Simulations num´eriques

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3.5 Conclusions

4.1.1.3 Simulations num´eriques

 R1

R2



5

≈2.2 (4.5)

Finalement, on peut estimer le rapport des temps de d´ephasage des deux plan`etes `a partir des valeurs de l’´equation (4.3) :

650. ∆t2

∆t1 .3200 (4.6)

Ceci implique que la plan`ete externe dissipe beaucoup plus fortement que la plan`ete interne. On peut donc en conclure que le scenario de formation du syst`eme envisag´e ici n’est possible que si la plan`ete b (interne) est gazeuse (dissipation faible) et la plan`ete c (externe) est rocheuse (dissipation forte). Ces contraintes sont compatibles avec les masses minimales des plan`etes. Notons que la masse minimale (msini) de la plan`ete c est de l’ordre de 7 M. Le fait que cette plan`ete soit rocheuse pourrait impliquer que sa masse ne soit pas beaucoup plus ´elev´ee que cette valeur minimale et que son inclinaison soit donc proche de 90. Cependant, la d´ecouverte r´ecente de la plan`ete Kepler-10c pr´esentant une masse de 17 Mpour un rayon de 2.35Ret qui est donc solide (Dumusque et al., 2014) remet en cause une telle conclusion et laisse une marge importante pour l’inclinaison et la masse r´eelle de GJ 163c.

4.1.1.3 Simulations num´eriques

Pour v´erifier la validit´e de nos raisonnements et des contraintes obtenues sur la dissipation dans les deux plan`etes, nous avons r´ealis´e des simulations num´eriques de l’´evolution des deux plan`etes en pr´esence de dis-sipation par effet de mar´ee. Nous int´egrons les ´equations du mouvement du probl`eme complet (simulations N-corps avec dissipation) en utilisant un programme d´evelopp´e par Alexandre Correia (voir Correia et al., 2011). La dissipation par effet de mar´ee est mod´elis´ee en utilisant un mod`ele lin´eaire `a∆tconstant (Singer, 1968; Mignard, 1979). L’int´egrateur ODEX (e.g., Hairer et al., 2010) est utilis´e pour int´egrer les ´equations du

M1( )

∆t2/κ∆t1

∆t2/∆t1

0 20 40 60 80 100 120 140 160 180

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 0 500 1000 1500 2000 2500 3000

2.8 2.9 3 3.1 3.2 3.3

(P2/P1)f

EXT INT

RES

Figure4.2 – Rapport de p´eriode des plan`etes GJ 163b, c (r´esonance 3:1) `a la fin des simulations en fonction du rapport des temps de d´ephasage dans les deux plan`etes (∆t2/∆t1) et de l’amplitude initiale de libration dans la r´esonance (M1). Le coefficientκqui apparaˆıt sur l’axe inf´erieur de la figure (∆t2/κ∆t1) est d´efini par κ = k2,1/k2,2(R1/R2)5 et n’est pas connu pour le syst`eme GJ 163. Il peut ˆetre estim´e en utilisant la relation empirique entre rayons et masses des plan`etes obtenue par Weiss et al. (2013) :κ≈ 2.2 (voir ´equation (4.5)).

L’axe sup´erieur de la figure (∆t2/∆t1) est ajust´e en utilisant cette valeur deκ. L’amplitude de libration dans la r´esonance est d´etermin´ee par la valeur deM1(voir figure 4.1). Lorsque l’on aM1=0, le syst`eme d´emarre au centre de libration de la r´esonance, lorsqueM1 =180il d´emarre `a la s´eparatrice. Le temps de d´ephasage dans la plan`ete interne est fix´e `a∆t1 = 107s dans toutes les simulations. Cette valeur n’est pas r´ealiste mais elle permet d’acc´el´erer les simulations. Ainsi, le syst`eme est int´egr´e pendant 0.1 Ma ce qui correspond approxi-mativement `a 10 Ga pour une valeur plus r´ealiste de∆t1(100 s). De plus, on n´eglige ici l’effet de la troisi`eme plan`ete pr´esente dans le syst`eme. Nous avons test´e la validit´e de ces deux approximations sur un ensemble restreint de simulations (voir figure 4.3). Les deux lignes horizontales grises correspondent aux conditions initiales utilis´ees pour cette v´erification (figure 4.3). Les deux lignes verticales blanches donnent l’intervalle du rapport des temps de d´ephasage∆t2/∆t1 obtenu avec le mod`ele analytique pour que le syst`eme finisse en circulation interne (´equations (4.3) et (4.6)).

mouvement. Nous avons choisi les ´el´ements elliptiques initiaux des plan`etes de fac¸on `a ce que le syst`eme soit initialement dans la r´esonance. Nous avons effectu´e un grand nombre de simulations en faisant varier l’ampli-tude initiale de libration dans la r´esonance et le rapport des temps de d´ephasage∆t2/κ∆t1. L’amplitude initiale est produite en faisant varier l’anomalie moyenne de la plan`ete int´erieure tandis que tous les autres ´el´ements elliptiques correspondent au centre de libration. PourM1 =0, le syst`eme est initialement au centre de libra-tion tandis que pour M1 = 180, il commence `a la s´eparatrice. La figure 4.1 donne une vision sch´ematique de ces conditions initiales. Les excentricit´es initiales des plan`etes sont fix´ees `a environ 0.16 et 0.11 (pour ˆetre proches du centre de libration), les p´erih´elies des plan`etes sont anti-align´es et M2 = 0. Nous avons fix´e a1 = 0.062 UA de sorte que lorsque les excentricit´es sont compl`etement amorties (e1 = 0), le syst`eme finit approximativement `a sa position actuelle (a1≈0.0607 UA).

Le temps de d´ephasage∆td´epend de la composition de la plan`ete consid´er´ee et peut ˆetre reli´e au facteur de qualit´e Q par la relation Q ≈ 1/(n∆t) (avec n le moyen mouvement de la plan`ete, e.g. Bonfils et al., 2013). Les plan`etes gazeuses ont des facteurs de qualit´e de dissipation de l’ordre deQ ∼ 103−104, tandis que pour les plan`etes rocheuses on a Q ∼ 10 −100. Ces valeurs du facteur de qualit´e correspondent `a un temps de d´ephasage de l’ordre de ∆t ∼ 10−100 s pour les plan`etes gazeuses et ∆t ∼ 103 −104 s pour les rocheuses. Puisque la plan`ete interne est probablement gazeuse, son temps de d´ephasage devrait ˆetre de

4.1. CONTRAINTES SUR LA STRUCTURE INTERNE DES PLAN `ETES 51

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 (P2/P1)f

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 (P2/P1)f

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 (P2/P1)f

0 200 400 600 800 1000 1200 1400 (P2/P1)f

t2t1 2 planets 3 planets

Figure4.3 – V´erification de l’impact des deux approximations utilis´ees pour la figure 4.2 : acc´el´eration des si-mulations num´eriques en augmentant les temps de d´ephasage dans les plan`etes et absence de la troisi`eme plan`ete d´etect´ee dans le syst`eme (Bonfils et al., 2013). On trace le rapport final de p´eriode des plan`etes GJ 163b, c (r´esonance 3:1) en fonction du rapport des temps de d´ephasages (∆t2/κ∆t1). L’amplitude initiale de libration dans la r´esonance est fix´ee parM1=100(gauche) et 140(droite). Ces conditions initiales cor-respondent aux deux lignes grises de la figure 4.2. On compare les r´esultats obtenus avec∆t1= 107, 106, 105 et 104s (haut) et des temps d’int´egration de respectivement 0.1, 1, 1 et 100 Ma, ce qui est approximativement

´equivalent `a 10 Ga pour une valeur plus r´ealiste de∆t1(100 s). On compare aussi les r´esultats des int´egrations

`a deux et trois plan`etes (bas) avec∆t1 = 107s. Lorsque l’on modifie la valeur de∆t1, on observe seulement de petites variations mais pas d’effet syst´ematique dans un sens. De mˆeme la troisi`eme plan`ete ne semble pas perturber fortement les r´esultats. Le trait plein vert marque la limite entre les simulations pour lesquelles le syst`eme finit en circulation externe et celles pour lesquelles on obtient une circulation interne. Il est plac´e `a

∆t2/κ∆t1 = 260 pour les simulations avecM1 =100(graphiques degauche) et `a 240 pourM1= 140 (gra-phiques dedroite). Le trait pointill´e vert marque la limite entre circulation interne et r´esonance. Il est plac´e

`a 750 (gauche) et 900 (droite). Les traits verticaux noirs marque les mˆemes limites obtenues avec le mod`ele analytique (´equation (4.3)).

l’ordre de ∆t1 ∼ 10 − 100 s. Cependant, pour acc´el´erer les simulations, nous avons utilis´e un temps de d´ephasage plus ´elev´e. Comme expliqu´e par Bonfils et al. (2013), l’´echelle de temps de l’´evolution du syst`eme est approximativement inversement proportionnelle `a∆t.

La figure 4.2 donne le rapport de p´eriodes final du syst`eme en fonction du rapport des temps de d´ephasage et de l’amplitude initiale de libration. Pour cette figure nous avons pris k2 = 0.5 pour les deux plan`etes,

∆t1 = 107 s (5 ordres de grandeur au dessus de la valeur attendue) et int´egr´e le syst`eme sur 0.1 Ma, ce qui correspond en principe `a 10 Ga avec∆t1 = 100 s. `A titre de comparaison, l’ˆage du syst`eme est estim´e

`a 1−10 Ga (Bonfils et al., 2013). Pour v´erifier que cette approximation n’alt`ere pas significativement nos r´esultats nous avons r´ealis´e des simulations pour un nombre r´eduit de conditions initiales avec∆t1 = 107, 106, 105 et 104 s (respectivement 5, 4, 3 et 2 ordres de grandeur au dessus de la valeur attendue) et sur respectivement 0.1, 1, 10 et 100 Ma (´equivalent `a 10 Ga avec∆t1= 100 s). La figure 4.3 montre les r´esultats obtenus avec ces diff´erentes ´echelles de temps ainsi que les r´esultats obtenus en ajoutant la troisi`eme plan`ete d´etect´ee dans le syst`eme (voir Bonfils et al., 2013, et tableau 4.1). Aucune de ces deux approximations ne

2.98

Figure 4.4 – ´Evolution du rapport de p´eriode (gauche), des excentricit´es (milieu), et des angles r´esonants (droite) de GJ 163b et c. L’amplitude initiale de libration est fix´ee `a M1 = 100 et le rapport des temps de d´ephasage est fix´e `a∆t2/κ∆t1 =100 (haut, sortie de la r´esonance en circulation externe), 400 (milieu, sortie de la r´esonance en circulation interne), et 1000 (bas, syst`eme restant en r´esonance). Dans les colonnes dumilieu et dedroite, les points rouges correspondent `a la plan`ete b (interne, 1) et les points vers `a la plan`ete c (externe, 2). Le temps est donn´e en Ma, mais on a fix´e∆t1 = 105s dans toutes ces simulations. Pour une dissipation plus r´ealiste (∆t1=100 s), le temps devrait ˆetre lu en Ga.

semble impacter significativement les r´esultats des simulations. Dans la figure 4.2, on observe bien les trois

´etats finaux pr´evus par le mod`ele analytique (circulation externe/interne et r´esonance). La figure 4.4 montre l’´evolution temporelle du rapport de p´eriodes, des excentricit´es et des angles r´esonants pour trois simulations num´eriques correspondant `a ces trois ´etats finaux possibles. La limite entre circulation externe (en rouge/jaune dans la figure 4.2) et circulation interne (en bleu dans la figure 4.2) correspond `a un rapport de temps de d´ephasage de l’ordre de∆t2/κ∆t1 ≈ 250. Cette valeur est relativement proche de la valeur th´eorique obtenue

`a l’´equation (4.3) (300). La limite entre circulation interne et r´esonance (en vert dans la figure 4.2) d´epend fortement de l’amplitude initiale de libration. Lorsque l’amplitude initiale de libration est faible (M1.20) le syst`eme reste toujours en r´esonance. Lorsque l’amplitude initiale est importante (M1proche de 180), la limite entre les zones de circulation interne et de r´esonance tend vers∆t2/κ∆t1 ≈ 1100. Cette valeur est l´eg`erement inf´erieure mais du mˆeme ordre de grandeur que la pr´evision th´eorique (1450, ´equation (4.3)). Cette limite th´eorique correspond `a la limite entre une amplitude de libration croissante et une amplitude d´ecroissante.

Pour∆t2/κ∆t1 = 1450, l’amplitude reste constante. Pour∆t2/κ∆t1 > 1450, le syst`eme se rapproche de plus en plus du centre de libration et ne sort donc jamais de la r´esonance. Enfin, plus∆t2/κ∆t1 est petit devant 1450, plus l’amplitude de libration croˆıt rapidement. Si le syst`eme a initialement une amplitude de libration faible, il faut que l’amplitude croisse rapidement pour pouvoir atteindre la s´eparatrice de la r´esonance avant que les excentricit´es des plan`etes ne soient compl`etement amorties. Ainsi la limite∆t2/κ∆t1 = 1450 est une borne sup´erieur correspondant au cas o`u le syst`eme commencerait au voisinage de la s´eparatrice et o`u une tr`es faible augmentation de l’amplitude de libration suffirait pour la franchir. Ce ph´enom`ene explique bien la d´ependance observ´ee (figure 4.2) de la limite entre les syst`emes finissant en circulation interne et ceux finissant en circulation externe par rapport `a l’amplitude initiale de libration. Notons que si l’on avait choisi

4.1. CONTRAINTES SUR LA STRUCTURE INTERNE DES PLAN `ETES 53 des excentricit´es initiales des plan`etes plus petites, l’amplitude aurait eu moins de temps pour croˆıtre et il aurait donc fallu des amplitudes initiales plus importantes pour pouvoir sortir de la r´esonance. Au contraire, avec des excentricit´es initiales plus importantes, une plus faible amplitude initiale serait suffisante pour sortir de la r´esonance avant que les excentricit´es ne soient compl`etement amorties. La valeur de l’amplitude initiale n’a donc de sens que lorsqu’elle est accompagn´ee des valeurs initiales des excentricit´es.

On peut remarquer que pour M1 ≈ 120, quelques syst`emes que l’on pouvait s’attendre `a observer en r´esonance se sont retrouv´es en circulation interne `a la fin de la simulation (points bleus dans la zone verte de la figure 4.2). Ceci s’explique par la pr´esence de la s´eparatrice de la r´esonance s´eculaire `a l’int´erieur de la r´esonance de moyen mouvement. Des r´esonances de ce type on d´ej`a ´et´e ´etudi´ees en d´etail dans le cas des r´esonances de moyen mouvement 2:1 et 3:2 par Callegari et al. (2004, 2006). Comme d´ecrit dans ces ´etudes, la fr´equence s´eculaire (qui domine l’´evolution de∆$) chute `a z´ero au voisinage de cette s´eparatrice et l’angle

∆$libre dans des directions oppos´ees de part et d’autre de la s´eparatrice. Notre mod`ele analytique simplifi´e des r´esonances ne peut pas pr´edire ce type de comportement qui est r´ev´el´e par l’int´egration num´erique du probl`eme complet. Cependant, ce mod`ele permet de pr´evoir et de comprendre les principales caract´eristiques de la dynamique r´esonante en pr´esence de dissipation. De mani`ere plus sp´ecifique au syst`eme GJ 163, les simulations num´eriques confirment la principale conclusion obtenue grˆace `a notre mod`ele simplifi´e : si les plan`etes GJ 163b et c ´etaient initialement en r´esonance (3:1) et ont atteint leur rapport de p´eriodes actuel (2.97)

`a cause de la dissipation par effet de mar´ee, la plan`ete externe a subi une dissipation beaucoup plus forte que la plan`ete interne. Ceci impliquerait que la plan`ete externe soit rocheuse et la plan`ete interne gazeuse.

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