la diminution de la densité de ce gaz. Nous adoptons, pour le calcul de l’émission du gaz chaud dans les galaxies sphéroïdales, la valeur de la luminosité dans ce plateau, pour une masse de réservoir égale à 5× 1010M¯. Nous verrons en effet au chapitre 4 que cette masse est celle du réservoir d’une galaxie elliptique de 1012M¯âgée de 14× 109ans.
On remarque donc la relation LX(R)∝M2(R), qui entraîne LX(r)∝L2B(r) si l’on suppose LB
proportionnel à la masse, au premier ordre, à l’intérieur de la galaxie (Tsai & Mathews, 1995). Si on considère que toutes les galaxies elliptiques ont un profil de densité homothétique (seul le rayon de coeur change d’une galaxie à l’autre, l’expression 2.32 restant valable), on peut adimensionner le rayon (θ= r/rc) et écrire alors
n(θ) = nc¡1 +θ2¢−3/4 M(θ) = r3c× 4π× 1.4mp Z θ 0 ρ(ϑ)ϑ2dϑ IE(θ) = r3 c× 4πZ θ 0 n2(ϑ)ϑ2dϑ (2.35)
La luminosité X produite par le gaz chaud d’une galaxie elliptique de masse totale 1012M¯ varie alors avec la masse de ce gaz chaud présent dans le réservoir selon la formule
LX(gaz chaud)∝µ Mréservoir
M0
¶2
, (2.36)
où Mréservoir est la masse de gaz contenue dans le réservoir et M0 est une masse constante
correspondant égale à 5× 1010M¯(valeur utilisée ci-dessus pour ajuster le profil de densité).
2.7 Noyaux actifs
Il est maintenant établi qu’un grand nombre de galaxies, sinon toutes, contiennent en leur centre un trou noir massif. Les masses de ces trous noirs varient d’une galaxie à l’autre, et leurs déterminations sont encore très délicates (Bettoni et al., 2003a). Le modèle unifié de noyaux actifs (Antonucci, 1993) consiste à considérer que l’accrétion de matière autour d’un trou noir central de galaxie crée un échauffement de la matière qui spirale dans un disque et qui tombe progressivement sur le trou noir. Le gaz porté à des températures très élevées devient alors une source de rayons X. De plus, grâce à l’activité d’un champ magnétique très intense, un jet de matière (majoritairement des électrons et des protons dissociés) peut se former perpendiculairement au disque d’accrétion.
Selon l’environnement du trou noir, cette activité se manifeste dans les spectres radio et X de plusieurs façons. Si le jet est orienté suivant la ligne de visée, l’observateur voit un quasar (ou QSO, pour Quasi Stellar Object). Le spectre du noyau actif est alors en loi de puissance, le processus physique dominant mis en jeu étant un rayonnement synchrotron (voir aussi l’en-cadré au § 2.2.3). Si l’observateur se situe dans le plan du disque, l’épais tore de poussière qui entoure le trou noir absorbe une grande partie du rayonnement, et on a affaire à une galaxie de Seyfert 2. Le spectre X est alors la somme d’une loi de puissance et d’un rayonnement ther-mique dû au disque, avec une éventuelle composante Compton, le tout fortement absorbé, les
FIG. 2.12 – Profils de densité, de masse, et de luminosité X pour le modèle
adopté (tirets), le profil de King (pointillés), et l’ajustement analytique pour NGC 4472 (trait plein). Les pointillés dans le profil de masse (1, 10, 15, et 100%) désignent la fraction de masse du gaz présent dans le réservoir et que l’on suppose émetteur X par rapport à la masse totale (1012M¯) d’une galaxie elliptique. Le losange représente la galaxie NGC 4472.
2.7. NOYAUX ACTIFS 47
densités de colonne pouvant atteindre 1025H.cm−2. Dans le cas intermédiaire où l’inclinaison est entre ces deux extrêmes, on parle de galaxie de Seyfert 1. Le spectre X est alors le même que pour un noyau de Seyfert 2, mais avec une absorption beaucoup plus faible.
Ces noyaux actifs de galaxies (NAG) sont les sources qui dominent dans les comptages X profonds. Nous les modélisons ici très simplement, pour ensuite les utiliser au chapitre 4, lorsque nous évaluerons la contribution des galaxies hôtes au fond diffus X.
2.7.1 Spectre typique
Comastri et al. (1995) modélisent le spectre d’un noyau actif de plusieurs façons, selon la nature du NAG. Pour les quasars, ils utilisent un spectre (exprimé en keV.s−1.kev−1) en loi de puissance avec une décroissance exponentielle :
LquasarX (E)∝
(
E−αs pour E< 1.5 keV
E−αh e−E/Ec pour E> 1.5 keV (2.37)
avecαs= 1.3,αh= 0.9, et Ec= 320 keV. La pente −αsde la partie peu énergétique du spectre
(1− 2 keV) est déduite d’observations réalisées avec ROSAT (Hasinger et al., 1991). La partie
plus énergétique est contrainte par des quasars observés avec le satellite EINSTEIN (Wilkes & Elvis, 1987). Cet indice semble être plus faible pour les radio-galaxies, mais celles-ci contri-buent peu au fond diffus X en raison de leur faible proportion Boyle et al. (quelques pourcents 1993) parmi les noyaux actifs.
Pour les Seyfert 1, nous utiliserons un rayonnement en loi de puissance avec une coupure exponentielle réfléchi sur un disque (Comastri et al., 1995) :
LSey1X (E)∝
(
E−αs pour E< 1.5 keV
E−αh e−E/Ec [1 + frA(E)] pour E> 1.5 keV (2.38)
où frest le facteur de réflection qui dépend de l’inclinaison de l’AGN par rapport à l’observa-teur, et A(E) est la réfléctivité du gaz froid.
Les Seyfert 2 sont modélisées comme des Seyfert 1 avec une forte absorption :
LSey2X (E) = LSey1X (E) × e−σ(E)NH (2.39)
Les valeurs numériques sont fr= 1.29 pour les Seyfert 1, et fr= 0.88 pour les Seyfert 2 (en
prenant comme angle limite d’inclinaison entre ces deux types de NAGθ= 45◦.
La figure 2.13 représente les spectres obtenus pour les noyaux de Seyfert 1, les noyaux de Seyfert 2 et les quasars.
FIG. 2.13 – Spectres de galaxies actives : quasars (QSO), Seyfert 1 et Seyfert
2 (avec une densité de colonne NH= 3 × 1022 cm−2. La normalisation est arbitraire.
2.8 Objets contribuant faiblement au bilan énergétique X
galac-tique
2.8.1 Etoiles de la séquence principale
Depuis l’ère des premiers télescopes X, nous savons que le soleil est une forte source X. Le soleil étant une étoile assez commune, il n’est pas étonnant que les autres étoiles évoluant sur la séquence principale soient également des émetteurs X. On observe que LX ' 10−7Lbol
pour les étoiles de type spectral plus précoce que B1.5 (Long & White, 1980; Pallavicini et al., 1981). De plus, en s’appuyant sur le flux X observé pour le soleil et en l’extrapolant, par des considérations simples de température de gravité de surface et de rayon, aux autres étoiles de la séquence principale, on s’attend (Gorenstein & Tucker, 1976) à des luminosités de l’ordre de 1025−28erg.s−1, selon le type spectral de l’étoile. En multipliant ce flux par le nombre d’étoiles de la Galaxie (' 1011), on obtient une luminosité X totale de l’ordre de 1036−38erg.s−1. Cette fourchette est cependant certainement sur-estimée. En effet, dans une population d’étoiles vieilles, les types spectraux plus précoces que F sont sous-représentés car non seulement la fonction de masse initiale favorise les étoiles peu massives (plus tardives), mais encore les étoiles les plus massives formées dans les jeunes âges de la galaxie sont éteintes. La majorité des étoiles émet donc probablement moins que 1026erg.s−1 dans les X mous, ce qui, au