L’état Mou

J’ai ajusté les données XMM-Newton/EPIC-pn avec un disque multicouleurs absorbé (Chapitre 1.3.1) et une loi de puissance. Un disque absorbé seul ne parvenait pas à un bon ajustement (χ2 _{=1349 pour 1064 dl), de même qu’une loi de puissance seule (χ}2

=14825 pour 1064 dl). Les meilleurs paramètres ajustés déduits de mon analyse sont don- nés Table 7.2. J’ai obtenu pour NHla valeur de 1,24±0,02 × 1022cm−2. Le flux non absorbé

entre 0,7 et 10 keV vaut 6,43×10−9 _{erg cm}−2 _s−1_{. En supposant une distance de 8 kpc}

(compatible avec les mesures infrarouge), j’ai obtenu une luminosité non absorbée entre 0,7 et 10 keV de 4,9×1037 _{erg s}−1_{. La composante issue du disque représente plus de 85%}

de la luminosité totale entre 2 et 100 keV. Si je suppose un angle d’inclinaison (i) de 60◦_{, je}

trouve, à partir de la normalisation du disque, un rayon interne du disque de 48,7±0,5 km. Bien évidemment, ici comme dans toute la suite, les rayons et luminosités dépendent de

Coups norm./s/keV

ENERGIE (keV) 1 ENERGIE (keV) 10

Fig. _{7.4 –} Spectre du 20 février 2003 en coups normalisés par seconde et par keV (à gauche) et spectre non absorbé XMM-Newton/EPIC-pn de XTE J1720−318 en EF (E) (à droite, unités keV cm−2 _s−1_{) avec le meilleur modèle ajusté (disque multicouleurs et loi de puissance). Pointillés :}

disque; tirets : loi de puissance ; trait épais : modèle total. Les résidus en σ sont aussi montrés.

la distance ; les barres d’erreurs données sont statistiques mais les erreurs sont dominées par les erreurs systématiques. La Figure 7.4 montre le spectre résultant avec le meilleur ajustement en coups normalisés par seconde et par keV (à gauche) et en keV cm−2 _s−1 _ou

EF (E) (à droite).

J’ai appliqué le même modèle (disque absorbé + loi de puissance) aux données simul- tanées RXTE /PCA, INTEGRAL/JEM-X et IBIS/ISGRI, enregistrées environ 8 jours plus tard. J’ai obtenu les meilleurs paramètres ajustés indiqués Table 7.2 (deuxième ligne). Afin de prendre en compte les incertitudes dans l’étalonnage relatif entre les instruments, j’ai laissé une constante multiplicative libre de varier pour chaque jeu de données. Prenant PCA comme référence, je trouve des constantes proches de 1 pour chaque instrument. Comme ni PCA ni JEM-X ne sont bien adaptés pour déterminer l’absorption interstellaire (la limite à basse énergie étant ∼3 keV), j’ai fixé la valeur de NH à celle trouvée par XMM-Newton.

J’ai aussi ajouté une raie de profil gaussien aux énergies de fluorescence du fer pour tenir compte d’une structure dans les données RXTE. La meilleure position du centroïde de la raie est obtenue à 6,45+0,16

−0,35 keV avec une largeur équivalente (EW) de 572+307−178 eV. Cepen-

dant, cette raie n’est pas présente dans les données obtenues avec XMM-Newton. Afin de vérifier l’existence réelle de cette raie, j’ai ré-ajusté les données EPIC-pn en ajoutant au meilleur modèle de continu une raie du fer et en fixant les valeurs de l’énergie et de la largeur à celles obtenues avec RXTE (FWHM=1,6 keV). J’ai obtenu une limite supérieure pour une telle raie égale à 250 eV (EW) à 90% du niveau de confiance. Pour une raie étroite à la même énergie, j’ai obtenu une limite supérieure de 75 eV, suggérant que la raie vue par RXTE est probablement due à une incorrecte soustraction du fond et n’est pas intrinsèque à XTE J1720−318. En effet, une contamination par l’émission du bord galactique telle que

7.4 Résultats des analyses spectrales et temporelles 149

Coups norm./s/keV

ENERGIE (keV)

Fig. _{7.5 –} Gauche : spectres joints RXTE/PCA, INTEGRAL/JEM-X2, et IBIS/ISGRI de

XTE J1720−318 lors des observations de fin février 2003. Le meilleur modèle, un disque mul- ticouleurs absorbé et une loi de puissance, est représenté sur les données par un trait solide. Les résidus en σ sont aussi montrés. Droite : spectres non absorbés en EF (E) (keV cm−2 _s−1_{) de}

XTE J1720−318 avec le meilleur modèle ajusté : disque et loi de puissance pour le HSS (en rouge) et une loi de puissance seulement pour le LHS (en bleu) avec les données IBIS/ISGRI et SPI entre 20 et 600 keV (orbites 55 à 63). Les limites supérieures sont montrées à 3σ.

l’indique Revnivtsev (2003) ne peut être exclue, même si la raie devrait plutôt être centrée à 6,7 keV avec une largeur plus étroite. Avec un centroïde de la raie fixée à 6,7 keV, j’ai obtenu dans le spectre de RXTE /PCA une largeur de 0,59+0,06

−0,21 keV et 456+117−136 eV comme

EW. Les résidus sont légèrement pire autour de 6,4–6,7 keV mais ils ne permettent pas d’exclure une contamination par cette raie. Puisque je n’observe ni dans INTEGRAL ni dans XMM-Newton de tels résidus, je n’ai pas inclus de raie dans l’ajustement des données INTEGRAL. En dépit de la faible significativité de détection, les données IBIS/ISGRI m’ont permis d’étudier la source jusqu’aux hautes énergies grâce à la grande sensibilité d’ISGRI et avec des temps d’exposition longs. Le spectre en coups par seconde et par keV entre 3 et 200 keV et le meilleur modèle ajusté que j’ai obtenus sont montrés Figure 7.5 (à gauche). La Figure 7.5 (à droite) montre le spectre en EF (E) dans l’état Mou (en rouge) avec son meilleur modèle ajusté. On remarque qu’à partir de 100 keV, la source n’est plus détectée de façon significative.

Le rayon interne du disque (en supposant les mêmes valeurs pour la distance et pour i que précédemment) est 85+2

−4 km (d’après la formule du Chapitre 1.3.1) et la luminosité du

disque représente 93% de la luminosité non absorbée 2–100 keV. Ainsi, il y a une légère évo- lution entre les paramètres déduits du disque (rayon et température) avec XMM-Newton et ceux que je trouve une semaine plus tard avec RXTE et INTEGRAL, alors que la pente de la loi de puissance ne change pas de façon significative. D’après la force de la composante molle et la valeur de l’indice de photons de la loi de puissance, je déduis que la source était clairement dans un état HSS, où la composante du disque d’accrétion domine et la queue à haute énergie est faible. J’ai également ajusté les données avec un modèle de Comp-

Fig.7.6 – Spectres en coups par seconde et par keV combinant les données IBIS/ISGRI (noir) et SPI (rouge) de XTE J1720−318 lors du LHS ajustées avec une loi de puissance. Les résidus en σ sont aussi montrés.

tonisation BMC (défini Chapitre 1.3.3.1) souvent utilisé pour modéliser les spectres des trous noirs dans le HSS. J’ai obtenu un ajustement acceptable avec un χ2

r égal à 1,36 pour

78 dl. La température déduite pour la source de photons thermiques est 0,52±0,01 keV avec un indice spectral d’énergie égal à 1,8+0,2

−0,4, tous deux compatibles avec les paramètres

obtenus via l’ajustement par le disque multicouleurs et la loi de puissance. Les spectres pris durant la dernière semaine de février 2003 sont donc tous cohérents avec le fait que XTE J1720−318 est très probablement une binaire X à trou noir dans l’état HSS.

7.4.3.2 L’état Dur

Comme mentionné ci-dessus, les données IBIS (de l’orbite 55 à 63) pendant le sursaut dur sont compatibles entre elles (c’est-à-dire pas de variation significative dans le HR) et peuvent être sommées. J’obtiens alors le spectre moyen et le meilleur modèle ajusté en loi de puissance entre 20 et 600 keV représentés Figure 7.5 (à droite, en bleu). J’ai aussi utilisé le spectre en coups par seconde et par keV déduit des données SPI des orbites 58 à 61 afin d’effectuer un ajustement simultané. À cause de la présence de fortes structures de bruit de fond, les données SPI des orbites 62 et 63 ne furent pas incluses dans les spectres. Les points SPI furent regroupés au niveau de 3σ par intervalles d’énergie ou par groupes de quatre canaux minimum. Afin de prendre en compte les incertitudes dans l’étalonnage relatif entre chaque instrument, j’ai laissé une constante multiplicative libre de varier lors de l’ajustement spectral. En prenant le spectre IBIS comme référence (constante fixée égale à 1), le facteur de multiplication ajusté aux données SPI vaut 1,28. À 90% du niveau de

7.5 Bilan 151

confiance, le meilleur indice de photons (loi de puissance) ajusté est 1,9±0,1 avec χ2 r=1,60

(dl=22), ce qui montre que le spectre de XTE J1720−318 pour cette période est bien plus dur que celui observé en février. Le spectre résultant, en coups normalisés par seconde et par keV, est montré Figure 7.6. En plus de la loi de puissance, j’ai ajusté les données avec le modèle de Comptonisation ST80 (Chapitre 1.3.2.1). Les paramètres que j’ai déduits valent 43+32

−11keV pour la température de plasma et τ=2,7±0,9 pour la profondeur optique,

avec un χ2

r de 1,27 pour 21 dl. De façon similaire, j’ai ajusté le spectre avec le modèle

de Comptonisation TT94 Chapitre (1.3.3.1). J’ai obtenu, avec la température kT0 des

photons mous fixée à 0,6 keV et une géométrie choisie sphérique, une température de plasma kTe=57±29 keV et une profondeur optique τ=2±1 avec χ2r=1,19 (21 dl). J’ai également

testé le modèle de Comptonisation hybride décrit Chapitre 1.3.3.2 (celui de Poutanen et Svensson 1996) censé être mieux adapté pour des plasmas très chauds : j’ai obtenu une température élevée kTe=430±110 keV et τ=0,11±0,11 avec des photons mous à 0,45 keV

et un χ2

r égal à 1,33. Comme ces derniers modèles donnent des ajustements légèrement

meilleurs qu’une simple loi de puissance, j’ai effectué un test additionnel afin de voir si une coupure dans le spectre serait statistiquement significative. J’ai ajusté les données avec une loi de puissance coupée et calculé la différence entre son χ2 _{absolu et celui de la loi}

de puissance seule. J’ai réduit l’ajustement aux données en deçà de 300 keV afin d’éviter l’utilisation de limites supérieures et j’ai obtenu un ∆χ2_{de 5,8 : pour une distribution à 1 dl,}

cette valeur représente une probabilité de 95% que la nouvelle composante soit significative. Même si le test n’est pas totalement convaincant, une coupure dans le modèle d’énergie typique 120 keV améliore clairement l’ajustement et décrit mieux les données disponibles. Remarquons aussi que les paramètres thermiques de Comptonisation de XTE J1720−318 lors du sursaut dur (ou les meilleurs paramètres ajustés de la loi de puissance et de la coupure) sont tout à fait compatibles avec ceux habituellement trouvés dans les binaires X à trou noir dans le LHS.

7.5

Bilan

La densité de colonne d’absorption élevée déduite des données XMM-Newton, com- patible avec les résultats infrarouge de Nagata et al. (2003) - puis de Chaty et Bessolaz (2006) - suggère que la source XTE J1720−318 réside au centre galactique ou même plus loin. Cela situerait la source dans le bulbe galactique : je supposerai donc une distance à la source de 8 kpc et prendrai cette valeur pour la suite.

Observée avec XMM-Newton environ 40 jours après le pic de son éruption, la source XTE J1720−318 était clairement dans le HSS caractérisé par une forte composante ther- mique molle bien modélisée par un disque multicouleurs de température kTin∼0,7 keV et

avec une faible queue haute énergie en loi de puissance (Figure 7.4). La source était éga- lement dans le HSS fin février (Figure 7.5, à gauche) quand j’ai pu déterminer, avec une plus haute précision en utilisant les données simultanées RXTE et INTEGRAL, un indice de photons de 2,7 pour la loi de puissance. Dans les deux observations, la composante de disque représentait plus de 85% de la luminosité non absorbée de la source entre 2

et 100 keV, estimée fin février à 2,5×1037 _{erg s}−1_{. J’ai estimé la luminosité bolométrique}

(suivant la méthode décrite Chapitre 4.2.2) du meilleur ajustement en étendant le calcul à 0,01 keV. J’ai obtenu avec les observations XMM-Newton la valeur de 1,4×1038 _{erg s}−1_.

Même pour un petit trou noir de 5 M⊙, cette luminosité bolométrique est en-dessous de

celle d’Eddington (définie Chapitre 1.1.4) qui vaut 6,5×1038 _{erg s}−1 _{pour une telle masse.}

Des résultats similaires sont obtenus une semaine plus tard avec les observations de RXTE et INTEGRAL : le taux d’accrétion est clairement en dessous du régime d’Eddington.

Par ailleurs, aucune émission de la raie du fer ne fut détectée avec XMM-Newton et j’ai pu déterminer une limite supérieure de 75 et 144 eV (EW) pour des raies étroites à 6,4 et 6,7 keV respectivement. Les limites supérieures des raies larges sont moins contraignantes. Comme je l’ai déjà discuté, j’estime que la raie du fer relativement forte (∼570 eV) détec- tée par RXTE environ 10 jours plus tard a peu de chance d’être due à la source puisque j’obtiens une limite supérieure de 250 eV avec les données XMM-Newton et que je n’ai pas observé de larges changements spectraux entre les deux observations. La limite supérieure obtenue pour une raie étroite par XMM-Newton est inférieure aux fortes EWs (>150 eV) des raies observées dans certains systèmes à trou noir, comme je l’ai discuté pour Cygnus X−1 (Chapitre 6.7). Cependant, ces raies sont souvent élargies par des effets relativistes et, dans ce cas, nos données sont moins contraignantes. Pour les paramètres d’une raie en émission centrée à 6,2 keV (FWHM=2,4 keV) reportés par Markwardt (2003) lors d’une observation du pic principal de XTE J1720−318 avec RXTE, j’obtiens des limites supé- rieures de 290 eV seulement, pendant que RXTE mesurait 95 eV comme EW. Seules de légères différences dans les paramètres spectraux de la composante molle ont été mesurées entre les observations XMM-Newton et INTEGRAL/RXTE, c’est-à-dire une température plus basse et un rayon interne du disque plus grand. Ce dernier, déduit de la normalisation du disque multicouleurs, est compatible avec les valeurs du rayon de la dernière orbite circulaire stable autour d’un trou noir de Schwarzschild de 5 M⊙ (Chapitre 1.1.2.2). Pen-

dant la décroissance de l’éruption d’une nova X à trou noir, on observe que ce paramètre reste approximativement constant si la source reste dans le HSS comme l’ont fait remar- quer Ebisawa et al. (1994) et McClintock et Remillard (2006). La variation observée du bord interne du disque de XTE J1720−318 pourrait indiquer qu’il s’éloignait du trou noir pendant la phase de décroissance, mais il est plus probable que ce soit lié à une variation spécifique de la normalisation pendant un deuxième sursaut. D’ailleurs, les observations XMM-Newton se sont déroulées au même moment que le maximum d’un pic secondaire faible ayant eu lieu lors de la phase de décroissance (Figure 7.1 à gauche, panneau du haut), pic également observé dans l’infrarouge (Nagata et al. 2003). Ces sursauts et leurs origines possibles seront discutés Chapitre 10.1.2. Dans tous les cas, les différences pour- raient être aussi dues (au moins en partie) à des incertitudes dans l’étalonnage entre les instruments. L’absence de variabilité rapide significative dans le PSD des données RXTE étudiées est aussi compatible avec le fait que la source soit dans le HSS, pendant lequel elle est en général plus faible que 5–10% (Chapitre 1.6.3.2). D’après nos données, en considé- rant les résultats précédemment reportés par Markwardt (2003) et ma courbe de lumière

7.5 Bilan 153

RXTE /ASM qui a diminué régulièrement en 2003, je peux conclure que la source n’a pas changé d’état spectral pendant la phase de décroissance, qui a commencé après le pic prin- cipal de l’éruption et qui a duré jusqu’à mi-mars environ.

Un changement dramatique dans le comportement de la source fut observé par INTE- GRAL fin mars. Après que la source est passée sous le niveau de détection d’INTEGRAL, j’ai observé une augmentation de la composante haute énergie à peu près 75 jours après le pic principal, donnant naissance à un second sursaut que j’ai pu observer pendant 25 jours environ. Comme RXTE /ASM ne détecta pas de comportement similaire dans le taux de comptage, et comme je n’obtenais pas de signal significatif dans les données de JEM-X, j’ai conclu que la source transitait vers le LHS. La luminosité non absorbée entre 20 et 200 keV a augmenté d’un niveau trop faible pour être détecté à 7×1036_{erg s}−1 _{en 10 jours.}

Puis elle commença à décroître avec des échelles de temps entre 10 et 50 jours. Pendant ce sursaut dur secondaire, le spectre au-delà de 20 keV était dur et bien décrit par une loi de puissance d’indice 1,9 ou par de la Comptonisation thermique avec une température de plasma (faiblement contrainte) de 43 keV et une profondeur optique de 2,7. Une coupure dans le spectre semble probable, mais aucune conclusion ferme n’est possible à cause de la faible significativité du spectre déduit pour la source dans les hautes énergies. Les meilleurs paramètres ajustés (à la fois la pente de la loi de puissance, la coupure, la température et la profondeur optique du plasma de Comptonisation) sont cependant compatibles avec ceux typiquement observés pour les binaires X à trou noir dans le LHS, comme observés pour Cygnus X−1 au Chapitre 6 précédent. En supposant que la loi de puissance s’étende dans les basses énergies sans contribution additionnelle d’une composante molle, j’ai estimé une luminosité moyenne non absorbée de 9,4×1036 _{erg s}−1 _{entre 2 et 200 keV. La luminosité}

bolométrique vaut 4,3×1037 _{erg s}−1_{, montrant que la source était encore dans un régime}

plus bas que celui d’ Eddington, même pour une masse du trou noir petite. Alors que ce sursaut secondaire n’a pas atteint la luminosité du principal, il est clair que la transition n’est pas seulement due à un pivotement spectral comme dans Cygnus X−1.

Le pic élevé de luminosité, la montée rapide et la lente décroissance, le HSS puis l’érup- tion secondaire avec la transition vers le LHS, avec des paramètres spectraux typiquement observés dans d’autres sources transitoires à trou noir (dynamiquement confirmés) comme XTE J1550−564 (Sobczak et al. 2000 ; Rodriguez et al. 2003) ou GRO J1655−40 (Sobczak et al. 1999 ; McClintock et Remillard 2006) montrent que XTE J1720−318 est très pro- bablement un nouveau candidat trou noir situé dans le bulbe galactique. Les modèles de Comptonisation thermique s’ajustent bien aux spectres LHS déduits pour ces observations de la nova X.

Grâce aux capacités d’imagerie et à la sensibilité d’INTEGRAL j’ai pu étudier la source transitoire XTE J1720−318. Elle fut intéressante dans le cadre de ma thèse pour tester plusieurs modèles (décrits Chapitre 1.3) dans deux états spectraux distincts et interpré- ter les changements de paramètres liés à la géométrie du système et aux températures différentes de deux milieux émetteurs, le disque et la couronne. La détection d’un second pic dans les rayons X durs est un phénomène assez typique des novae X ; je développerai

cela au Chapitre 10.1.2. J’ai analysé mes résultats comme une transition spectrale claire observée entre le HSS et le LHS. Cela m’a fourni de précieuses contraintes sur l’évolution des paramètres spectraux. Même si la source est finalement restée faible, contrairement à ce que j’espérais en observant ce type de phénomènes supposés être très brillants à leur paroxysme comme l’était Nova Muscae 91, j’ai pu en tirer des conclusions intéressantes sur sa nature et j’ai obtenu un spectre significatif dans l’état Dur jusqu’à 200 keV.

8

La nova X SWIFT

J1753.5−0127 récemment

découverte

Sommaire

8.1 Historique : description de l’éruption . . . 156

8.2 Campagnes d’observations multi-longueurs d’onde . . . 157

8.3 Données exploitées et analyses spécifiques développées . . . 158

8.3.1 Analyse des donnéesINTEGRAL . . . 158

8.3.2 Analyse des donnéesRossi-XTE . . . 159

8.3.3 Analyse des données dans le visible avec EMMI/NTT . . . 159

8.3.4 Analyse des données radio avec le VLA . . . 159

8.4 Résultats simultanés multi-longueurs d’onde . . . 160

8.4.1 Position X détectée par IBIS/ISGRI . . . 160

8.4.2 Courbes de lumièreRossi-XTE et INTEGRAL . . . 160

8.4.3 Variabilités temporelles de SWIFT J1753.5−0127 . . . 161

8.4.4 Spectres issus des données hautes énergies X et γ . . . 163

8.4.5 Résultats dans le visible . . . 165

8.4.6 Résultats dans les longueurs d’onde radio . . . 167

8.5 Bilan . . . 168

8.5.1 Distribution spectrale en énergie . . . 168

8.5.2 Contraintes apportées par les rayons X et γ . . . 171

8.5.3 Contraintes apportées par les données dans le visible . . . 172

TEMPS (MJD)

Taux de comptage ASM 1,2−12 keV (cps/s)

SWIFT J1753.5−0127

IGR J17303−0601

4U 1812−12 Ser X−1

Fig. 8.1 – Gauche : courbe de lumière journalière de SWIFT J1753.5−0127 avec RXTE/ASM

(1,2–12 keV) de mi-mai 2005 à mi-juin 2006 (MJD=JD−2400000,5) avec la période des observa- tions de ma ToO INTEGRAL indiquée. Les barres d’erreurs sont à 90 % du niveau de confiance. Droite : image reconstruite IBIS/ISGRI de la région autour de la nova X entre 20 et 40 keV. Sa significativité est de 440σ par rapport au fond. Les autres sources de l’image sont l’étoile à neutrons 4U 1812−12 (34 σ), le sursauteur X Ser X−1 (14 σ) et la source enfouie INTEGRAL IGR 17303−0601 (12 σ).

8.1

Historique : description de l’éruption

Poursuivant la stratégie décrite au Chapitre 5, je relate dans le présent Chapitre la deuxième nova X que j’ai étudiée à la fin de ma thèse pour laquelle je viens de soumettre un article dans ApJ. J’ai dirigé moi-même la collaboration pour mener des observations simultanées de SWIFT J1753.5−0127 dans diverses longueurs d’onde, de la radio aux X