Modèles semi-MHD

Les modèles les plus perfectionnés et complexes du domaines sont de type

II.2.5. MODÈLES SEMI-MHD 73

"créent" le spectre d’énergie des particules non-thermiques via des approximationsMHD

de chocs ou de reconnexion magnétique. L’idée est d’être le plus réaliste possible en maîtrisant tout le processus de propagation des particules dans le jet de leur accélération à leur refroidissement par rayonnement ou adiabatiques.

Nous avons par exemple le modèle "mini-jets-in-jet" (Giannios 2011; 2013) simulant une accélération par reconnexions magnétiques (voir Figure II.2.16), ayant l’avantage de pouvoir reproduire des éruptions très violentes et rapides, difficiles à atteindre avec d’autres scénarios.

Γ

B’

Γ

JET

Figure II.2.16 – Schéma du modèle "mini-jets-in-jet". Crédits :Giannios(2011)

Des modèles complexes de chocs sont aussi actuellement en concurrence avec celui développé parMarscher(2014) modélisant un choc stationnaire de type "choc en diamant" avec disque de Mach basé sur des comportements fluides de jets (voir Figure II.2.17), et celui deJoshi & Böttcher(2011), récemment amélioré par Chen et al.(2015), faisant cette fois ci son accélération de particules dans un choc frontal (voir FigureII.2.18).

Figure II.2.17 – Schéma du modèle de choc stationnaire en diamant. Crédits :Marscher(2014)

B

Figure II.2.18 – Schéma de la zone d’accélération par choc frontal. Crédits : Böttcher, krakow jet meeting

2015

Dans les deux cas ces modèles permettent de reproduire desSEDsavec des variabilités complexes ainsi que des variabilités de polarisation, comme on peut le voir en Figure

II.2.19. Il semble que les modèles d’émissions arrivent progressivement dans l’ère des

simulations de grande échelle nécessitant des outils informatiques performants. Toutefois, de par leur complexité ils sont difficilement vérifiables par la communauté.

II.2.5. MODÈLES SEMI-MHD 75

Figure II.2.19 – Modélisation de courbe de lumière par le modèle TEMZ de choc turbulent. Crédits :

3

Le code "BJ E T"

Le code Bjet a été développé dans le cadre de la modélisation des LBLs et IBLs vu au TeV, et plus précisément pour le cas spécifique duLBLAp Librae dont la modélisation de laSEDne pouvait pas être satisfaite par un codeSSCleptonique standard.

Dans les sources où l’émission du jet étendu est relativement élevée par rapport à celle associée au blob de haute énergie, il devient nécessaire d’étudier l’interaction entre ces deux composantes. On considère que si le blob se situe dans un environnement radiatif important caractérisé par la base du jet étendu, il doit se produire un effet non négligeable de comptonisation inverse externe des particules du blob. Un effet d’autant plus important si le blob se déplace à une vitesse relativiste dans le référentiel du jet. Le but initial du code Bjet a donc été de vérifier si cet effet pouvait être responsable de l’émissionVHE

du blazar Ap Librae.

Ce code est basé sur la combinaison de deux modèles d’émissions SSCstationnaires présentés dans Katarzy ´nski et al. (2001), comprenant un modèle classique de blob SSC

relativiste ainsi qu’un jet conique émettant lui aussi en SSC représentant la base du jet étendu desAGN RL.

Afin de représenter au mieux la complexité de la structure radiative des AGN RL, le code Bjet prend en compte l’émission du disque d’accrétion et sa diffusion par la zone

BLRsur le blob avec l’effet inverse Compton associé. Il permet aussi d’étudier l’émission desAGNavec un grand angle de visée via un transfert de rayonnement adapté.

II.3.1 Modèle leptonique du blob de haute énergie

On suppose une boule de plasma composé de paires e^± se déplaçant à vitesse relati-viste dans le jet. La distribution énergétique stationnaire des e^±est représentée par une loi de puissance brisée. Cette brisure rend compte du refroidissement par émission synchro-tron du blob. Ce refroidissement étant plus efficace pour les particules de hautes énergies, on estime une énergie seuil γ_b à partir de laquelle le temps de refroidissement de ces particules est plus court que leur temps d’injection. La pente de distribution énergétique est donc plus forte pour γ= E/mc2 >γ_b.

La distribution énergétique des e^± est par conséquent de la forme :

N_e(γ) = ( K₁γ⁻ⁿ¹, γ_min≤γ≤γ_b K₂γ⁻ⁿ2, γ_b≤γ≤γ_max (3.1) 77

avec K₁le facteur de densité, et K2 =K₁γ_bⁿ²⁻ⁿ¹. K₁ = Ne(γ)lorsque γ=γ_min =1. Les quatre paramètres libres de cette expression sont K₁, γ_min, γ_bet γ_max.

Le fait que γmin soit un paramètre libre est justifié dans le cas d’une accélération de particules de type Fermi I (voir SectionII.1.1.1). En effet les particules subissant l’accéléra-tion par chocs sont celles ayant déjà une énergie supérieure à l’énergie thermique du flux (γ = 1), il est donc probable dans ce cas qu’un important écart se produise entre l’éner-gie maximale de la population froide et celle minimale de la population non thermique accélérée.

Le transfert radiatif dans le blob est basé sur les résultats deGould (1979). On ne re-vient pas ici sur la description radiative de la zone compacteSSC, une approche complète du transfert radiatif SSC dans une sphère peut aussi être trouvée dansMarscher (1977), Band & Grindlay(1985),Bloom & Marscher (1996). On utilise une intensité synchrotron dans le référentiel du blob [erg.s⁻1.cm⁻2.sterad⁻1.Hz⁻1] de la forme :

I_s⁰(ν⁰_s) = j⁰_s(ν_s⁰) k0(ν_s⁰)  1− ² τ²1−exp⁻τ(τ+1)  (3.2) où j_s⁰(ν_s⁰)et k⁰(ν⁰_s) sont respectivement les coefficient synchrotron d’émission et d’ab-sorption, τ est l’épaisseur optique dans le blob le long de la ligne de visée.

Le blob se déplaçant à une vitesse relativiste, on prend en compte l’effet de l’amplifi-cation Doppler sur la radiation émise. Ceci correspond à une transformation d’intensité le long de la ligne de visée I(ν) =δ³I⁰(ν⁰)avec ν=δν⁰ et δ le facteur Doppler.

Dans le référentiel de l’observateur, le flux observés du blob est donc :

F(ν_obs) =πR² D²_l ^δ 3(1+z)I⁰(ν⁰) (3.3) en prenant ν_obs = ^δ 1+z^ν 0 (3.4) avec D_l la distance luminosité, R le rayon du blob et z le décalage vers le rouge.

II.3.2 Radiation du disque d’accrétion et interaction blob-BLR