1.2.4.3 Trou noir central
L’effet de réchauffement par un trou noir central est aussi un mécanisme indirect (p.ex. Hut
et al. 1992). Les étoiles capturées par le trou noir sont en effet préférentiellement au cœur de
l’amas et transportent une certaine énergie cinétique. Leur capture a donc tendance à augmenter la
température relative de la population stellaire restante (p.ex. Hutet al.1992).
1.3 Méthodes de simulation de l’évolution
L’évolution d’un amas globulaire est dominée par les interactions gravitationnelles entre les
étoiles de l’amas (p.ex. Benacquista 2006). La structure générale de l’amas et la dynamique de la
plupart des étoiles sont donc déterminées par un système d’équations de la dynamique
gravitation-nelle pourN corps. La résolution de ce système nécessite cependant le recours aux simulations
numériques, qui sont d’autant plus lourdes que N est grand, comme c’est le cas pour les amas
globulaires.
Les échelles de temps de l’évolution stellaire (voir 1.1.3.2) sont comparables au temps de
re-laxation et de vie des amas globulaires (voir 1.2.2). L’évolution stellaire affecte donc les masses
des étoiles, ce qui modifie l’état dynamique de l’amas. L’évolution dynamique de l’amas et
l’évo-lution stellaire sont donc couplées (p.ex. Benacquista 2006). De plus, la présence et l’évol’évo-lution
des binaires est un phénomène important lorsque l’on souhaite étudier l’évolution des amas
glo-bulaires (voir 1.2.4). Un effort important est donc fourni pour simuler l’évolution dynamique des
amas, mais aussi l’évolution propre des étoiles et les interactions complexes entre étoiles et avec
des binaires (p.ex. le projet MODEST,MOdelling DEnse STellar systems, Hutet al.2003 ; Sillset
al.2003 ; Davieset al.2006).
L’approche générale est de résoudre le problème àN corps, puis d’introduire, lorsque cela est
nécessaire, l’évolution des étoiles et des binaires afin de modifier les interactions àN corps (p.ex.
Benacquista 2006). Il y a deux approches fondamentales : l’intégration directe des équations du
mouvement pourNcorps (p.ex. Heggie & Hut 2003 ; Aarseth 1999 ; Portegies Zwartet al.2008 ;
Makino 2005) et l’utilisation de l’équation de Fokker-Planck (p.ex. Hénon 1961, 1965 ; Cohn
1979 ; Joshiet al.2000 ; Giersz & Heggie 2007) couplée, par exemple, avec un traitement
Monte-Carlo pour les binaires (voir Heggieet al. 1998, pour une comparaison de ces techniques). Une
autre approche plus théorique est l’utilisation d’un modèle gazeux (p.ex. Heggieet al.1998) qui a
permis entre autre de comprendre la nature physique de l’effondrement gravo-thermique
(Lynden-Bell & Eggleton 1980) et des oscillations gravo-thermiques (Bettwieser & Sugimoto 1984, voir
aussi §1.2.3).
Chapitre 2
Sources X dans les amas globulaires
FIG. 2.1– Vues d’artiste des systèmes attendus dans les amas globulaires. Sur la gauche de haut en
bas : une binaire X de faible masse avec étoile à neutrons, un pulsar et une binaire active. Sur la droite
de haut en bas : une variable cataclysmique non-magnétique, une polaire intermédiaire et une polaire.
(Mark A. Garlick, www.space-art.co.uk)
Le rayonnement X est particulièrement énergétique (kT ∼0,1−100 keV). Pour produire un
tel rayonnement on fait donc en général intervenir un fort champ gravitationnel (autour d’étoiles
compactes, comme les binaires X – §2.5 – et les variables cataclysmiques – §2.6 –), un champ
magnétique particulièrement fort (étoiles ou binaires à chromosphère active, §2.7), ou les deux
(pulsars, §2.8). Pour chaque objet, différentes caractéristiques observationnelles sont attendues, ce
qui peut permettre l’identification des sources par des observations multi-longueurs d’onde.
2.1 Étoiles compactes
2.1.1 Naine blanche
Une naine blanche est le résidu d’une étoile de masse inférieure à∼8 M⊙ en fin d’évolution
(voir §1.1.3.2). Une naine blanche est un astre dégénéré, qui ne peut se maintenir que grâce à des
effets quantiques (p.ex. Koester & Chanmugam 1990). Lors de l’effondrement de l’astre
progé-niteur, la densité de matière augmente jusqu’à ce qu’une force s’oppose à la gravité. Dans le cas
des naines blanches, c’est la pression de dégénérescence des fermions qui stoppe l’effondrement
(p.ex. Koester & Chanmugam 1990). En effet, le principe d’exclusion de Pauli, qui stipule que
deux fermions ne peuvent coexister dans deux états quantiques identiques, empêche les électrons
d’occuper un même niveau d’énergie avec un spin identique. Une fois les électrons répartis au
plus près du noyau, l’effondrement gravitationnel est stoppé par la pression de dégénérescence des
électrons. Chandrasekhar (1931) a montré que les naines blanches ne peuvent pas dépasser une
certaine masse. Au-delà de la masse de Chandrasekhar (∼1.38M⊙), la gravitation prend le dessus
sur la pression de dégénérescence des électrons et la naine blanche s’effondre (p.ex. Glendenning
2000).
La masse moyenne des naines blanches est de 0,6M⊙, pour un diamètre équivalent à celui de la
Terre (p.ex. Koester & Chanmugam 1990). Une naine blanche est constituée d’un cœur d’oxygène
et de carbone dégénéré, entouré d’une enveloppe d’hélium et, dans la plupart des cas, d’une
at-mosphère d’hydrogène (p.ex. Koester & Chanmugam 1990). Le rayonnement des naines blanches
est dû à la chaleur accumulée lors de leur formation (p.ex. Koester & Chanmugam 1990). Ensuite,
ces astres se refroidissent et leur luminosité diminue progressivement. On observe une séquence
de refroidissement des naines blanches dans le diagramme HR (voir §1.1.3.2).
2.1.2 Étoile à neutrons
Une étoile à neutrons est en général le résidu d’une étoile de masse comprise environ entre
8 et 25 M⊙ en fin d’évolution, après un phénomène de supernova (voir §1.1.3.2). La pression
de dégénérescence des électrons est, dans ce cas, insuffisante pour s’opposer à l’effondrement
gravitationnel (voir §2.1.1). Les électrons se combinent avec les protons pour donner des neutrons
et c’est la pression de dégénérescence des neutrons qui stoppe l’effondrement (p.ex. Weberet al.
2.1. ÉTOILES COMPACTES 27
2007).
La masse d’une étoile à neutrons est environ de 1 à 3M⊙ et le diamètre de l’ordre de 10 km
(p.ex. Weberet al.2007). Au-delà de 3M⊙, l’étoile à neutrons est instable et s’effondre (Tanaka
2000). L’intérieur des étoiles à neutrons est encore peu connu et de nombreuses équations d’état
sont proposées (p.ex. Weberet al.2007). Plus de détails sur ces modèles peuvent être trouvés dans
Weberet al.(2007). L’obtention de la masse et du rayon d’étoiles à neutrons permet de contraindre
les modèles proposés (voir Figure 2.2). Les observations de pulsars permettent aussi de mieux
comprendre l’intérieur des étoiles à neutrons (Bogdanovet al.2007).
FIG. 2.2– Diagramme masse–rayon pour différents modèles d’étoiles à neutrons. (Weberet al.2007)
2.1.3 Trou noir stellaire
Pour les étoiles plus massives que∼25M⊙, l’effondrement du cœur de l’étoile en fin
d’évolu-tion ne peut être stoppé par aucune force connue et il y a formad’évolu-tion d’un trou noir (voir §1.1.3.2).
L’existence théorique de ces objets a été montré par Schwarzschild (1916) à partir des
équa-tions de la relativité générale. Un trou noir stellaire de Schwarzschild possède une masseMdonnée
supérieure à∼3M⊙, concentrée en un point appelé singularité gravitationnelle. Cette masse
per-met de définir une sphère appelée horizon du trou noir, centrée sur la singularité et dont le rayon
est une limite maximale en deçà duquel le trou noir empêche tout rayonnement de s’échapper. Il
existe d’autres descriptions de trou noir selon que l’on considère un trou noir en rotation avec un
moment angulaireJ(trou noir de Kerr, Kerr 1963), ou un trou noir en rotation et avec une charge
électriqueQ(trou noir de Kerr-Newman, Newmanet al.1965).
On compte environ 20 trous noirs ou candidat trous noirs (sous forme de binaire X, voir §2.5)
dans la Voie Lactée (Birdet al. 2007 ; Tanaka 2000). Les trous noirs semblent être rares dans les
amas globulaires (voir §2.9).
Dans le document
Identification multi-longueurs d'onde des sources X faibles des amas globulaires
(Page 38-43)