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Couplage Accrétion/Éjection
Il est notoire, depuis maintenant plusieurs décennies, que l’éjection de jets est indisso-ciable de l’accrétion de matière. Ce couplage accrétion/éjection se manifeste partout dans l’Univers et à toutes échelles de masse et d’énergie. L’activité d’accrétion des binaires, et no-tamment des microquasars, est une excellente illustration de ce lien très intime.
Activité des binaires X
Les microquasars sont des sources variables alternant entre longues et durables phases d’inactivité (ou d’accrétion très faible) et phases d’accrétion intenses beaucoup plus spora-diques et concises (années, décennies vs semaines/mois ; voir Figure 1.6). Ces grandes pé-riodes d’inactivité sont appelées états quiescents ou quiescence. Pendant ces phases, la lu-minosité des microquasars est extrêmement faible (»1032 erg.s¡1; Fender et al., 2004) et, du fait de la très faible d’accrétion, les jets sont très difficilement détectables 7. Les phases ac-tives, elles, sont appelées éruptions ou phases éruptives. Une éruption est marquée par une augmentation brutale de la luminosité de la source (&1038 erg.s¡1 Fender et al., 2004). Son origine est supposée liée à un changement drastique des propriétés du disque d’accrétion (viscosité, ionisation de l’hydrogène), résultant en une forte augmentation du taux d’accré-tion dans ses parties internes. Elle dure en général quelques mois et suit un cycle bien précis pendant lequel la luminosité et la dureté X (à savoir le ratio entre photons X durs et photons X mous) de la source varient. Ce cycle, encore assez mal compris aujourd’hui, est souvent représenté dans la littérature sous la forme d’un diagramme dureté-intensité (aussi appelé diagramme HID, voir Figure 1.7).
Phase éruptive et états spectraux
Au cours d’une éruption, une source traverse plusieurs périodes durant lesquelles son taux d’accrétion moyen, ses propriétés spectrales et temporelles et son activité d’éjection évoluent de manière importante. Ces différentes périodes sont matérialisées par 4 états spec-traux différents : l’état dur, l’état dur intermédiaire, l’état mou et l’état mou intermédiaire. Une phase éruptive canonique débute par l’état dur, puis passe progressivement par les états dur intermédiaire, mou intermédiaire, mou pour revenir à l’état dur par le biais d’un second passage dans l’état dur intermédiaire (à plus basse luminosité que le premier, voir ci-dessous).
État dur (aussi HS pour Hard state)
Un cycle débute (et prend fin) dans l’état dur. Cet état est lié, comme son nom l’indique, à une grande dureté X et à des taux d’accrétion relativement faibles. Cette faible activité a pour effet de tronquer le disque d’accrétion à environ »50-100rg de l’objet central. Du point de vue spectral, une composante non-thermique prenant la forme d’une loi de puissance d’indice ¡ »1.8-2 est générée. Cette composante domine le spectre X de la source et s’étend jusqu’à »100keV où elle subit une coupure exponentielle. Son origine est encore aujourd’hui large-ment débattue, une interprétation possible serait la formation, au voisinage de l’objet, d’un flot d’accrétion interne apparenté à une « couronne chaude et optiquement mince » com-posée d’électrons très énergétiques (»50-100keV) (Gilfanov, 2010). L’état dur est également caractérisé par la présence d’un jet continu et compact signalé par un spectre radio approxi-mativement plat (plat ou légèrement croissant avec la fréquence) (Corbel et al., 2000; Fender et al., 2000; Corbel and Fender, 2002), caractéristique spectrale d’intérêt majeur dans l’étude des jets relativistes (voir Section 1.3.1). Du point de vue temporel, l’état dur est associé à une forte variabilité X pouvant atteindre jusqu’à 30% rms entre 0.01 et 100 Hz (voir Figure 1.8).
État dur intermédiaire (aussi HIMS pour Hard intermediate state)
Puis, la luminosité augmente à mesure que l’activité d’accrétion s’intensifie et la source progresse dans la branche droite du diagramme HID : on entre dans l’état dur intermédiaire.
À ce stade, on commence à détecter la signature thermique provenant du disque d’accrétion ayant pour conséquence le ramollissement du spectre X. Cette composante correspond à une émission de type corps noir 8 dont le maximum est atteint vers les centaines d’électron-volts. Dans le même temps, l’indice de la loi de puissance non-thermique croît de manière significative. Le phénomène similaire est rapporté du côté de l’émission radio qui démontre un spectre légèrement plus inversé que dans l’état dur (Fender et al., 2004). Côté jet, il semble que la vitesse des éjections augmente pour atteindre des domaines encore plus relativistes (Fender et al., 2004). Enfin, le spectre de puissance X de l’état dur intermédiaire présente des fréquences caractéristiques plus élevées que dans l’état dur 9.
État mou intermédiaire (aussi SIMS pour Soft intermediate state)
La transition entre l’état dur intermédiaire et l’état mou intermédiaire se fait à des ni-veaux de luminosités relativement constants. Cette constance n’est cependant pas du tout représentative des nombreux changements opérés au sein de la source. Premièrement, le spectre X de la source se ramollit considérablement si bien que la composante spectrale du disque d’accrétion domine maintenant la composante de la loi de puissance non-thermique. La température du bord interne du disque augmente, indiquant un rayon interne bien plus petit qui se rapproche de la dernière orbite stable du trou noir. Deuxièmement, on constate une disparition progressive du jet dans les spectres, représentée virtuellement par ce que l’on nomme la ligne de jet (voir Figure 1.7). Le jet perd son aspect compact et l’on observe généralement des éjections discrètes très brillantes avec un spectre synchrotron optique-ment mince.
État mou (aussi SS pour Soft state)
L’état mou intermédiaire prend fin quand la luminosité de la source entame sa retombée, cette dernière entre alors dans l’état mou. Dans cet état, la source présente un spectre X très mou complètement dominé par l’émission thermique du disque d’accrétion (qui se confond maintenant -potentiellement- avec la dernière orbite stable du trou noir central). La compo-sante non-thermique, elle, y est quasi-totalement effacée. Le jet est totalement absent, la question de savoir si celui-ci disparaît complètement ou est simplement radiativement inef-ficace se pose encore aujourd’hui. Ce phénomène pourrait être intimement lié à l’évolution de la variabilité X qui est nettement plus faible dans cet état spectral (Drappeau et al., 2017). Le spectre de puissance reste faible, ne présentant qu’une loi de puissance d’amplitude très inférieure à celle observée dans les états dur et dur intermédiaire. Lorsque la source atteint de nouveau les basses luminosités observées au début du cycle éruptif, la dureté du spectre X augmente de nouveau et l’on repasse par un état dur intermédiaire. Une fois revenue dans l’état dur, l’éruption prend fin.
Corrélation radio/X
Le couplage entre accrétion et éjection de matière se reflète également aux travers de cor-rélations entre différents domaines de longueur d’onde lorsque le microquasar évolue dans l’état dur. Le cas le plus marquant est la connexion particulièrement étroite entre l’émis-sion radio, intrinsèquement liée à l’émission du jet compact, et l’émission X reliée, elle, au flot d’accrétion. Elle se présente sous la forme de deux branches : la branche standard et la branche singulière (voir Figure 1.9) 10. La première branche, historique, relie la luminosité radio à la luminosité X sur plus de 6 ordres de grandeur sous la forme d’une loi de puissance tel que : LR=L 0X.7 (Hannikainen et al., 1998; Corbel et al., 2000, 2003; Gallo et al., 2003; Corbel et al., 2013; Gallo et al., 2014). De manière assez saisissante, cette corrélation ne s’applique pas seulement au cas des microquasars mais reste tout à fait pertinente quand étendue aux trous noirs supermassifs au centre des galaxies (en apportant tout de même un terme cor-rectif lié à la masse du trou noir), soit sur »8 ordres de grandeur en masse. On parle de plan fondamental des trous noirs accrétants (Merloni et al., 2003; Falcke et al., 2004). La seconde branche, comme son nom l’indique, rassemble toutes les sources qui ne suivent pas la pente standard à cause d’une luminosité radio plus faible à luminosité X équivalente. Elle est plus pentue que la corrélation standard de sorte que l’on trouve : LR=L 1X.0¡1.4 (Coriat et al., 2011; Gallo et al., 2012).
Plusieurs explications ont été avancées pour expliquer la différence entre les deux com-portements observés. Une première réponse suppose une différentiation du régime d’accré-tion entre les deux branches. La branche standard serait apparentée à un mécanisme d’ac-crétion radiativement inefficace tandis que la branche singulière serait le témoin de flots d’accrétions radiativement efficaces. Cette plus grande efficacité résultant naturellement en une luminosité X plus élevée. D’autres observent une différence dans l’amplitude des fluc-tuations du flot d’accrétion entre les deux branches, faisant alors germer l’idée que la diver-gence aurait pour origine l’émission du jet (Dinçer et al., 2014). La branche standard mon-trant une variabilité X bien plus importante que la branche singulière menant alors à des éjections bien plus lumineuses en radio. Si démontré, un tel phénomène serait alors en ac-cord total avec le modèle des chocs internes et notamment le modèle développé par Malzac, 2014 (voir sous-section 1.3.2). Enfin, on propose aussi un impact direct de l’angle d’incli-naison sur les émissions radios, les sources présentant des angles faibles étant associées à la branche standard et les sources à grande inclinaison à la branche singulière (Motta et al., 2018).
Émission des jets relativistes
Les jets relativistes émettent dans la quasi-totalité du spectre électromagnétique, du do-maine radio jusqu’aux rayons °. Leur composante spectrale étant cependant dominée par le disque d’accrétion ainsi que l’étoile compagnon, ils sont essentiellement détectés par les instruments radio et proche infrarouge. Comme mentionné un peu plus tôt, l’émission radio des jets compacts prend la forme caractéristique d’un spectre plat (fi » 0, pour une densité de flux F” /”fi) dans l’état dur. Le modèle théorique standard expliquant ce phénomène fut développé par Blandford and Königl, 1979.
Le modèle standard
Les fondements
Le modèle standard de Blandford et Königl s’applique dans le cadre d’un jet à géomé-trie conique dont l’axe de propagation fait un angle µ avec la direction de l’observateur. Par soucis de simplicité, cet angle est considéré suffisamment grand pour pouvoir raisonnable-ment négliger 11 tout effet d’aberration relativiste. La vitesse du plasma dans la direction de propagation y est supposée constante et est associée au facteur de Lorentz du mouvement d’ensemble, ¡moy, tel que : flmoy ˘ (1¡¡¡moy2)1/2. Tout effet de confinement du jet y est négligé, laissant l’expansion latérale du jet totalement libre. On considère également un champ magnétique perpendiculaire à l’axe du jet, gelé dans le plasma et décroissant à mesure que le jet s’étend. Par conservation du flux de Poynting, il vient que B varie en r¡1.
Ce modèle théorique explique l’émission multi-longueurs d’onde du jet via l’émission synchrotron auto-absorbée d’électrons relativistes. Ces électrons ont une distribution non-thermique prenant la forme d’une loi de puissance d’indice p tel que : N(E)dE ˘ K E-pdE (1.9) avec E=°mc2, l’énergie d’un électron de facteur de Lorentz ° 12, N(E), la densité volumique d’électrons d’énergie E (exprimée en cm¡3), et K la constante de normalisation (Kaiser, 2006). Cette distribution s’étend de °min à °max et est supposée nulle (ou chutant drastiquement) en dehors de ces limites. Elle est ici obtenue par le biais d’un mécanisme d’accélération indé-terminé, interne au jet, invoqué pour ré-énergiser les électrons tout au long de leur propaga-tion. Ce processus contrebalance parfaitement les pertes en énergie, conséquences directes du rayonnement et de l’expansion adiabatique du jet dans le milieu interstellaire, et joue le rôle de stabilisateur de la distribution des électrons. Les bornes °min et °max ainsi que l’in-dice p sont ainsi maintenus à des valeurs constantes dans tout le jet.
En revanche, il n’en est pas de même de la « constante » de normalisation K. En effet, à mesure que les électrons progressent dans le jet, on s’attend à une décroissance de la den-sité de particules causée par la géométrie conique. Cette décroissance impacte directement la normalisation K qui devient alors de plus en plus faible. Un plasma évoluant à vitesse constante dans la direction de l’axe du jet implique qu’un élément de volume ¢V en pro-pagation le long du jet ne peut s’étendre que dans la direction radiale. Par conséquent, on obtient ¢V/r2 duquel on déduit K /r¡2 par conservation de l’énergie et du nombre de par-ticules (Kaiser, 2006). Ainsi, en utilisant l’indice 0 pour exprimer les valeurs associées à la base du jet, on obtient, pour un jet s’étendant dans la direction z .
Dans cette équation, la dépendance en fréquence n’intervient que dans la valeur des bornes de l’intégrale, ¿min et ¿max. Toutefois, si l’on fait l’hypothèse d’un jet infini (ou plutôt suffi-samment grand), il est possible d’atteindre ¿min=0 et ¿max=1 dans une bande de fréquences donnée. L’intégrale de la fonction 1.18 se transforme alors en une fonction spéciale, la fonc-tion Gamma, à savoir ici -¡(p+4¡5 ). La densité de flux total devient totalement indépendante de la fréquence (dans la bande considérée) et on obtient le fameux spectre plat, caractéristique des observations des jets compacts.
Cette platitude est la conséquence directe du changement des propriétés physiques au sein du jet durant la propagation des électrons. En effet, l’équation 1.17 nous indique que ¿” »1 est atteint pour des fréquences de plus en plus basses à mesure que les couches s’éloignent de la base du jet. On comprend donc facilement que plus une couche est proche de la base, plus sa SED associée verra son maximum situé à hautes fréquences. Cette connexion entre régime optiquement mince et optiquement épais, aussi appelée cassure ou break, se décale alors petit à petit vers les basses fréquences à mesure que les particules poursuivent leur propagation. Il en résulte une superposition de SEDs dont l’alliage définitif forme un spectre dans lequel les branches optiquement mince et épaisse se retrouvent partagées de part et d’autre d’une composante plate (voir Figure 1.11). Cette composante est bornée par deux fréquences de coupure caractéristiques, ici nommées ”ext et ”break, respectivement re-liées au maximum des SEDs des couches les plus lointaines et des couches les plus proches tel que ¿min(”ext) »1 et ¿max(”break) »1.
Dans le modèle de Blandford et Königl, le spectre du jet compact présente également une fréquence butoir, ”max, au delà de laquelle la densité de flux total décroît exponentiel-lement. Cette fréquence particulière est associée à l’émission, au niveau de la base du jet, des électrons les plus énergétiques de la distribution. Il est possible de l’estimer en utilisant l’expression de la fréquence critique du rayonnement synchrotron d’un électron :
Les limites
– Un mécanisme chimérique :
Bien qu’il soit encore aujourd’hui le modèle théorique principal pour expliquer l’émission multi-longueurs d’onde des jets relativistes, le modèle standard présente des failles impor-tantes. La plus flagrante repose sur l’introduction d’un mécanisme d’accélération indéfini dont le but est de contre-balancer les pertes en énergie des électrons et ainsi figer la loi de puissance. Or, cette non-prise en compte du refroidissement des électrons par pertes adia-batiques et pertes dues au rayonnement mène, à elle seule, à l’apparition de la composante plate dans les spectres. La prise en compte de ces pertes menant à des spectres radios for-tement (ou au mieux légèrement) inclinés au vu des hypothèses établies. Il apparaît alors absolument impératif d’apporter un vrai mécanisme d’accélération ou de modifier ces hy-pothèses (et notamment la géométrie du jet) afin de corriger ce problème majeur.
– Les effets relativistes :
Comme décrit plus tôt, le modèle de Blandford et Königl établit des hypothèses simplifica-trices dans le but de préserver le caractère analytique de ses équations. C’est notamment le cas avec les effets relativistes, et de surcroît, avec les effets d’aberration de la lumière pour lesquels on suppose ici un angle µ entre l’axe du jet et la ligne de visée de l’observateur suf-fisamment grand. Ainsi, ne sont prises en compte dans ce modèle, toutes les sources à faible angle d’inclinaison, à savoir les blazars et microblazars. De telles omissions apportent in-évitablement des erreurs dans la détermination des propriétés des jets avec notamment, en première ligne, leur puissance. Il est toutefois important de noter qu’il existe des versions modernes du modèle dans lesquelles ces effets sont pris en compte (Zdziarski et al., 2016).
Le modèle de chocs internes
Principe
Le modèle de chocs internes est un modèle, originalement développé dans le champ de recherche des sursauts gammas (Rees and Meszaros, 1994; Daigne and Mochkovitch, 1998), appliqué aux NAGs (Rees, 1978; Spada et al., 2001) et aux XRBs (Kaiser et al., 2000; Jamil et al., 2010)afin de répondre aux problèmes énergétiques du modèle de Blandford et Königl. Il pro-pose d’expliquer la ré-accélération des électrons au cours de leur propagation dans le jet au moyen d’ondes de choc. Pour produire de telles ondes, on suppose que les couches de jets considérées dans le modèle standard sont en réalité éjectées à la base du jet avec des fac-teurs de Lorentz aléatoires sur des échelles de temps t »tdyn. De cette manière, les couches les plus rapides rattrapent les couches les plus lentes conduisant à de multiples collisions et finalement à la formation d’ondes de chocs qui convertissent l’énergie cinétique de ces couches en énergie interne. Une fraction non déterminée de cette énergie interne est alors utilisée pour ré-accélérer les particules et stabiliser la distribution des électrons, menant à l’émission multi-longueurs d’onde des jets (voir Figure 1.12). En outre, le mécanisme d’accé-lération par chocs relativistes produit les distributions en loi de puissance des électrons les plus compatibles avec les observations, avec des indices de l’ordre de p »2.3 (Gallant et al., 1999; Achterberg et al., 2001) quand les spectres optiquement minces des éjections discrètes requièrent des indices p » 2-2.4.
Spectres de puissance
La caractéristique principale des modèles de chocs internes réside dans le fait que le profil de dissipation d’énergie, et par extension, la forme du spectre multi-bandes final sont quasi-entièrement contrôlés par les fluctuations de vitesses utilisées pour éjecter les couches à la base du jet (voir Figure 1.13). Tout autre paramètre physique, à l’exception de l’indice de la distribution en loi de puissance des électrons, ne pouvant au mieux que décaler la SED résultante en normalisation et en fréquence. Un spectre de puissance concentré vers les basses fréquences mènera à des dissipations à des distances lointaines du trou noir tan-dis qu’un PSD piquant dans les hautes fréquences entraînera des dissipations plus proches de la base du jet (Malzac, 2014). Le champ magnétique et la densité des leptons étant plus faibles à large distance, il vient que les photons émis, associés aux dissipations lointaines, se-ront moins énergétiques que les photons émis à la base du jet. Grossièrement, deux couches rentrant en collision très rapidement après leurs propulsions mèneront à l’émission de pho-tons infrarouges quand un choc plus lointain produira lui principalement des photons dans le domaine radio. Comprenant ceci, il devient manifeste que ce modèle est alors capable de reproduire n’importe quelles SEDs, y compris les spectres radios plats des observations, pour peu de choisir les fluctuations de facteur de Lorentz idoines.
Table des matières
Introduction
1 Astrophysique des jets relativistes
1.1 Objets compacts et accrétion
1.2 Couplage Accrétion/Éjection
1.3 Émission des jets relativistes
1.4 Instruments d’intérêt
2 Modélisation de l’émission du jet compact deMAXI J1836-194
2.1 MAXI J1836-194
2.2 Le modèle de chocs internes ishem
2.3 Modélisation
2.4 Étude de la dégénérescence
2.5 Conclusions de l’étude
3 Limites de l’étude et perspectives
3.1 Le refroidissement des particules
3.2 L’incidence de l’angle d’inclinaison
Conclusion
A Publications
A.1 En tant que premier auteur
A.2 En tant que co-auteur
Bibliographie
