Les vents stellaires

Le terme de «vents stellaires» désigne le flux de matière éjecté par une étoile tout au long de sa vie. Plusieurs mécanismes peuvent être à l’origine des vents stellaires : dans le cas du Soleil et des étoiles de type solaire, il est principalement généré par l’absence d’équilibre hydrostatique entre la couronne très fortement chauffée (∼ 10⁶K) et le milieu interstellaire. Il s’agit alors d’un flux lent et régulier : la quantité de matière perdue par l’étoile par unité de temps est de l’ordre de 10−14M_⊙/an pour le Soleil, ce qui est une perte de masse négligeable à l’échelle des 10¹⁰ ans que celui ci aura passé sur la séquence principale.

Les mécanismes de chauffage de la couronne des étoiles de faible masse sont inefficaces dans le cas des étoiles massives en raison de l’absence de zone convective proche de la surface de celles-ci. Dès lors, la température du milieu interstellaire proche de la surface est

34 CHAPITRE 1. ÉTOILES MASSIVES ET RÉGIONS H II

FIG. 1.8: Représentation schématique de l’évolution d’une région HII dans le cadre du modèle «Champagne» (figure issue de Tenorio-Tagle et al. 1979)

.

sensiblement égale à celle de la photosphère, qui est plus chaude que celle des étoiles de faible masse (> 10000 K) mais insuffisante pour générer un gradient de pression suffisant pour contrebalancer l’attraction générée par l’étoile.

En revanche, il a déjà été mentionné que les étoiles massives génèrent un flux lumineux très important. Le transfert de quantité de mouvement entre les photons et les particules de gaz se modélise comme une pression appelée «pression de radiation». C’est ce mécanisme qui est prépondérant dans le cas des étoiles massives. Un tel mécanisme peut conduire à des pertes de masse de l’ordre de 10−5 M_⊙/an, ce qui signifie qu’une étoile de quelques dizaines de masses solaires et dont la durée de vie est de l’ordre de 106 ans éjecte une part non négligeable de sa propre masse au cours de sa vie. Un exemple extrême est fourni par les étoiles Wolf-Rayet, qui ont perdu l’intégralité de leur couches externes par perte de masse.

Cas de la diffusion Thompson

Si le transfert d’énergie des photons au gaz environnant est considéré comme étant dû à la diffusion par les électrons libres, l’accélération subie s’écrit, en supposant une symétrie sphérique (?) :

1.4. INTERACTIONS AVEC LE MILIEU INTERSTELLAIRE 35

g_e(r) = ^κeL_∗

4πr2c ^(1.24)

où κ_e est l’opacité du milieu, L_∗la luminosité de l’étoile et c la vitesse de la lumière. L’accélération de la gravité s’écrit :

g_g(r) = GM_∗

r2 (1.25)

Par conséquent, le rapport de ces deux accélérations est indépendante de r et s’écrit : Γ_e= ^κeL_∗

4πGM_∗c ^(1.26)

Ce rapport mesure en quelque sorte l’affaiblissement de l’influence de la gravité par rapport à la pression de radiation. La limite Γ_e= 1 est en fait la limite d’Eddington (section 1.3.1, 22) : dans le cas de κ_e constant et d’une diffusion uniquement due à la diffusion des électrons libres, un rapport Γ_e> 1 donne une étoile instable. En pratique, les étoiles les plus chaudes ont un Γ_e de l’ordre de 0.5. Si la pression de radiation due à la diffusion Thompson a une influence notable sur le déclenchement de vents stellaires (en abaissant la quantité d’énergie nécessaire pour les initier) d’autres processus sont nécessaires pour vaincre la gravitation.

Line-driving

La diffusion des photons sur les électrons libres est un moyen simple, mais peu efficace, de transférer de l’énergie du flux de photon au gaz environnant. L’interaction est beaucoup plus efficace si elle a lieu avec un électron lié, à condition que l’énergie du photon corres-ponde à l’une des transition de l’ion. En revanche, cela ne concerne que les photons dont la fréquence entre dans une bande passante très étroite. Le nombre de photons susceptibles de contribuer à l’accélération est donc limité. En revanche, une fois le vent stellaire initié, la vitesse du vent engendre un effet Doppler qui provoque un décalage des fréquences de résonance : le flux de photons de fréquence correspondante, n’ayant pas été absorbé par les couches inférieures, est alors disponible pour accélérer le vent et accentuer ainsi l’effet Doppler.

Les étoiles les plus massives et les plus chaudes ont un spectre proche d’un corps noir dont le maximum d’émission est proche de 1000 Å, région du spectre ou se trouvent de nombreuses raies métalliques. Ce processus permet à une large part du spectre lumineux de l’étoile d’accélérer le milieu interstellaire, donnant ainsi naissance à son vent stellaire et remplissant ce qui deviendra son atmosphère étendue (?).

Une conséquence du vent stellaire : la perte de masse

Les mécanismes à l’origine des vents stellaires peuvent provoquer, dans le cas des étoiles massives, des taux de perte de masse pouvant aller jusqu’à 10−4/−3 M_⊙ par an. Au cours

36 CHAPITRE 1. ÉTOILES MASSIVES ET RÉGIONS H II

de la vie d’une étoile de masse initiale 100 M_⊙, c’est-à-dire quelques millions d’années, la majeure partie de la masse initiale se dissipe dans le milieu interstellaire. Or la masse d’une étoile est le paramètre prépondérant de la physique qui s’y déroule : alors que cette masse reste quasiment constante tout au long de la vie d’une étoile de faible masse, nous venons de voir que la masse d’une étoile massive varie considérablement au cours de sa vie : c’est cette perte de masse qui gouverne le plus l’évolution des étoiles massives.

De plus, les étoiles massives en fin de vie quittent la séquence principale et deviennent de plus en plus lumineuses, augmentant le nombre de photons susceptibles d’éjecter ses couches supérieures ; parallèlement, sa masse diminue, réduisant ainsi la gravité de surface qui main-tient en place ces mêmes couches externes. Globalement, la perte de masse s’accélère donc au cours de la fin de vie de l’étoile massive.

Ces considérations théoriques sont attestées par les observations. Deux paramètres sont utilisés pour caractériser le vent stellaire : d’une part sa vitesse terminale (c’est-à-dire la vitesse atteinte par le vent au sommet de l’atmosphère stellaire) et, d’autre part, le taux de perte de masse. Le taux de perte de masse est établi par mesure du flux continu radio détecté autour des étoiles (?) ou par ajustement de raies sensibles aux vents sur des spectres UV (Heydari-Malayeri et al. 2002b; Martins et al. 2005,voir page 165) ou sur la raie Hα. On observe une corrélation entre ce taux de perte de masse et la luminosité de l’étoile, comme attendu.

Le mécanisme générant les vents des étoiles massives reposent pour partie sur les ions accélérés par interaction avec une de leur raie : on s’attend donc à ce que les caractéristiques des vents stellaires dépendent de la composition chimique de l’étoile, c’est à dire sa métalli-cité. Les premières études sur l’influence de la métallicité sur la vitesse terminale des vents stellaires montrent, aussi bien théoriquement qu’observationnellement, une tendance à avoir des vitesses terminales moins grandes lorsque la métallicité diminue. De même, la perte de masse est plus faible dans les environnements moins métalliques car le mécanisme d’éjection est moins efficace (?).

Chapitre 2

Observations

A la distance des Nuages de Magellan, un objet de taille ∼ 1pc a un diamètre apparent de l’ordre de 3 à 4′′. Ce sont donc des sources dont les structures ne pourront a priori être explorées qu’à l’aide de télescopes spatiaux, d’optiques adaptatives ou d’interféromètres. De plus, l’importante extinction locale masque la luminosité des étoiles en formation et demande l’utilisation de grands télescopes afin de détecter les étoiles les plus enfouies.

2.1 New Technology Telescope (NTT)

Le NTT est un télescope opérant dans le visible et le proche infrarouge sis à La Silla (Chili). Il est en quelque sorte le prototype des instruments qui constituent aujourd’hui le VLT. Son diamètre de 3.58 m le plaçait à l’époque de sa construction parmi les plus grand télescopes en fonctionnement, mais ce sont surtout les choix technologiques liés à son statut de prototype qui en font, encore aujourd’hui, un instrument de pointe : son miroir mince est associé à une optique active et son système de contrôle est identique à celui du VLT.

Les instruments actuellement installés au foyers du NTT préfigurent eux aussi les prin-cipaux instruments de première génération du VLT : EMMI (ESO Multi-Mode Instrument) combine imagerie et spectrographie dans l’optique, comme FORS 1 et 2, et SofI (Son of Isaac) revendique sa parenté avec l’imageur et spectrographe dans le proche infrarouge ISAAC.

Nous avons utilisé EMMI à plusieurs reprises pour obtenir des spectres stellaires et né-bulaires. Cet instrument a la particularité d’utiliser deux détecteurs différents, l’un optimisé pour les longueurs d’ondes entre 3000 et 5000 Å et l’autre pour les longueurs d’onde de 4000 à 10000 Å. Dans le rouge, le détecteur est composé de deux CCD 2048×4096 munis chacun de 2 amplificateurs, ce qui donne 4 segments d’image à assembler, mais permet une bonne couverture de la longueur de la fente et un bon échantillonage pour les larges bandes passantes. Le CCD bleu est un CCD unique 1024 × 1024 muni de pixels environ 2 fois plus larges, ce qui compense la perte de sensibilité lié aux longueurs d’onde courtes.

Les spectres nébulaires ont un domaine choisi de façon à ce que les raies principales (Hβ λ4861, [OIII] λ4959 – 5007, Hα λ6543) soient visibles, ce qui implique un domaine

38 CHAPITRE 2. OBSERVATIONS

de longueur d’onde d’au moins ∼ 2000 Å, centré vers 5700 Å. En revanche, les spectres destinés à la classification spectrale des étoiles doivent inclure les raies servant de critères : principalement, pour les étoiles O, les raies NIVλ4058, HeIλ4388, HeIλ4471, HeIIλ4541, NIII λ4634, NIV λ4640, et HeII λ4686. La largeur du domaine requis est donc de l’ordre de ∼ 800 Å, centré vers 4300 Å.

Les modes d’observation les plus proches de nos contraintes sont, pour le nébulaire, sur le détecteur rouge avec le réseau n˚8 (disp. 0.79Å/pix, largeur du domaine de longueur d’onde 2520 Å) , et pour le nébulaire sur le détecteur bleu avec le réseau n˚12 (disp. 0.92Å/pix, largeur du domaine de longueur d’onde 900 Å).

SuSI2 (Superb Seeing Imager) est un imageur CCD dans le domaine optique, destiné à échantilloner correctement les images obtenues dans les meilleures conditions de seeing rencontrées à La Silla. Il succède en cela à SuSI, qui l’a précédé au foyer Nasmyth A du NTT. Fondé sur le même principe (imageur CCD au foyer f/11 après une réflexion), il bénéficie des progrès en matière de CCDs et offre une surface sensible 4 fois plus grande grâce à deux CCDs 2048 × 1024. La surface correspondante sur le ciel est ainsi portée à 5.′5 × 5.′5. Au cours de notre utilisation de SuSI2, nous avons néanmoins préféré centrer nos objets sur l’un des deux CCD au lieu de le centrer sur le champ : en effet, les deux détecteurs ne sont pas exactement jointifs et laissent un espace équivalent à ∼ 100 pixels : dans ces conditions une partie de l’information est perdue sur chaque pose. Bien qu’il soit possible de reconstituer l’image en modifiant le pointage d’une pose à l’autre puis en coadditionnant les poses individuelles, la dégradation du rapport S/B dans cette zone de l’image est inévitable et nous avons préféré éloigner nos objets de celle-ci.

Chaque pixel correspond à 0.′085 sur le ciel. Un seeing de l’ordre de 0.′′5 correspond donc à environ 6 pixels FWHM, ce qui reste un bon échantillonage pour la PSF. Il est d’ailleurs proposé, dans le but d’améliorer le rapport S/B, de grouper les pixels 4 à 4 (binning 2 × 2). Cette option n’est néanmoins pas recommandée dans notre cas : nos objets sont brillants et nous voulons nous réserver la possibilité de déconvoluer l’image par la suite, ce qui marche d’autant mieux que l’image est résolue.