Impact des m´ecanismes non-gravitationnels

Contrairement `a la mati`ere noire qui est suppos´ee ˆetre non collisionelle, la com- posante baryonique est responsable de divers m´ecanismes qui influen¸cent l’´evolution purement gravitationnelle d’un amas. Les cons´equences de ces processus se situent `a plusieurs niveaux : dispersion autour des lois d’´echelle, brisure de l’auto-similarit´e

Fig. 2.7: Exemple de profils d’entropie normalis´es. La forme similaire apparaˆıt clairement, en par- ticulier dans les r´egion externes. Proche du centre, la disperison est sensiblement plus importante (largeur de la zone gris´ee plus importante), ce qui traduit l’influence plus grande des processus non

gravitationnels. La droite en pointill´es correspond `a S ∝ R1.08_{, une valeur proche de la valeur 1.1}

caract´eristique de la forme d’un profil d’entropie g´en´er´e par une formation purement gravitation- nelle d’un amas. Figure tir´ee de Pratt et al. (2006).

(profils de temp´erature, entropie, densit´e, ... diff´erents en forme), ´ecart par rapport aux lois d’´echelle th´eoriques (normalisations, pentes et ´evolutions diff´erentes). La comparaison entre observations, simulations et th´eorie permet de poser des contraintes sur l’importance relative de chaque processus et de quantifier son impact sur les propri´et´es finales d’un amas. Les principaux suspects potentiellement respon- sables de ces ´ecarts par rapport au mod`ele th´eorique de la formation hi´erarchique purement gravitationnelle des structures sont pr´esent´es succintement dans ce qui suit (se r´ef´erer par exemple `a Donahue & Voit (2004); Voit (2005) pour plus de d´etails).

Pr´e-chauffage

La forme des profils d’entropie dans les r´egions centrales des amas et leur forte dispersion une fois normalis´es t´emoignent d’un ´ecart par rapport aux pr´edictions du mod`ele standard. Aussi il a ´et´e propos´e l’existence d’un seuil d’entropie universel minimal du gaz avant son entr´ee dans l’amas (Evrard & Henry 1991; Kaiser 1991) afin d’expliquer la forme plus plate des profils observ´es.

L’analyse d’amas froids pour lesquels l’entropie intrins`eque `a la formation hi´erarchique est suppos´ee la plus petite sugg`ere un seuil de l’ordre de ∼ 135 keV cm2 _(Ponman

2.6. COMPOSANTE BARYONIQUE 59 lations num´eriques adiabatiques ´etudiant la formation d’un amas, permet effective- ment de retrouver une relation temp´erature-luminosit´e telle que celles mesur´ees `a partir d’observations X (Bialek et al. 2001).

La pr´esence de cette entropie suppl´ementaire fourni une explication `a l’´ecart de la relation LX−T observ´ee par rapport au mod`ele th´eorique : l’entropie issue de l’´etape

de pr´e-chauffage r´eduit la propension du gaz `a ˆetre compress´e dans les zones cen- trales d’un amas. Cette r´esistance `a la compression est d’autant plus efficace que l’amas consid´er´e a une faible masse. Les amas les plus froids ont donc une densit´e centrale amoindrie, ce qui se traduit par une ´emissivit´e X plus petite. Ces amas froids ont donc des luminosit´es X plus faibles que pr´evues par le mod`ele purement gravitationnel, d’o`u une pente de la loi d’´echelle plus importante, _{∼ 2.7 et non 2.} A partir d’arguments sur la quantit´e d’entropie suppl´ementaire et les ´echelles d’´energies mises en jeu, Lloyd-Davies et al. (2000) concluent que cette ´etape de pr´e-chauffage prend place `a des redshif ts z < 7<sub>− 10 mais avant l’effondrement et la formation de</sub> l’amas. Les m´ecanismes invoqu´es comme responsables de cette injection d’´energie suppl´ementaire sont le pr´e-chauffage par des quasars (lors de la r´eionisation de l’Uni- vers), la population III d’´etoiles (les premi`eres ´etoiles) ainsi que des vents galactiques. Mˆeme si ce processus de pr´e-chauffage permet d’expliquer la perte de similarit´e ob- serv´ee sur les profils d’entropies dans les zones centrales ainsi que la pente de la relation LX − T , ce m´ecanisme souffre de plusieurs probl`emes. Par exemple, la va-

leur du seuil observ´e reste difficilement explicable (Lloyd-Davies et al. 2000). Il en va de mˆeme pour l’absence de coeurs isentropiques pour les amas les plus froids (Tozzi & Norman 2001) pour lesquels l’´etape de pr´e-chauffage qui pr´ec´ede l’entr´ee du gaz dans l’amas devrait dominer le profil d’entropie final. Ce processus non- gravitationnel ne peut donc pas ˆetre le seul responsable des ´ecarts par rapport au mod`ele hi´erarchique.

Refroidissement radiatif

Du fait de son ´epaisseur optique, le gaz perd de l’´energie par son ´emission brem- sstrahlung. Cette perte radiative peut ˆetre exprim´ee grˆace `a la fonction de refroi- dissement Λc. Cette perte d’´energie, ∆q par particule, se traduit ´egalement par une

r´eduction d’entropie ∆K3/2 _{= ∆q/kT .}

Ce m´ecanisme de refroidissement sera efficace si son temps caract´eristique est inf´erieur `a l’ˆage de l’amas∝ 1/H(zamas). Il peut s’exprimer comme le rapport entre l’enthalpie

et la puissance dissip´ee par radiation (Neumann & Arnaud 1999) :

tcool= 5 2 kT nΛc(T ) (2.66) L’effet direct de ce refroidissement est une diminution de la temp´erature au centre de l’amas l`a o`u l’´emission X est la plus importante. Paradoxalement, ce m´ecanisme induit aussi une augmentation de sa luminosit´e X. Le refroidissement du gaz est en effet associ´e `a une condensation graduelle de celui-ci au coeur de l’amas, ce qui g´en`ere un ´ecoulement vers le centre du gaz situ´e dans ses r´egions plus externes : c’est ce qu’on appelle la r´egion de coolong flow (Cowie & Binney 1977; Fabian & Nulsen 1977; Mathews & Bregman 1978).

Cela est v´erifi´e observationnellement par la pr´esence de profils de brillance tr`es piqu´es au centre et avec un ´ecart significatif par rapport `a l’isothermalit´e (par exemple (Markevitch 1998)). La pr´esence de galaxies tr`es massives au centre des amas (ga- laxies cD, voir chapitre 5) t´emoigne ´egalement de ce refroidissement radiatif. En effet, de telles galaxies peuvent se former selon divers m´ecanismes, principalement par la fusion de galaxies, mais aussi par l’accr´etion du gaz qui s’´ecoule sur le coeur des amas (Cowie & Binney 1977).

La prise en compte de ce m´ecanisme dans diverses simulations num´eriques permet de r´econcilier la relation LX− T obtenue avec celle d´eduite d’observations (Muanwong

et al. 2001; Borgani et al. 2002; Dav´e et al. 2002; Kay et al. 2003). Cela constitue donc un bon argument pour attribuer la perte de similarit´e des amas de galaxies et les ´ecarts aux lois th´eoriques `a ce processus.

N´eanmoins un tel m´ecanisme souffre d’un probl`eme majeur : un sur-refroidissement associ´e `a une sur-condensation du gaz (Voit & Bryan (2001) par exemple). L`a encore, des m´ecanismes suppl´ementaires sont n´ecessaires afin de r´econcilier mod`eles et ob- servations, dans le cas pr´esent, des processus capables de r´eguler ce refroidissement radiatif dans le coeur des amas.

Supernovae et NAG

Les deux principaux acteurs capables d’agir de mani`ere efficace sur le gaz au coeur d’un amas afin d’en pr´evenir un sur-refroidissement et une sur-condensation sont les explosions de supernovae et les galaxies actives.

L’observation des ´el´ements lourds pr´esents dans le gaz sugg`ere que l’´energie totale inject´ee par les supernovae (chauffage et injection de mati`ere par vents galactiques) est de l’ordre de_{∼ 0.3 − 1 keV par particule de gaz (Finoguenov et al. 2001a; Pipino} et al. 2002). Or la quantit´e d’´energie n´ecessaire pour ´eviter un sur-refroidissement tout en expliquant les relations masse-observables est environ _{∼ 1 keV (Wu et al.} 2001; Voit et al. 2002; Tornatore et al. 2003), soit la limite sup´erieure autoris´ee par l’observation de l’abondance des ´el´ements lourds. Donc, mˆeme en supposant que les supernovae transferent toute leur ´energie sous forme thermique (pas de pertes radiatives), elles ne peuvent `a elles seules que difficilement expliquer la compensation du refroidissement radiatif.

Les NAG et leur ´ejection de plasma relativiste constituent une alternative possible (Valageas & Silk 1999; Wu et al. 2001; Cavaliere et al. 2002). La fa¸con dont ces ejectats r´echauffent le gaz intra-amas reste cependant assez complexe et difficile `a contraindre (Voit 2005).

Conduction thermique et m´elange turbulant

La conduction de la chaleur peut en principe contrebalancer en partie les pertes radiatives dans les r´egions centrales d’un amas (Bertschinger & Meiksin 1986; Breg- man & David 1988; Sparks 1992). Un plasma qui poss`ede un certain gradient de temp´erature _{∇T verra ses ´electrons g´en´erer un flux de chaleur κ}s∇T avec κs ≈

6_{× 10}7_T5/2_erg.cm−1_s−1_K−1 _{(Spitzer 1962).}

Cependant, les observations de gradients de temp´erature dans bon nombre de coeurs d’amas tendent `a montrer qu’une conduction r´eguli`ere de la chaleur par ce m´ecanisme

2.7. LES AMAS COMME CONTRAINTE COSMOLOGIQUE 61