dans un fort champ magnétique et dont le spectre est mesuré avec précision. Une bonne connaissance du champ magnétique impliqué dans les oscillations photon- PTA est aussi préférable afin de pouvoir se passer d’hypothèses minimales sur la valeur de ce champ comme c’était le cas dans l’étude H.E.S.S. présentée au cha- pitre 7. Une des sources les plus prometteuses est le NAG situé au centre de l’amas de galaxies de Hydra A. Ce NAG, situé à un décalage vers le rouge z = 0.0538 a été observé avec Chandra entre 1999 et 2003 [315]. La résolution angulaire très fine de Chandra permet d’extraire précisément l’émission ponctuelle non-thermique du NAG. Cette expérience satellite sera décrite plus précisément à la section [?]. Hydra A est une radio-galaxie de type Fanaroff-Riley I [316] ce qui signifie que la taille de ses jets est petite comparée à la taille des lobes [317]. Comme cette source est une radio-galaxie, ses jets sont inclinés par rapport à la ligne de visée et les jets et les lobes sont ainsi bien visibles de l’observateur. il est alors possible de sonder
8.2. Choix de Hydra A et étude de son environnement 117 le champ magnétique l’entourant grâce à des mesures de rotation Faraday [318], comme expliqué à la section7.1. Ce n’était pas le cas pour l’amas de PKS 2155-304, qui est un objet de type BL Lac, car les jets sont alignés très proches de la ligne de visée.
L’émission en provenance de l’amas relevée en rayons X présente deux compo- santes. La première composante est l’émission non-thermique produite dans le jet du NAG, dont l’origine est similaire à celle de l’émission en X de PKS 0301-243 (voir chapitre 5). Cette composante n’est pas résolue spatialement par Chandra et appa- raît donc ponctuelle. C’est celle qui sera utilisée dans la suite pour les contraintes sur les modèles de PTA. La deuxième composante est l’émission thermique diffuse du gaz d’électrons. Cette composante constitue du bruit de fond pour l’analyse de recherche de PTA.
Pour pouvoir sonder le champ magnétique de l’amas avec des mesures de rotation Faraday, il est nécessaire de connaître le profil de densité d’électrons depuis le coeur de l’amas (supposé centré sur le NAG) jusqu’à la périphérie, comme expliqué au chapitre 7. La paramétrisation du profil de densité d’électrons au centre de l’amas de Hydra A suit le modèle de double- où le profil radial est défini par :
ne(r)2= n2e1 " 1 + ✓ r rc1 ◆2# 3 + n2 e2 " 1 + ✓ r rc2 ◆2# 3 . (8.3)
Ce genre de modèles est typique des amas de galaxies avec un mécanisme de re- froidissement au coeur [319]. Dans ces amas, la température du gaz d’électrons est plus faible au centre. Les valeurs des paramètres du modèle sont obtenues en utili- sant le profil de luminosité de surface observé en rayons X par le satellite ROSAT de l’émission thermique du gaz d’électrons. Les valeurs obtenues pour Hydra A en utilisant les données de [283] sont : ne1 = 0.056 cm 3 et ne2 = 0.0063 cm 3 pour
rc1 = 33.3 kpc et rc2 = 169 kpc [319]. L’indice mesuré est de 0.766. Le profil de
densité d’électrons ainsi obtenu sera également utilisé dans la suite pour estimer la masse effective du photon dans le plasma (voir section 8.1) le long de la ligne de visée.
L’analyse des mesures de rotation Faraday suppose également que la paramétri- sation du profil de l’écart type du champ magnétique suit la même loi que la densité d’électrons, c’est à dire B(r) / ne(r)↵B où ↵Best un paramètre libre déterminé lors
de l’analyse des données. La valeur théorique attendue pour ↵Best de 0.5, si le rap-
port des densités d’énergie cinétique et magnétique est constant dans l’amas [319]. L’analyse des données de rotation Faraday donne cependant une valeur d’environ 1 pour ↵B dans le cas de Hydra A [288]. Pour être conservatif, la valeur ↵B= 1 sera
utilisée dans la suite.
La configuration géométrique de la source est également cruciale pour l’interpré- tation des mesures de rotation Faraday. La figure 7.1montre la géométrie en ondes radio de la radiogalaxie au centre de Hydra A projetée sur le plan perpendiculaire à la ligne de visée, telle qu’il est possible de l’observer. L’angle de projection ✓ du lobe au nord-est sur la ligne de visée ne peut pas être déterminé par l’observation
118 Chapitre 8. Recherche de particules de type axion à basse masse morphologique de la source. Cependant, la carte de mesures de rotation montre une claire asymétrie des mesures de rotation entre les deux lobes. Cette asymétrie est à relier à l’effet Laing-Garrington, qui prédit que l’émission radio du jet de pre- mier plan apparaît systématiquement moins dépolarisée que l’émission venant du jet d’arrière plan [320,321]. Cet effet est expliqué par la présence d’un plasma magné- tisé autour des lobes radio qui dépolarise donc l’émission synchrotron polarisée des lobes. L’asymétrie de dépolarisation entre les lobes n’est alors qu’une conséquence de la géométrie à trois dimensions de la source. Grâce à l’effet Laing-Garrington, il est possible de remonter à l’orientation des lobes en utilisant l’asymétrie entre les mesures de rotation des lobes. Une valeur de 45 pour ✓ a été déterminée dans les analyses de [282] et [288], mais la gamme de valeurs acceptables est grande, entre 30 et 60 [288].
Le champ magnétique de Hydra A a été l’objet de nombreuses analyses [282,280, 319, 286, 288]. Dans la suite, les résultats de l’analyse la plus récente, et utilisant les outils statistiques les plus poussés seront utilisés [288]. Selon cette analyse, la valeur du champ magnétique au coeur de l’amas est de 36 µG pour ✓ = 45 . Pour ✓ = 30 et ✓ = 60 , le champ magnétique au coeur est respectivement de 21 µG et 85 µG. Pour être conservatif, la valeur de 21 µG sera utilisée dans la suite. Cette valeur correspond à l’écart type des variations du champ magnétique autour d’une valeur centrale de 0, au coeur de l’amas. Pour achever la description du champ magnétique, il faut donc encore connaître le spectre de puissance des fluctuations du champ magnétique.
Cette étude a été réalisée par [280,319,286] et plus récemment par [288]. Dans les deux cas, un spectre de puissance suivant une loi de puissance avec un indice de Kolmogorov (-5/3) est obtenu. Ce spectre a été mesuré sur des échelles spatiales allant de 0.3 et 10 kpc, mais sans indication de fléchissement du spectre de puissance à plus grande échelle. Le spectre de puissance ne peut pas être estimé sur des échelles plus grandes en raison de la limitation imposée par la taille des champs utilisés. Dans la suite, une échelle de turbulence maximale de 10 kpc sera supposée. Comme expliqué au chapitre 6, les oscillations entre photons et PTA sont plus efficaces lorsque l’échelle de turbulence est grande. Il est donc conservatif de considérer une échelle maximale de turbulence de 10 kpc. Le champ magnétique ainsi décrit sera utilisé à la section8.4pour les simulations entre photons et PTA pour des rayons X provenant de la source ponctuelle centrale. Les observations avec Chandra de cette composante sont maintenant étudiées.