que cette valeur de ˙Mwind reste dans le domaine de taux de perte de masse déduits des observations optiques de RY Tau (Agra-Amboage et al. 2009), c’est à dire entre 0.16 et 2.6 × 10−8M /an. Le rayon cylindrique à la base du jet vaut $disk,out = 0.478 AU et le rayon cylindrique asymptotique $∞,out = 0.890 AU. Une alternative intéressante est de ne garder que la composante stellaire en supposant un taux de perte de masse de ˙Mwind = 10−8M /an. A cette fin, les quantités physiques ont été recalculées : la valeur de la densité a été augmentée d’un facteur 3 et l’intensité du champ magnétique d’un facteur√
3. Les valeurs asymptotiques sont : – n∞≈ 3.2 107cm−3 (en supposant le plasma complètement ionisé), – Bo≈ 1.1 kG,
– B∞≈ 140 mG.
Cela a pour effet d’augmenter aussi le champ magnétique dipolaire à la surface de l’étoile à la valeur de ≈ 1.2 kG compatible avec les observations (Donati 2008). On remarque que ce taux de perte de masse plus élevé réduit le temps de freinage d’un facteur 3 :
τ ≈ 2 × 105ans . (4.15)
Cela ne change pas le profil de température indiquée à la Fig. 4.5c mais la densité étant plus élevée, des signatures observationnelles pourraient être détectées dans le domaine X.
4.4 Une solution présentant une recollimation
En modifiant les paramètres précédents, on obtient une deuxième solution qui présente une recolli-mation du jet à 38 rayons stellaires. Les paramètres du modèle sont proches de ceux de RY Tau et la distance de recollimation correspond à la distance où ont été observés les chocs UV (Ferron-Fontan et Gomez de Castro 2003). Gomez de Castro et Verdugo (2001) ont mis en évidence la présence d’un choc UV à partir d’observations HST obtenues en 1993 et suggéré qu’il pourrait correspondre à la recollimation d’un jet. Ils n’ont cependant pas observé le micro-jet qui n’a été détecté qu’en 2005 alors que le choc UV ne l’était pas. St-Onge et Bastien (2008) ont observé des écoulements épisodiques à petite échelle le long du même axe d’éjection en 1998 et 2005 comme l’indique la Fig. 4.1. Selon notre hypothèse, il pourrait s’agir de deux phases différentes du même objet. La solution de recollimation correspondrait à la période où le choc UV est créé et la solution non oscillante, à la période où le jet est visible.
On remarque que la vitesse de l’écoulement est supérieure à la vitesse magnétosonique rapide et que des chocs peuvent se former sans détruire le jet. Cela a été démontré numériquement par Matsakos et al. (2009) qui a testé notre solution. Il est bien sûr évident que ce modèle analytique ne peut décrire le choc lui-même dont l’étude sera développée au chapitre 6 de cette thèse dans le cas de jets relativistes.
Une représentation tridimentionnelle de la morphologie du jet est présentée dans la Fig. 4.6. La topologie des lignes d’écoulement et des lignes de champ magnétique est indiquée dans le plan poloïdal Fig. 4.7.
4.4.1 Discussion de la solution oscillante
Fig. 4.6 – Représentation tridimensionnelle de la solution de jet de T Tauri présentant une recollimation à 38 rayons stellaires. La figure de gauche possède la même échelle que la solution non oscillante Fig. 4.2. Les lignes de champ magnétique sont indiquées en rouge. Les lignes d’écoulement sont représentées par des lignes noires.
ν κ δ λ
5.8 0.065 0.075 0.884 −0.034
Tab. 4.2 –Paramètres de la solution oscillante.
La valeur de est maintenant légèrement négative et traduit le fait que la collimation est moins efficace. La fréquence de rotation, la vitesse azimutale et la vitesse asymptotique le long de l’axe polaire sont :
– Ω = 4.68 10−6rad.s−1, – vϕ,o= 7.82 km.s−1, – v∞= 186 km.s−1.
Ces valeurs sont beaucoup plus proches des paramètres souhaités pour RY Tau. La vitesse le long de l’axe polaire est indiquée Fig. 4.8 et la Fig. 4.9 présente la densité (a), la pression (b) et la température (c).
Pour cette solution, le rayon et la vitesse Alfvéniques sont : – r?= 4.39 ro= 0.049 AU
– v? = 38.75 km.s−1
4.4 Une solution présentant une recollimation 61
Fig. 4.7 – Topologie de la solution oscillante dans le plan poloïdal. (a) Echelle globale. (b) Détail près de l’étoile. Les distances sont données en unité astronomique (AU). Les lignes continues roses figurent les lignes de champ ouvertes connectées à l’étoile. Les lignes en tiretés verts figurent les lignes de champ les plus proches de l’étoile connectées au disque d’accrétion. La zone morte est réduite et toutes les lignes d’écoulement provenant de l’étoile sont ouvertes et ne sont pas connectées au disque. La solution recollimate à 38 rayons stellaires où ont été observés des chocs UV de 1993 à 2001. Enfin, le cercle en pointillés représente la surface d’Alfvén.
provient entièrement de l’étoile. Le rayon du jet est défini comme le rayon du dernier tube de flux relié à l’étoile pour lequel le flux magnétique adimensionné vaut :
– α(fmin) = αout= 0.361.
La densité de masse, la densité de particules et l’intensité du champ magnétique au rayon d’Alfvén sont respectivement :
– n? = 1.01 1011cm−3 (en supposant le plasma complètement ionisé), – ρ?= 8.19 10−14g.cm−3, – B?= 3.94 G. On obtient alors : – Bo= 27.4 G, – B∞= 6.28 G, – $∞;out= 2.09 ro= 0.023 AU.
Fig. 4.8 – Vitesse poloïdale pour la solution oscillante le long de l’axe polaire (ligne continue noire) et la dernière ligne d’écoulement connectée à l’étoile est indiquée par la courbe en tiretés violets. Le jet ralentit après recollimation.
La densité asymptotique est plus élevée car on garde le même taux de perte de masse pour une vitesse et un rayon de jet plus petits. Enfin, le temps de freinage calculé à partir de l’Eq. (4.11) vaut pour cette solution,
τ ≈ 7.7 × 106ans. (4.16)