Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...

3.3 Le sillage MHD des nuages sans viscosité 53
à une vitesse parallèle au champ magnétique qui lui permet donc bien d’équilibrer le flux de
matière dans les ailes d’Alfvén.
Pour une onde lente, composantes de vitesses parallèle et perpendiculaire sont reliées par
la relation de polarisation suivante :
tel-00011431, version 1 - 20 Jan 2006
v ⊥ = −β k ‖k ⊥
k 2 v ‖ (3.28)
Dans la limite très magnétisée qui permet la définition de l’aile lente, la vitesse perpendiculaire
est bien plus faible que la vitesse parallèle (β < 1). Dans ce cas, la contribution du mode lent
à la vitesse perpendiculaire totale de contournement du nuage, tous types de perturbations
confondus, est donc négligeable. Il en est de même pour les variations du champ magnétique,
et au bilan, l’aile lente ne se manifeste que par sa compression et sa vitesse parallèle.
L’émission permanente d’ondes magnétosonores lentes correspond aussi à un flux d’énergie.
Cependant, contrairement au flux de Poynting Alfvénique, celui de l’aile lente est dominé par
le flux d’énergie interne correspondant au flux de masse. On peut estimer en ordre de grandeur
le flux d’énergie emporté par les deux ailes lentes :
v ‖
F S =
πδ v
2(γ − 1) ρr2 c 2 c 2 s
c
(3.29)
v A
où δ =
m A v c
détermine l’amplitude de l’aile lente. Si comme Wright & Schwartz (1990), nous
considérons que l’amplitude de l’aile lente est déterminée par l’équilibre des vitesses parallèles
dans les ailes lentes et d’Alfvén, alors ce flux est dirigé vers le conducteur et δ ∼ 1. Lorsque
de plus, β < 1, il est plus faible que dans les ailes d’Alfvén.
3.3.4 La perturbation rapide
Les simulations numériques montrent aussi de manière indiscutable la présence d’une
perturbation rapide autour d’un conducteur en déplacement rapide (v c ∼ v A ∼ c s , Linker
et al. 1991). Diverses considérations permettent en outre de supposer son existence de manière
plus générale. Nous avons vu que les perturbations Alféniques se propagent le long des lignes
de champ, formant les ailes d’Alfvén. Si elles ne sont excitées que par le conducteur lui-même,
elles doivent alors être confinées dans le tube de flux qui traverse le nuage. Il ne peut donc a
priori y avoir aucune perturbation Alfvénique se propageant sur des lignes de champ qui ne
traversent pas le nuage. Or, la perturbation de vitesse dans la solution de Neubauer (1980)
existe à l’extérieur de ce tube et décroît lentement à mesure que la distance à l’axe augmente.
Ce type de perturbation est incompatible avec une génération linéaire au niveau du nuage.
Il faut donc nécessairement que ces perturbations Alfvéniques soient générées par interaction
non-linéaire avec les autres modes. Les ondes lentes étant guidées par le champ magnétique
de la même manière que les ondes d’Alfvén, cette génération non-linéaire doit nécessairement
résulter de l’interaction avec la perturbation rapide, qui, elle, peut être excitée à la surface
du nuage et s’étendre autour perpendiculairement aux lignes de champ. Même si la solution
de Neubauer (1980) n’est pas exactement adaptée au sillage Alfvénique autour des nuages du
centre Galactique, il est difficile d’envisager une solution où la perturbation serait strictement
confinée dans un tube de flux. Toute perturbation de courant, même uniquement localisée
dans ce tube de flux, doit être associée à une perturbation de champ magnétique en dehors.
Que la solution de Neubauer soit exacte ou non, l’existence même des ailes d’Alfvén repose
donc sur une excitation non-linéaire par la perturbation rapide dans la zone proche du nuage.
Ce résultat montre que l’approche linéaire du sillage doit être menée avec précaution, mais
aussi que l’existence d’une perturbation rapide est nécessaire à la compréhension globale
du sillage. Le mode magnétosonore rapide est par nature compressible, et contrairement