Directivité des sursauts aux fréquences inférieures à 1 MHz

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Présentation des sursauts radio de type III

Signature spectrale

Spectre dynamique
Les sursauts radio solaires de type III constituent la plus intense et la plus fré-quente des émissions radio solaires ; les densités de flux mesurées peuvent en effet excéder les 10−14 Wm−2 Hz−1, soit 108 s f u (solar flux unit), ou encore 1012 Jy (Jansky), et leur fréquence d’apparition peut dépasser plusieurs centaines d’événements par jour. Leur signature spectrale se caractérise par une émission radio brève dérivant rapidement vers les basses fréquences avec des durées inversement proportionnelles à la fréquence d’observation. La figure (2.1) présente un spectre dynamique mesuré le 21 janvier 2002 par les récepteurs RAD1 et RAD2 de l’instrument radio Waves embarqué à bord de la sonde Wind. Un spectre dynamique représente l’intensité radio mesurée (en échelle de gris) en fonction du temps (en abscisses) et de la fré-quence (en ordonnées). Plusieurs sursauts radio de type III, plus ou moins intenses, ont été observés durant cette journée. En particulier on peut repérer trois sursauts notablement intenses aux alentours de [∼ 00 : 30 − 01 : 30], [∼ 13 : 00 − 14 : 00], et [∼ 22 : 00−24 : 00].
Wild (1950a;b) qui observa ces sursauts depuis le sol aux longueurs d’onde mé-triques (∼ 100 MHz), interpréta ces émissions comme la conséquence du transport de faisceaux d’électrons énergétiques le long de lignes de champ magnétique dans la couronne solaire. Du fait de l’origine plasma du rayonnement, la fréquence d’émis-sion diminue lorsque ces faisceaux d’électrons s’éloignent du Soleil (nous reviendrons sur les mécanismes d’émission à la section 2.1.2 de ce chapitre). L’envoi de récepteur radio à bord de sondes spatiales a permis par la suite d’étendre l’observation du spectre radio aux fréquences inférieures à ∼ 10 MHz. Cette gamme de fréquences étant en effet inaccessible depuis le sol par l’absorption du rayonnement radio par l’ionosphère terrestre. On a ainsi pu constater que ces sursauts pouvaient également se prolonger jusqu’à des fréquences de l’ordre de 10 kHz. Leur observation se répartit donc sur près de 6 ordres de grandeur en fréquence (de ∼ 10 kHz à ∼ 1 GHz). Toutefois un seul et même sursaut ne couvre que très rarement cette gamme de fréquences, et l’on observe plus souvent des sursauts du GHz à la centaine de MHz d’une part, et de la dizaine de MHz au kHz d’autre part. Cette dichotomie correspond probablement à des populations d’électrons accélérés à différentes altitudes dans la couronne, et se propageant le long de structures magnétiques distinctes. Au final, il est donc courant d’opérer une distinction plus ou moins justifiée entre sursauts observés au dessus de ∼ 10 MHz et générés dans la basse couronne, et sursauts visibles seulement depuis l’espace en dessous de ∼ 10 MHz, et générés dans la haute couronne et le vent solaire. Outre une importante différence entre ces deux milieux, les moyens d’observation mis en oeuvre au sol et depuis l’espace peuvent également expliquer cette distinction. Par commodité, on parlera donc de sursauts « hautes » et « basses » fréquences pour qualifier ces deux domaines d’observation.

Mécanismes de base

L’étude des sursauts de type III a donné lieu à une littérature abondante depuis leur découverte il y a une cinquantaine d’années de cela. De nombreux modèles théo-riques ont été proposés qui permettent aujourd’hui de dresser un scénario général satisfaisant du phénomène. En particulier, des progrès notables ont été réalisés dans les années 90 avec le développement de la théorie de croissance stochastique (SGT pour Stochastic Growth Theory en anglais) (Robinson 1992). Si la SGT est loin d’avoir résolu les nombreux problèmes théoriques que posent ces sursauts, elle permet toute-fois de réconcilier un certain nombre d’observations avec les modèles. L’amélioration de nos connaissances des sursauts de type III semble actuellement plus limitée par la manque de contraintes observationnelles assez précises que par l’insuffisance de la théorie.
La compréhension des travaux présentés dans ce rapport ne requiert cependant pas un développement complet des différentes théories. Nous nous contenterons donc ici d’en rappeler les grandes lignes. (Pour de plus amples informations et références sur le sujet, consulter Robinson et Cairns 2000.)

Présentation des sursauts radio de type III

Instabilité de faisceau et couplage onde-onde

Le scénario global de génération des sursauts de type III a peu évolué depuis les travaux précurseurs de Ginzburg et Zhelezniakov (1958) et Zheleznyakov et Zaitsev (1970). Ces émissions radio sont provoquées par des faisceaux d’électrons énergé-tiques, accélérés dans la basse couronne au voisinage de régions actives, et voyageant
à des vitesses de l’ordre de v ≈ [c/30 − c/3] le long de lignes de champ magnétique ouvertes sur le milieu interplanétaire. Au cours de leur propagation, les électrons du faisceau, plus rapides, forment une bosse suprathermique dans la queue de la fonc-tion de distribution fe(v) des électrons ambiants ; comme illustré sur la figure (2.3). Des ondes de plasma électrostatiques – dites ondes de Langmuir – dont la vitesse de phase vph est égale à celle des électrons (condition de résonance de Cerenkov), vont pouvoir ainsi croître par effet Landau inverse dans la région de pente positive, avec un taux de croissance L ∝ ∂ fe(v)/∂v.

Origine et trajectoire des électrons excitateurs

Il est couramment admis que les électrons énergétiques qui produisent les sursauts de types III proviennent des régions actives, lieux propices à l’accélération de parti-cules (voir chapitre 1). Les faisceaux d’électrons peuvent donc la plupart du temps être associés à des centres actifs visibles sur la surface du Soleil.
Les électrons des types III possèdent un rayon gyromagnétique très faible, de l’ordre de 1 m, comparé aux dimensions caractéristiques des grandes structures co-ronales. En conséquence, la dérive perpendiculaire aux lignes de champ magnétique est donc très faible, et les faisceaux d’électrons suivent parfaitement ces lignes de force dans la haute couronne et dans le vent solaire. Dès lors, ces faisceaux sont d’excellents traceurs des lignes de champ magnétique.
Malgré cela, plusieurs questions ne restent que partiellement expliquées. Où et com-ment se produit l’accélération des électrons excitateurs ? Existe-t-il dans la couronne des points singuliers de la trajectoire où électrons peuvent passer de lignes de champ fermés à des lignes de champ ouvertes ? Comment se positionnent ces trajectoires par rapport aux grandes structures coronales ? Comment se comporte le champ ouvert à plus haute altitude puis dans le milieu interplanétaire ?
Poquérusse et al. (1988) a montré que les électrons des types III interplanétaires pou-vaient se propager à travers un réseau de lignes de champ magnétique ouvertes. Ce réseau se concentrerait principalement au voisinage des boucles magnétiques fermées visibles au-dessus des régions actives. La figure (2.4) présente une vue schématique de la région de propagation des faisceaux d’électrons des sursauts de type III au dessus de la surface solaire. Les croix à basse altitude indiquent la région probable d’accélé-ration, ou bien de transfert, des particules d’un réseau de lignes de force fermées à un réseau de lignes ouvertes sur le milieu interplanétaire. Les électrons énergétiques s’échappent ainsi par ce réseau de lignes ouvertes « coincées » entre les structures fer-mées. D’autre part il est à peu près établi que les lignes de champ magnétique ouvertes sur le milieu interplanétaire divergent rapidement au dessus des régions actives. Cette divergence permet d’expliquer en partie l’augmentation de la taille des sources radio de type III. Mais également, l’observation de faisceaux d’électrons excitateurs parfois à plus de 40◦ de la région active associée (Dulk et al. 1979, Klein et al. 2008). De ma-nière générale, on peut toutefois estimer que la région d’accélération des électrons des sursauts de type III se situe, en surface, dans une aire typique de l’ordre de 25◦ de rayon autour du centre actif. A plus haute altitude dans le milieu interplanétaire, la trajectoire des électrons reste généralement confinée autour de 40◦ de latitude par rapport au plan de l’écliptique (domaine typique de latitude des régions actives) et la trajectoire moyenne suit généralement assez bien une spirale d’Archimède ancrée sur la surface solaire (Dulk et al. 1986, Reiner et al. 1998).

Corrélation avec les sursauts X et Hα

Comme nous l’avons vu dans le chapitre 1, les sursauts X mous et durs sont des émissions de type Bremsstrahlung provoquées respectivement par le chauffage et l’accélération d’électrons à différentes altitudes au cours d’éruptions solaires. En par-ticulier, plusieurs observations laissent à penser que ces électrons et les électrons des sursauts de type III, pourraient êtres issus de la même population initiale d’électrons accélérés dans des directions différentes (voir Bastian et al. 1998). Le degré de corré-lation entre ces deux classes de sursauts varie toutefois beaucoup d’une catégorie de type III à une autre. Une étude de Aschwanden et al. (1985) a ainsi montré que près de la moitié (48%) des sursauts X durs observés étaient corrélés avec des sursauts radio de type III décimétriques à dérive inversée. Alors que selon Aschwanden et al. (1995), seulement 31% des sursauts X durs observés ont pu êtres associés avec des sursauts radio de type III « normaux ». L’association des deux émissions n’est donc pas systématique. Et le calcul d’un degré de corrélation précis reste difficile du fait de nombreux biais de mesure (sensibilité des récepteurs, directivité des sursauts 3, etc.)
On a également vu que les sursauts Hα correspondent à une augmentation soudaine de la brillance à 656.3 nm lors d’éruptions solaires. Les deux classes de sursauts Hα et radio ont des origines différentes. Leur corrélation est donc loin d’être évidente. Elle provient probablement du fait que les deux émissions peuvent être produites lors d’éruptions solaires.
De manière générale, on peut observer des sursauts de type III alors qu’aucune érup-tion n’est visible et qu’aucun sursaut X et/ou Hα n’est détecté, et inversement, les sursauts X et/ou Hα ne sont pas toujours suivis de sursauts radio de type III. Il reste toutefois que les éruptions les plus violentes s’accompagnent le plus souvent d’ob-servations de groupes de sursauts de type III, et que de manière générale, les régions actives les plus propices aux bouffées X et/ou Hα sont également les plus génératrices de sursauts de type III. La figure (2.5) illustre bien cette dernière constatation. Elle re-présente le nombre annuel de sursauts radio de type III (trait plein noir), sursauts X (traits pleins bleu), et sursauts Hα (traits pleins rouge) observés entre 1995 et 2005. Les sursauts de type III sélectionnés proviennent d’un échantillon d’environ 2000 sur-sauts observés par les sondes Wind et Ulysse. Les données X et Hα sont fournies par le National Geophysical Data Center (NGDC) (http ://www.ngdc.noaa.gov/stp/SOLAR/).

Diamètre et altitude de la source

Diamètre apparent

On estime que la dimension de la source radio couvre une section de l’ordre de 1 U A2 à une distance de ∼ 1 U A du soleil, pour une longueur (verticale) du même ordre de grandeur que la distance à la base de la couronne. Ces proportions élevées sont dues à l’importante divergence de l’ordre de 40◦ des lignes de champ magnétique ouvertes sur le milieu interplanétaire le long desquelles se propagent les électrons excitateurs, ainsi qu’à la dispersion en vitesse le long de ces lignes où les électrons les plus énergétiques distancent rapidement les plus lents.
Le diamètre mesuré des sources radio des types III augmente approximativement comme 1/ f , et ceci quelle que soit la position centre-limbe des sursauts. Cette va-riation s’explique principalement par l’augmentation des effets de diffusion sur le rayonnement radio qui tend à élargir le diamètre angulaire de la source lorsque la fréquence d’émission diminue (c.-à-d. l’altitude augmente). Dès lors on parle plus généralement de diamètre apparent de la source.

Altitude apparente

On a longtemps pensé que les sursauts radio de type III étaient émis depuis des régions où la densité locale était supérieure à celle rencontrée dans les régions li-mitrophes. La fréquence d’émission serait alors supérieure à la fréquence plasma locale typique définie par les modèles de densité, permettant ainsi d’expliquer les différences observées entre fréquence d’observation et altitude mesurée. En effet, les observations montrent que l’altitude apparente diffère significativement de l’altitude réelle des sources radio. Steinberg et al. (1984) ont estimé que les types III interplané-taires observés à une fréquence donnée, semblent provenir de régions où la fréquence plasma, déduite d’un modèle de densité, est de deux à cinq fois inférieure à la fré-quence mesurée. En d’autres termes, l’altitude mesurée à une fréquence d’observa-tion donnée, est de deux à cinq fois plus élevée que l’altitude réelle d’émission des sursauts. Pour expliquer cet écart, plutôt que de recourir à l’existence de régions sur-denses (qui n’ont pas été observées) les auteurs de cette étude ont invoqué la présence d’effets de propagation importants qui obligent le rayonnement radio à être « libéré » à plus haute altitude. Explication qui semble aujourd’hui bien plus probable. Cet écart doit être particulièrement important pour la composante F dont l’indice de réfraction au voisinage de la région d’émission est faible. La mesure des positions des paires F-H réalisée pour une même fréquence au dessus de ∼ 20 MHz révèle en effet que les deux modes d’émission semblent provenir à peu près de la même région d’émission. Ces observations ont une conséquence importante : les mesures radio directes ne per-mettent pas a priori de rendre compte de la position réelle de la région d’émission sans introduire d’erreurs notables. L’étude des effets de propagation ainsi que des modes d’émission observés à basse fréquence, doit permettre d’augmenter la précision de ces mesures.

Directivité des sursauts radio solaires de type III

Diagramme d’émission d’une source

Le diagramme d’émission d’une source de lumière donne la répartition de l’éner-gie électromagnétique émise par la source en fonction de la direction d’émission. Dans un repère centré sur une source de lumière supposée ponctuelle, on considère une onde électromagnétique plane émise dans une direction (ϕ,θ), où ϕ et θ sont la longitude et la latitude du vecteur d’onde. On représente P( ϕ, θ) comme étant la puis-sance par unité d’angle solide transportée par l’onde dans la direction (ϕ,θ). On définit le diagramme d’émission D( ϕ, θ) de la source comme un paramètre sans dimension tel que : D(ϕ, θ) = P(ϕ, θ) , P(ϕ0, θ0)(2.7) où P( ϕ0, θ0) correspond à la puissance émise dans une direction de référence ( ϕ0, θ0). On prend généralement P( ϕ0, θ0) = max(P( ϕ, θ)) ; le diagramme d’émission se définit alors par la fraction de puissance P( ϕ, θ) normalisée de l’onde électromagnétique émise dans une direction donnée.

(On parlera également d’ouverture angulaire longitudinale (Δ ϕ2) ou latitudinale (Δθ2) du diagramme pour caractériser, lorsque c’est possible, la largeur à mi-maximum du diagramme.) Par ailleurs, on peut définir l’angle solide Ω d’émission de la source par : Z Z Ω = D4π(θ, φ)dΩ. (2.8)

Ce qui permet d’exprimer la puissance totale Pt rayonnée par la source à l’aide de la relation : Z Z Pt = D(θ, φ)P( ϕ0, θ0)dΩ = P( ϕ0, θ0)Ω. (2.9)

Diagramme primaire

Dans le cas des sursauts de type III, le diagramme primaire de la source radio est la somme des contributions des émissions électromagnétiques générées par les inter-actions ondes-ondes induites lors du passage du faisceau d’électrons. Il correspond de ce fait au diagramme que l’on observerait en l’absence des effets de propagation. Sa mesure constitue une contrainte observationnelle forte afin de valider les modèles théoriques.

Zheleznyakov et Zaitsev (1970) sont les premiers à donner une estimation analytique de la forme de ce diagramme pour les modes F et H, calculé dans un plasma sup-posé homogène. Le diagramme du mode F obtenu forme un dipôle orienté dans le direction perpendiculaire au champ magnétique local (c.-à-d. la direction de propaga-tion des électrons énergétiques). Et le diagramme H forme un quadripôle constitué de quatre lobes répartis plus ou moins symétriquement autour de la direction du champ magnétique local. L’amplitude de ces diagrammes dépend du seul rapport vph/c, où v ph est la vitesse de phase de l’onde (égale à la vitesse des électrons v projetée sur −→ −→ k /| k |) et c la vitesse de la lumière.l’axe.

L’évolution des modèles théoriques a nécessairement entraîné des remises en cause de la forme du diagramme primaire (citons Melrose 1973). Dans un article récent, Li et al. (2008b) présentent les résultats de simulations numériques de sursauts ra-dio de type III dans la couronne (Li et al. 2008a). Pour ce faire les auteurs ont tenu compte des développements récents de la théorie de croissance stochastique. Les fi-gures (2.7a) et (2.7b) de gauche représentent la fonction de distribution des électrons f e (m−4s) (grisée en échelle logarithmique) en fonction de l’altitude x (Gm), et de la vitesse normalisée v/c des électrons à différents instants ta = 1.2 s, et tb = 4 s de la si-mulation. Le faisceau d’électrons énergétiques se détache distinctement des électrons du plasma ambiant, en formant une bosse suprathermique où les particules les plus rapides distancent les plus lentes. Les quatre figures de droite (2.7c), (2.7d), (2.7e), et (2.7f) montrent le taux d’émission T (s−1) (grisé en échelle logarithmique) des modes F et H (avec T = F ou H) en fonction des vecteurs d’onde kTx et kTρ , respectivement parallèle et perpendiculaire à la direction de propagation des électrons énergétiques. Les figures (2.7c) et (2.7d) correspondent au taux d’émission du mode F calculé à x = 0.16 Gm d’altitude aux instants ta et tb. Et les figures (2.7e) et (2.7f) correspondent au taux d’émission du mode H calculé à la même altitude et aux mêmes instants. Les différences de structures et d’amplitude observées entre ta et tb, dépendent des modes de couplage imposés par la théorie « 3-ondes » (voir 2.1.2). On constate surtout que la forme des diagrammes de rayonnement obtenus par Li et al. (2008b) est en bon accord avec les résultats de Zheleznyakov et Zaitsev (1970) : émission dipolaire pour F, et émission quadripolaire pour H.

Diagramme apparent

Le diagramme dit apparent correspond au diagramme réellement observé après propagation du rayonnement radio dans l’héliosphère. Sa forme va donc dépendre principalement du diagramme primaire et des effets de propagation au voisinage de la source d’émission. En effet, du fait d’une fréquence d’émission voisine de la fréquence plasma locale, les effets de propagations vont modifier de manière importante les caractéristiques des sources radio des sursauts de type III, et donc leur diagramme d’émission. Ces effets de propagations vont agir principalement à trois niveaux :

– Dans un plasma non-magnétisé, l’indice de réfraction µ peut s’exprimer par la relation : s fp 2 µ = 1 − f , (2.10) où fp est la fréquence plasma locale du milieu, et f la fréquence d’émission de l’onde électromagnétique. Une onde électromagnétique de fréquence inférieure à fp ≈ 9√ne, où ne (cm−3) est la densité électronique locale, ne pourra donc pas se propager dans le plasma. Si l’on considère le cas simple d’un modèle de vent solaire à symétrie sphérique purement réfractant, l’émission radio d’une source ponctuelle isotrope située au niveau plasma fp, se concentre dans la direction radiale opposée au gradient de densité, selon un cône d’ouverture totale δ tel que sinδ = 1 − ( fp/ f )2 (si l’on tient compte de la courbure, l’ouverture est en fait un peu plus grande.). Ce qui donne δ ∼ 17◦ pour f = 1.05 fp, et δ ∼ 60◦ pour f = 2 fp. Ce modèle simple montre deux résultats intéressants : la réfraction du rayonnement radio par le plasma modifie significativement la directivité initiale de la source. L’émission sur le mode F, pour lequel fp/ f ∼ 1, est plus affectée par cet effet. Il en résulte une plus grande directivité du mode F (c.-à-d. un cône d’émission plus étroit.)
– Le vent solaire est un milieu turbulent ; les fluctuations de densité sont de l’ordre de Δne/ne ≈ [0.01 − 0.10]. Ces fluctuations de densité induisent des fluctuations de l’indice de réfraction Δµ/µ, susceptibles de modifier de manière aléatoire la trajectoire du rayonnement radio. La diffusion du rayonnement radio par les fluctuations de densité dans la plasma, a pour conséquence principale l’élargis-sement de ce cône d’ouverture vers les grands angles. Ce phénomène a pu être vérifié à partir de simulations numériques de tracé de rayons dans la couronne et le vent solaire (citons Steinberg et al. 1971, ou plus récemment Thejappa et al. 2007.)
– Enfin la fréquence d’émission du mode F avoisine fp, les modèles prévoient donc l’absorption d’une partie du rayonnement radio au voisinage de la source. Cet effet est susceptible d’expliquer le rapport en fréquence légèrement inférieur à 2 (typiquement 1.8) parfois observé entre les deux modes d’émission F et H (Wild et al. 1954).)
Peut-on toutefois obtenir une information directe du diagramme primaire à partir des mesures du diagramme apparent ? A partir de simulations numériques de tracé de rayons reproduisant les effets de propagation dans l’héliosphère, Caroubalos et al. (1972) ont montré que quel que soit le diagramme primaire choisi, le diagramme observé tendait vers un diagramme limite lorsque la fréquence d’émission f tendait vers la fréquence plasma locale fp. De plus, les effets de réfraction et de diffusion ont tendance à fortement lisser la forme structurée du diagramme (Caroubalos et al. 1974). L’obtention du diagramme primaire à partir du diagramme apparent semble donc a priori difficile, et nécessite une étude approfondie des propriétés du milieu environnant autour de la source. Comme nous le verrons dans le chapitre 3, l’étude du diagramme apparent constitue une première étape en apportant des informations essentielles sur la région d’émission des types III.

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Table des matières

Liste des figures
1 Introduction Générale
1.1 L’atmosphère solaire
1.1.1 La couronne solaire
1.1.2 Le vent solaire
1.2 L’activité solaire
1.2.1 Les régions actives
1.2.2 Les sursauts solaires
2 Les sursauts radio solaires de type III
2.1 Présentation des sursauts radio de type III
2.1.1 Signature spectrale
2.1.2 Mécanismes de base
2.1.3 Origine et trajectoire des électrons excitateurs
2.1.4 Corrélation avec les sursauts X et Hα
2.1.5 Observations des paires F-H
2.1.6 Diamètre et altitude de la source
2.2 Directivité des sursauts radio solaires de type III
2.2.1 Diagramme d’émission d’une source
2.2.2 Diagramme primaire
2.2.3 Diagramme apparent
2.2.4 Pourquoi aller plus loin ?
3 Directivité des sursauts aux fréquences inférieures à 1 MHz
3.1 Observations et analyse des données
3.1.1 Données radio
3.1.2 Observations
3.2 Méthode
3.2.1 Détermination de la position de la source radio
3.2.2 Diagramme d’émission
3.3 Résultats
3.3.1 Rapport d’énergies en fonction de la direction d’observation
3.3.2 Diagramme d’émission en fonction de la longitude
3.3.3 Diagramme d’émission en fonction de la latitude
3.4 Discussion
3.4.1 Effets de propagation
3.4.2 Variation avec le cycle solaire
3.4.3 Décalage vers l’est du diagramme d’émission
3.4.4 Variation en latitude
3.4.5 Mode d’émission
4 Etude du spectre radio en dessous de 10 MHz
4.1 Mission STEREO
4.1.1 Présentation
4.1.2 L’expérience S/Waves
4.2 Etude de la directivité des sursauts de type III sur S/Waves
4.2.1 Observations et analyse des données
4.2.2 Méthode
4.2.3 Résultats
4.3 Spectre d’émission radio à basse fréquence
4.3.1 Puissance rayonnée
4.3.2 Vitesse des faisceaux d’électrons
4.4 Discussion
4.4.1 Diagramme d’émission
4.4.2 Spectre radio
5 Conclusion générale
5.1 Résumé des résultats obtenus
5.2 Perspectives
5.2.1 Paires F-H
5.2.2 Processus d’émission à basses altitudes
5.2.3 Effets de propagation
Remerciements
A Publications
A.1 Bougeret et al., 2008
A.2 Cecconi et al., 2008
A.3 Bonnin et al., 2008
B Etalonnage du récepteur STEREO/Waves HFR
B.1 caractéristique du récepteur haute fréquence
B.2 Etalonnage en flux radio
B.2.1 Emission radio galactique
B.3 Comparaison avec les données éta
3.3.3 Diagramme d’émission en fonction de la latitude
3.4 Discussion
3.4.1 Effets de propagation
3.4.2 Variation avec le cycle solaire
3.4.3 Décalage vers l’est du diagramme d’émission
3.4.4 Variation en latitude
3.4.5 Mode d’émission
4 Etude du spectre radio en dessous de 10 MHz
4.1 Mission STEREO
4.1.1 Présentation
4.1.2 L’expérience S/Waves
4.2 Etude de la directivité des sursauts de type III sur S/Waves
4.2.1 Observations et analyse des données
4.2.2 Méthode
4.2.3 Résultats
4.3 Spectre d’émission radio à basse fréquence
4.3.1 Puissance rayonnée
4.3.2 Vitesse des faisceaux d’électrons
4.4 Discussion
4.4.1 Diagramme d’émission
4.4.2 Spectre radio
5 Conclusion générale
5.1 Résumé des résultats obtenus
5.2 Perspectives
5.2.1 Paires F-H
5.2.2 Processus d’émission à basses altitudes
5.2.3 Effets de propagation
Remerciements
A Publications
A.1 Bougeret et al., 2008
A.2 Cecconi et al., 2008
A.3 Bonnin et al., 2008
B Etalonnage du récepteur STEREO/Waves HFR.
B.1 caractéristique du récepteur haute fréquence
B.2 Etalonnage en flux radio
B.2.1 Emission radio galactique
B.3 Comparaison avec les données étalonnées de l’instrument Wind/Waves
Bibliographie