficients d'émission spontanée d'Einstein sur toutes les transitions 1x représente la durée de vie de l'état excité 2:

Considérons un flux de particules (par exemple un flux de photons ou un flux d'électron), Φ∞ arrivant au sommet d'une atmosphère planétaire. On suppose que les particules décrivent des trajectoires rectilignes le long desquelles elles peuvent interagir avec les espèces atmosphériques. Pour simplifier on supposera que l'atmosphère n'est composée que d'une celle espèce A.

Le flux de particules dΦ_int qui interagit avec l'atmosphère le long d'un segment élémentaire ds de la trajectoire est proportionnelle à la densité de A, au flux incident et à la longeur ds du segment.

Section Efficace

La constante de proportionnalité σ à la dimension d'une surface. On l'appelle section efficace d'interaction entre l'espèce incidente et l'espèce A. Elle dépend de l'énergie des particules incidentes (donc de la longeur d'onde pour un photon). Cette section efficace mesure l'efficacité d'une interaction donnée entre A et les électrons ou les photons incidents.

La diffusion résonante d'un photon par un atome peut être vu comme la succession d'une transition atomique de l'état électronique fondamental (n=1) vers un état excité (m) par absorption d'un photon puis la désexcitation vers le niveau fondamental associé à l'émission d'un photon. Si la desexcitation se fait vers un ou plusieurs états excités intermédiaires (p avec n <p<m) avant d'atteindre l'état fondamental, on parle de diffusion fluorescente. Dans le dernier cas les photons émis ont des longueurs d'onde supérieures à la longueur d'onde du photon incident.

L'hydrogène est l'espèce neutre majoritaire dans l'Univers. Toutes les planètes du système solaire contiennent de l'hydrogène sous forme atomique qui domine à hautes altitudes. Sur les planètes telluriques comme Vénus, la Terre et Mars, cet hydrogène est produit par la dissociation de la vapeur d'eau atmosphérique. A haute altitude, cet hydrogène peut diffuser le rayonnement solaire à 121.6 nm (UV) dans toutes les directions. L'intensité du flux diffusé est d'autant plus intense que le rayonnement solaire est intense, donc que la planète est proche du Soleil.

On défiinit le facteur d'excitation g_exc comme le nombre moyen de diffusions par seconde et par atome d'hydrogène. Lorsque le milieu est assez dilué, cette fréquence de diffusion est donnée par:

ou Φ(λ) est le flux solaire à la longueur d'onde λ (en photons/nm/s/m²) et σ(λ) la section efficace de diffusion d'un atome d'hydrogène à la longueur d'one λ (en m²). Le profil spectral de la section efficace n'est pas une fonction infiniment fine à 121.6 nm. Elle possède une certaine largeur spectrale qui peut résulter de différents mécanismes.

• Elargissement naturel : L'inégalité d'Heisenberg relie l'incertitude sur l'énergie d'un photon émis lors d'une transition d'un état excité vers un état de plus basse énergie et la durée de vie de cet état excité. La mesure de la longeur d'onde d'un photon émis lors d'une transition n'est donc jamais exactement la même.
• Elargissement par effet Doppler : La longueur d'onde d'un photon solaire est décalé vers le rouge ou vers le bleu selon que l'atome d'hydrogène s'éloigne ou s'approche du Soleil. Tous les atomes d'hydrogène n'ont pas exactement la même vitesse. La distribution des vitesses, dans un milieu à l'équilibre thermodynamique local a une forme gaussienne. La largeur de cette distribution dépend de la température du milieu. Elle est d'autant plus large que la température est élevée.
• Elargissment par collisions: Les collisions peuvent modifier légèrement l'énergie des états excités et donc la longueur d'onde d'une transition.

Si l'on néglige l'élargissement naturel de la raie et l'élargissement par collisions. La section efficace suit un profil et gaussien et peut s'écrire sous la forme:

ou σ₀ est la section efficace au centre du profil, Δλ est la largeur Doppler du profil. Si par ailleurs on suppose que le flux solaire à un profil spectral "plat" : un profil spectral constant avec la longueur d'onde (Φ(λ) = Φ₀) au voisinage de 121.6 nm, le facteur d'excitation se calcule facilement et l'on obtient:

Le nombre de photons diffusés par unité de volume et de temps s'appelle le taux d'émission volumique, il est simplement donné par le produit entre le facteur d'excitation et la densité d'hydrogène (atome/cm³).

Ce taux volumique d'émission n'est en général pas mesurable directement, un instrument optique mesure seulement son intégrale sur une ligne de visée. On appelle intensité cette intégrale :

s est la coordonée curviligne le long de la ligne de visée. L'intégrale de la densité sur la ligne de visée, notée N est la colonne densité le long de la ligne de visée, elle s'exprime en général en atome/cm³. Cette grandeur est utile car c'est elle qui peut être directement déterminée par le rapport entre l'intensité mesurée et le facteur d'excitation généralement connu. L'intensité peut s'exprimer en photons/cm²/s. On préfère souvent utilisé une autre unité appelé Rayleigh, noté R définit par

La diffusion résonante est le principal mécanisme produisant l'émission Lyman-alpha observée en UV autour des planètes. De nombreuses autres émissions sont produites par ce mécanisme comme par exemple la raie de l'oxygène atomique à 130.4 nm, la raie de l'ion O+ à 83.4 nm ou la raie du carbone atomique C à 156.5 nm. Dans le domaine visible on peut aussi citer la raie du sodium à 589 nm, dont la section efficace est suffisamment grande pour que cette émission soit observée dans des milieux extrêmement ténus comme les "atmosphères" de la Lune ou de Mercure.

Avant de voir les autres processus d'émissions, voici quelques rappels et éléments de notation spectroscopique qui seront utilisés dans la suite pour nommer les etats excités des atomes polyatomiques.

Dans le cadre du modèle de Slater, la fonction d'onde polyelectronique peut s'écrire comme le produit de fonctions d'onde monoélectronique, appelée orbitale atomique qui dépend de 3 nombres quantiques :

• Le nombre quantique principal n on parle de "couche n"
• Le nombre quantique secondaire l : 0 ≤ l ≤ n-1, si l =0, on parle de "sous couche s", si l = 1 "sous couche p", si l =2 "sous couche d"...
• Le nombre quantique magnétique m_l :-l ≤ m_l ≤ l

Pour une valeur n+l donnée, il y a 2l+1 orbitales atomiques de même énergie chacune correspondant à un nombre quantique m_l différent. Pour chaque orbitale atomique, on peut définir 2 spin-orbitales, caractérisées par un nombre quantique de spins m_s = ± 1/2 différents. D'après le principe d'exclusion de Pauli, on a au maximum deux électrons (de nombres quantiques de spin m_s opposés) par orbitale atomique. Deux électrons ne peuvent pas être décrit par une même spin-orbitale (n,l,m_l,m_s). La règle de Klechkowsky permet de d'ordonner les orbitales atomiques en fonction de leur énergie :

• L'énergie des orbitales atomiques est une fonction croissante du nombre n+l
• Pour une valeur n+l donnée, l'énergie de l'orbitale atomique augmente avec n

Une fois la règle de Klechkowsky vérifiée, La règle de Hund permet de déterminer les spins des différents électrons de la dernière couche électronique : L'état minimum d'énergie est celui pour lequel le spin total est maximum.

L'état fondamental d'un atome est son état de plus basse énergie. La répartition des électrons dans les différentes orbitales atomiques de l'atome à l'état fondamental doit donc minimiser l'énergie du système. La construction de la configuration électronique fondamentale d'un atome s'effectue à l'aide des règles de Klechkowsky, de Hund et du principe d'exclusion de Pauli.

La configuration électronique du carbone (6 électrons) est 1s²2s²2p²

La configuration électronique de l'oxygène (8 électrons) est 1s²2s²2p⁴

Les électrons de valence, sont les électrons de la dernière couche n remplie, l'atome de carbone possède 4 électrons de valence, l'atome d'oxygène possède 6 électrons de valence.

Un état atomique pour un atome polyélectronique peut aussi être noté sous la forme ^2S+1L ou S est la somme des spins des différents électrons et 2S+1 est appelée la multiplicité de spin. Le symbol L est définit par le nombre quantique orbital total des électrons, par analogie avec la notation des orbitales atomiques. Ainsi, si le nombre quantique orbital total L = 0, le symbole utilisé est S, si L =1 le symbole est P, si L=2, le symbole est D etc... Pour l'atome d'oxygène de configuration électronique 1s²2s²2p⁴ Les électrons des couches s (l=0) ont des nombres quantiques orbitaux nuls, par ailleurs ces couches sont entièrement remplies, leur contribution au spin total S est donc nulle. Seuls les 4 derniers électrons vont contribuer aux nombres quantiques S et L. La couche p est définit par un nombre quantique l =1, elle est composée de trois sous couches m_l = -1, 0 et 1. La règle de Hund (maximisation de S, et pour un spin S donné maximisation de L) et le principe d'exclusion de Pauli (les électrons ne peuvent pas se trouver dans le même état quantique (n,l,m_l,m_s) permet de remplir les trois sous couches:

Le nombre L total vaut donc L= 2x(1)+0-1=1, le symbol du niveau fondamental de l'atome d'oxygène est donc P.

Le nombre S total vaut S = +1/2 -1/2 +1/2+1/2 = 1 donc 2S+1=3, la notation du niveau fondamental de l'atome d'oxygène est donc ³P.

Le plus souvent une émission est produite par plusieurs mécanismes dont l'importance peut varier en fonction de l'altitude. A titre d'exemple on va étudier plus en détails la raie de l'oxygène à 297 nm observée dans le dayglow martien.

Schéma d'émissions de l'atome d'oxygène

Les principales voies d'excitation et de désexcitation de l'oxxygène atomique sont représentées sur cette figure. La raie à 297 nm de l'oxygène correspond à la transition ¹S → ³P.

Représentation schématique des émissions de l'oxygène atomique

L'oxygène atomique dans l'état ¹S peut être produit par les mécanismes d'excitation suivants :

• Excitation photodissociative de CO₂

  

• Excitation dissociative par impact d'électron sur CO₂

  

• Recombinaison dissociative des ions O₂⁺

  

• Excitation par impact d'électrons sur O

  

Pour chaque processus, on définit le taux de production de O dans l'état excité ¹S, c'est à dire le nombre d'atomes d'oxygène produit dans l'état ¹S par unité de volume et par unité de temps. Pour les deux premiers processus décrit à la page précédente, ce taux de production est proportionnel à la densité de CO₂. Pour le troisième processus il est proportionnel à la densité de O₂⁺ et pour le dernier processus il est proportionnel à la densité de O.

Le taux de production Q1 du premier processus est donné par:

Φ(λ) étant le flux solaire à la longueur d'onde λ et σ_CO2+hν → _{CO+O(1S) )} la section efficace du processus considéré pour la longueur d’onde λ.

Le taux de production Q₂ du second processus est donné par

F(E) étant le flux de photoélectrons d'énegie E et σ_CO2+e→_{CO +O}(E) la section efficace de ce processus pour un életron d'énergie E

Le taux de production Q3 du troisième processus a une forme similaire à celle du processus 2

Le taux de production du Q₄ du quatrième processus peut s'écrire sous une forme identique à Q₂ et Q₃. Cependant, contrairement aux processus 2 et 3 qui nécessitent des électrons avec des énergies suffisante pour dissocier CO₂ ou exciter O. La recombinaison dissociative se fait principalement avec des électrons de basse énergie dont la distribution en énergie est bien décrite par une distribution maxwellienne. L'intégration peut alors être remplacée par une fonction ne dépendant que de la densité et de la température des électrons. Le terme Q4 peut alors s'écrire sous la forme

Le coefficient α est appelé coefficient de réaction et contient tout l'information de nature cinétique. Il dépend de la température des électrons, p est un nombre compris entre 0 et 1 qui représente la probabilité que l'état excité ¹S soit produit par la réaction (p ~ 4%).

L'atome dans l'état excité ¹S produit par un des quatre mécanismes ci-dessus peut se désexciter vers l'état ¹D ou l'état fondamental 3P. Seule la desexcitation vers l'état ³P conduit à l'émission d'un photon de longeur d'onde 297 nm. Les proportions de desexcitation de ¹S vers ³P et ¹S vers ¹D sont directement proportionnel aux coefficients d'Einstein des transitions notés A₂₉₇ et A_557.

L'émission volumique totale à 297 nm est donc donnée par

Dans ce calcul, on a négligé les processus de désexcitation par collisions (quenching). Ce terme peut être pris en compte en ajourant sa fréquence au dénominateur

La figure représente un exemple de modélisation du taux d'émission volumique du rayonnement à 297 nm décrits auparavant ainsi que leur somme ε.

Modélisation de la raie à 297 nm de l'oxygène atomique sur Mars

Modélisation des différents processus à l'origine de l'émission de l'oxygène à 297 nm

Crédit : O. Witasse, (2000), Modélisation des ionosphères planétaires et de leur rayonnement : La Terre et Mars, thèse de doctorat

Ce modèle prédit que 75% de l'émission à 297 nm sur Mars est produite par l'excitation photodissociative de CO₂. Il prédit aussi l'existence de deux pics d'émissivité. L'un vers 100 km et l'autre vers 150 km. Ces deux pics sont produits par la photodissociation excitative de CO₂. Le pic au-dessous de 100 km est produit par les photons solaires de longueur d'onde 121.6 nm et le pic vers 150 km par les photons de longueurs d'onde entre 90 et 120 nm.

20% de l'émission est produite par l'excitation dissociative de CO₂ par impact électronique. L'émission de l'oxygène à 297 nm est donc essentiellement un moyen d'étudier CO₂ sur Mars. Cette émission dépend très peu de la densité de O et de O₂⁺.

Les émissions aurorales résultent de la précipitation de particules énergétiques « extra-atmosphériques » (le plus souvent des électrons) avec des énergies pouvant aller de quelques dizaines d’eV à plusieurs centaines de keV. Le terme « extra-atmosphérique » permet d’exclure les électrons produits par ionisation de l’atmosphère : les photoélectrons à l’origine de certaines émissions de l’airglow planétaire.

Les particules énergétiques sont produites par des mécanismes complexes liés à l’interaction du vent solaire avec la planète. Dans ce cours, nous ne verrons pas en détails les mécanismes d’accélération des électrons et les systèmes de courant responsables de ces précipitation. Nous verrons seulement l’effet de leur précipitation dans l’atmosphère des planètes.

Sur Terre, la principale structure aurorale est une bande de forme ovale située aux hautes latitudes, centrée sur les pôles magnétiques. Il existe cependant de nombreuses autres structures moins brillantes que l’ovale auroral.

Les électrons excitent les espèces neutres atmosphériques qui en se désexcitant émettent un rayonnement appelé rayonnement auroral. La plupart des émissions décrites dans la section dayglow existent dans les émissions aurorales. Les émissions aurorales terrestres par exemple sont dominées par les raies d’émissions de l’oxygène et de l’azote. Dans le domaine visible, les émissions aurorales terrestres sont dominées par les raies rouge et verte de l’oxygène atomique décrites dans la section dayglow ainsi que les raies de N₂ dans le violet – proche UV (300 – 380 nm). Dans l’UV plus lointain, on observe d’autres système de raies de N₂ appelé Végard Kaplan (VK) (210 – 280 nm) et Lyman-Birge-Hopfield (LBH) (130 – 220 nm), ainsi que les raies déjà évoquées de l’oxygène atomique (297 nm, 135.6 nm, 130.4 nm) et de l’azote atomique (149.3 nm). Un exemple de spectre UV auroral terrestre obtenu par le satellite S3-4 est représenté sur la figure ci-dessous.

Exemple de spectre auroral observé en UV

Spectre auroral composite obtenu par les spectromètres UV et VUV de la sonde S3-4

Crédit : Ishimoto et al., J. Geophys. Res., 93, 9854, 1988

Des aurores ont été observées sur plusieurs objets du système solaire, les plus intenses sont observées sur Terre, Jupiter et Saturne. Les sondes Voyager ont aussi observées des émissions aurorales UV sur Uranus et Neptune.

Des aurores très intenses ont été aussi observées dans les régions polaires de Jupiter et Saturne par le télescope Hubble. Sur Jupiter, on peut distinguer trois grand types de structures aurorales :

• un ovale auroral qui est la structure la plus brillante
• des points brillants provenant de l’interaction du plasma jovien avec les satellites ; le point le plus brillant sur la figure ci contre correpond à l’interaction Jupiter – Io.
• les aurores polaires qui se trouvent à des latitudes supérieures à l’oval auroral et dont la morphologie et l’intensité sont beaucoup plus variables

L’atmosphère de Jupiter et Saturne est essentiellement composée de H et H₂. Les émissions aurorales UV observées sont donc essentiellement les émissions Lyman-α de l’hydrogène (121.6 nm) et les bandes électroniques Lyman et Werner de H₂ (80 – 170 nm). Différents états vibrationnels de H₂ peuvent être excités ce qui conduit non pas une raie d’émission unique mais à une série de raies appelées bandes.

Structure des émissions UV aurorales observées par le télescope Hubble

Emissions aurorales UV observées par le télescope Hubble

Crédit : NASA and J. Clarke (University of Michigan)

Des émissions aurorales UV ont aussi été observées sur des objets non magnétisées. L’émission de l’oxygène à 130.4 nm a été observée la nuit sur Vénus et attribuée à des précipitation d’électrons dans l’atmosphère de Vénus. Sur Mars, la sonde Mars Express a observé des raies UV interdites la nuit, dont la source ne peut être que des électrons. Ces émissions sont liées au champ magnétique crustal des roches au voisinage de la surface de Mars.

Enfin pour compléter ce rapide survol des émissions aurorales UV sur les objets du système solaire, on peut ajouter que des aurores ont été observées sur d'autres objets, en particulier les satellites de Jupiter : Io, Ganymède et Europe. Sur Io, les principales signatures spectrales UV de ces aurores sont des raies d'émissions de l'oxygène atomique (130.4 ; 135.6 nm) et du soufre (147.9 et 190.0 nm). Sur Europe et Ganymède des raies d'oxygène produites principalement par excitation dissociatve de O₂. Ganymède, le plus grand satellite de Jupiter est le seul satellite connu à posséder un champ magnétique intrinsèque. Ganymède est donc entouré de sa propre magnétosphère qui interagit avec le plasma magnétosphérique de Jupiter. La magnétosphère de Ganymède protège son atmosphère et sa surface aux basses latitudes. Les précipitations d'électrons et donc les aurores associées sont donc observées uniquement aux hautes latitudes là où les lignes de champ magnétique sont ouvertes et se reconnectent aux lignes de champ magnetique de Jupiter (cf figure ci dessous). L'intensité des émissions aurorales sur Ganymède est de quelques centaines de Rayleigh. On peut aussi noter sur la figure la présence d'une émission diffuse aux plus basses latitudes produites par l'impact des photoélectrons sur les espèces neutres de l'atmosphère de Ganymède.

Aurores UV sur Ganymède

Emission de la raie d'oxygène à 135.6 nm sur Ganymède observée par le télescope Hubble

Crédit : McGrath et al. (2013), J. Geophys. Res., 118, 2043

Les processus d’excitation vus précédemment sont la plupart inopérants du côté nuit dû à l’absence de rayonnement solaire incident et de photoélectrons. Le principal mécanisme d’excitation est la recombinaison radiative. La recombinaison radiative entre deux atomes d’oxygène est à l’origine du système de bandes de Herzberg entre 250 et 390 nm observé sur Terre.

La recombinaison entre un atome d’oxygène et un atome d’azote est à l’origine du système de bandes γ et δ de NO (190 – 270 nm) observé sur Terre, Vénus et plus récemment sur Mars.

Ces atomes sont produits du côté jour par la dissociation des espèces moléculaires majeures (N₂ et O₂ sur Terre), (CO₂ et N₂ sur Mars et Vénus) et transportés côté nuit. Ces émissions sont donc des traceurs de la circulation atmosphérique à haute altitude (cf Exercice 2).

Le taux d’émissivité volumique est proportionnel à la densité des espèces atomiques qui se recombinent. Du côté jour la densité de ces espèces est trop faible pour produire une émission importante comparée aux autres mécanismes vus précédemment.

On va maintenant s’intéresser aux émissions aurorales planétaires observées par le télescope Hubble. Connectez vous sur le site APIS https://apis.obspm.fr/

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