3.5.4 Validit´e de l’approche fluide
Toute l’´etude qui vient d’ˆetre pr´esent´ee ici n’est valide que dans les limites de la MHD. En particulier, lorsque le r´egime devient non-collisionnel, il ne tient a priori plus. La viscosit´e repose sur les collisions entre particules. Lorsque celles-ci se font trop rares, la viscosit´e doit donc disparaˆıtre. Nous nous int´eressons dans cette partie au r´egime de collisions au centre Galactique : y a t’il assez de collisions pour valider l’approche fluide et assurer une viscosit´e aussi importante que celle que nous avons utilis´ee jusque l`a ?
Le temps de collision dans un plasma d’h´elium1de temp´erature k
BT = 8 keV et de densit´e
n = .014 cm−3 est :
τHe−He = 46 × 103 ans (3.49) Quel que soit le mode consid´er´e, l’´echelle de temps typique est le temps de passage du fluide autour du nuage. Avec les param`etres discut´es pr´ec´edemment, on trouve un temps de l’ordre de :
τc = 48 × 103 ans (3.50)
On voit que ces deux ´echelles de temps sont comparables. Le flot est donc exactement `a la fronti`ere entre le r´egime collisionnel et le r´egime non-collisionnel. Tant que l’on ne franchit pas cette fronti`ere, on peut encore consid´erer que nos calculs sont valables, cependant dans un milieu plus chaud, il n’y aurait pas assez de collisions pour assurer une viscosit´e efficace. Dans le r´egime fluide, la viscosit´e dynamique croˆıt avec la temp´erature (equation 3.6), mais le temps de collision croˆıt ´egalement avec la temp´erature (equation A.17). Lorsque la temp´erature augmente, la viscosit´e commence donc par augmenter, jusqu’`a ce que le temps de collision soit du mˆeme ordre de grandeur que l’´echelle de temps du probl`eme, puis elle chute lorsque le r´egime devient trop peu collisionnel.
On constate donc que les param`etres du centre Galactique, tels qu’ils sont d´eduits des observations, poss`edent les valeurs optimales pour assurer une efficacit´e maximale de la dis- sipation visqueuse. On peut naturellement penser `a un m´ecanisme de r´egulation. La vis- cosit´e pourrait dissiper l’´energie cin´etique des nuages et chauffer le milieu, jusqu’`a une temp´erature telle que le milieu deviendrait non-collisionnel et l’efficacit´e du chauffage chu- terait. La temp´erature saturerait alors `a une certaine valeur qui permettrait un chauffage optimal. La viscosit´e augmentant comme T5/2 dans le r´egime fluide, la temp´erature pourrait contrˆoler l’efficacit´e avec une grande pr´ecision et 8 keV serait cette temp´erature de satura- tion. Ce m´ecanisme de r´egulation d´ecoule naturellement du processus de chauffage et pourrait expliquer avec simplicit´e l’homog´en´eit´e de la temp´erature observ´ee dans toute la R´egion Cen- trale.
3.6 Dynamique et accr´etion des nuages
Les m´ecanismes que nous venons de d´ecrire jouent probablement un rˆole important sur la dynamique des nuages, ind´ependamment du confinement et du chauffage de la phase chaude. En ´evacuant leur ´energie gravitationnelle, soit par dissipation visqueuse, soit par flux d’´energie dans les ailes d’Alfv´en, ils freinent n´ecessairement les nuages et modifient donc leur lente accr´etion vers l’objet central. De fait, prendre leur ´energie aux nuages les fait accr´eter. Que l’´energie pr´elev´ee puisse finalement ˆetre dissip´ee de mani`ere suffisamment efficace pour chauffer le gaz ou non, l’interaction des nuages avec les champs ´electromagn´etiques pourrait contribuer significativement `a l’accr´etion des nuages mol´eculaires du centre Galactique.
1Dans un plasma d’hydrog`ene de mˆeme temp´erature et de densit´e num´erique n = .1 cm−3, il serait trois
3.6.1 Accr´etion dans la ZMC
Dans la r´egion plus externe, au-del`a du tore mol´eculaire, le gaz HI spirale assez rapidement vers le centre. Cette accr´etion est la cons´equence de la barre de notre Galaxie : cette derni`ere est un choc qui dissipe l’´energie du gaz qui la traverse. Le gaz perdant de l’´energie, il passe lentement d’une orbite `a l’autre et ainsi s’accr`ete lentement. Le gaz s’accumule ensuite dans la zone de transition entre les orbites X1 et X2. L’accr´etion du gaz `a l’int´erieur de la Zone
Mol´eculaire Centrale et beaucoup plus lente. Cependant, la mati`ere dans le tore mol´eculaire n’est pas stable : elle ne peut en pratique pas y rester plus d’une p´eriode orbitale (∼ 107 ans). Finalement, un taux d’accr´etion de 0.1 − 1 M⊙an−1 est impos´e `a cette fronti`ere ext´erieure
(Morris & Serabyn 1996). Etant donn´ee la masse mol´eculaire contenue dans la ZMC, ce taux d’accr´etion implique une vitesse de 0.2-2 km s−1.
Diff´erents m´ecanismes peuvent contribuer `a cette accr´etion dans la ZMC (Morris & Se- rabyn 1996). On peut en citer deux. Tout d’abord, le gaz orbite plus rapidement que la barre stellaire, il doit donc perdre du moment angulaire par cette interaction. Ensuite, les nuages subissent une friction dynamique de la part des ´etoiles du bulge (Stark et al. 1991) qui peuvent faire tomber les plus gros en ∼ 108 ans.
Ces m´ecanismes peuvent ˆetre efficaces et faire accr´eter le gaz en des temps raisonnables. Il peut ˆetre int´eressant de comparer les effets que nous venons de mettre en ´evidence `a ces m´ecanismes.
3.6.2 Rˆole des ailes d’Alfv´en
Du point de vue de l’extraction d’´energie, nous avons vu que le m´ecanisme le plus efficace ´etait l’´emission d’ondes d’Alfv´en. Ce flux d’´energie est souvent sup´erieur `a l’´energie qui peut ˆetre dissip´ee par viscosit´e. Cette interaction avec le champ ´electromagn´etique a d´ej`a permis d’expliquer le freinage inattendu du satellite Echo I (Drell et al. 1965) dans la magn´etosph`ere terrestre, et c’est ce qui a lanc´e l’´etude du mouvement des satellites naturels ou artificiels dans des magn´etosph`eres de plan`etes.
Les nuages, lorsqu’ils sont frein´es acqui`erent une vitesse radiale vr qui v´erifie :
P = vrMc
vθ2
R (3.51)
o`u P est la puissance perdue par les ondes d’Alfv´en, Mc est la masse typique d’un nuage
mol´eculaire, vθ est la vitesse orbitale des nuages `a la distance R du centre Galactique. On
trouve donc une vitesse typique de l’ordre de : vr = 1. km s−1 P 1037 erg s−1 R 150pc Mc 5. 104 M ⊙ −1 v θ 200 km s−1 −2 (3.52) On trouve donc une vitesse d’accr´etion comparable avec celle pr´evue au niveau du tore mol´eculaire. La perte d’´energie par ´emission d’ondes d’Alfv´en contribue donc de mani`ere significative `a l’accr´etion des nuages. Le temps typique d’accr´etion depuis 150 pc est :
t150= 1.4 × 108 ans P 1037 erg s−1 −1 Mc 5. 104 M ⊙ vθ 200 km s−1 2 (3.53) En rempla¸cant P par son expression 3.27, on s’aper¸coit que ce temps est le mˆeme temps que celui trouv´e par Morris (1996b) et seules diff´erent l´eg`erement les valeurs typiques utilis´ees. Cependant, lui l’avait attribu´e `a une force de viscosit´e magn´etique. Or, nous avons montr´e que les forces de viscosit´e ´etaient bien plus faibles et que ce temps d’accr´etion ´etait li´e `a l’´emission d’ondes d’Alfv´en.
Les microquasars
–
Le pompage magn´etique :
un m´ecanisme de chauffage cin´etique
Chapitre
4
Binaires X et microquasars
Sommaire
4.1 Les objets compacts, coeur des binaires X . . . 69 4.1.1 Premi`eres observations . . . 69 4.1.2 Les objets compacts . . . 70 4.1.3 Le compagnon et le disque d’accr´etion . . . 70 4.2 Une grande vari´et´e d’objets . . . 71 4.2.1 La masse du compagnon . . . 73 4.2.2 La nature de l’objet compact . . . 73 4.2.3 La pr´esence d’un jet . . . 74
Dans ce chapitre, j’introduis rapidement binaires X et microquasars, objets principaux sur lesquels porte ce travail de th`ese. Je pr´esente en outre les probl´ematiques tr`es importantes de l’accr´etion et de l’´ejection de mati`ere, communes non seulement aux binaires X, mais aussi `
a d’autres classes d’objets comme les ´etoiles jeunes et les noyaux actifs de galaxies.
4.1 Les objets compacts, coeur des binaires X
Les binaires X, telles qu’on les d´efinit aujourd’hui, sont des syst`emes compos´es de trois ´el´ements constitutifs : un objet compact de type trou noir ou ´etoile `a neutrons, une ´etoile compagnon standard et un disque d’accr´etion orbitant autour de l’objet compact. Si cette d´efinition semble aujourd’hui tr`es simple, il a fallu des ann´ees pour arriver `a identifier ces syst`emes comme une cat´egorie d’objets `a part enti`ere, et une grande partie des m´ecanismes qui les caract´erisent reste encore un myst`ere `a l’heure actuelle.
4.1.1 Premi`eres observations
La d´ecouverte des premi`eres binaires X est intimement associ´ee `a la naissance de l’astro- nomie X. La premi`ere observation du ciel en X m`ene en effet directement `a la d´ecouverte d’une source galactique particuli`ere : Sco-X1 (Giacconi et al. 1962) qui s’av´erera plus tard ˆetre une binaire X. A partir de cette date, d’autres sources semblables sont d´ecouvertes dans et au-del`a de la Galaxie si bien que ces objets apparaissent finalement comme assez courants. A l’´epoque, les binaires X sont identifi´ees comme de fortes sources en X dont on ignore l’ori- gine, mais rapidement, on r´ealise que, malgr´e les modestes estimations de masse (au plus quelques dizaines de masses solaires), leurs propri´et´es sont extraordinaires par rapport aux autres objets galactiques que l’on connaˆıt `a cette ´epoque.
Leur premi`ere particularit´e est la nature de leur ´emission lumineuse : ces sources ´emettent la plus grande part de leur rayonnement dans le domaine de rayons X, contrairement aux ´etoiles classiques qui ´emettent surtout en lumi`ere visible. C’est la raison pour laquelle il a fallu attendre l’av`enement de l’astronomie X pour les d´ecouvrir. Les m´ecanismes n´ecessaires `
a la production d’un tel rayonnement sont en g´en´eral bien plus ´energ´etiques que ceux res- ponsables des ´emissions `a plus basse fr´equence. Ensuite, ces sources poss`edent une luminosit´e exceptionnelle : chacune d’elles ´emet typiquement comme 10 000 soleils (L ∼ 1037 erg s−1 = 104 L
⊙)1. Enfin, ces nouvelles sources sont caract´eris´ees par une variabilit´e tr`es marqu´ee
et tr`es rapide. Les variations d’intensit´e se font souvent sur des ´echelles aussi courtes que quelques millisecondes, signe que les sources sont des objets de petite taille, bien plus petites que la taille typique d’une ´etoile.
4.1.2 Les objets compacts
Toutes ces informations pointent en fait de concert pour d´esigner les objets compacts comme responsables de cette ´emission hors du commun. Par d´efinition, ces objets sont des astres extrˆemement denses, si denses mˆeme, que dans leur voisinage, le temps, l’espace et le comportement global de la mati`ere ne peuvent plus ˆetre d´ecrits par la physique habituelle, dite newtonienne. Cette derni`ere c`ede alors la place `a la physique relativiste. Les objets compacts sont donc le lieu id´eal pour appr´ehender, tester et comprendre la relativit´e g´en´erale.
Les objets compacts de taille stellaire sont de mani`ere g´en´erique le stade ultime de la vie des ´etoiles standard. Selon leur masse initiale et leurs conditions d’´evolution, ces derni`eres peuvent former trois types d’objets compacts : des naines blanches, des ´etoiles `a neutrons ou des trous noirs. Pour caract´eriser un objet compact, on d´efinit souvent le param`etre de relativit´e ou de compacit´e :
Ξ = GM
Rc2 (4.1)
o`u M et R sont respectivement la masse et le rayon de l’objet compact, c est la vitesse de la lumi`ere et G la constante de gravitation. Ce param`etre Ξ repr´esente l’´energie gravitationnelle de l’objet ramen´ee `a son ´energie de masse. Plus l’objet est massif et de petite taille, plus Ξ est grand et plus l’objet est dit compact. La compacit´e des trois types d’objets compacts est donn´ee dans le tableau 4.1. Des trois, les naines blanches sont les moins denses et les trous noirs sont les objets les plus compacts que l’on connaisse.
Astre compacit´e Ξ Terre 10−10 Soleil 10−6 Naine blanche 10−3− 10−4 Etoile `a neutrons 0.2 Trou noira 1
Tab.4.1 – Valeurs du param`etre de relativit´e pour quelques objets. aLe rayon d’un trou noir est une notion plus d´elicate, et par convention, on prend Ξ = 1.
4.1.3 Le compagnon et le disque d’accr´etion
En 1967, la contrepartie optique d’une source X, Cyg-X1, est identifi´ee pour la premi`ere fois et montre que la lumi`ere visible de cette source provient d’une ´etoile standard (Giacconi
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