Recensement : catalogues, corrélations croisées et mises a jour

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Composition et caractéristiques

L’hydrogène est l’élément le plus abondant de l’univers, et on le retrouve en grandes quantités sous sa forme H2 dans les nuages moléculaires. Cela n’exclut pas la présence (en quantités in-fimes) de molécules plus complexes à base de carbone, azote, oxygène, soufre, etc. Le monoxyde de carbone est par exemple l’une de ces molécules les plus abondantes, mais reste tout de même minoritaire face à l’hydrogène (n(HII)/n(CO) ’ 105). Dans la Voie Lactée, il existe deux grands types de nuages : les nuages moléculaires diffus et les nuages moléculaires géants.

La taille typique d’un nuage moléculaire diffus est de l’ordre de quelques parsecs (pour rappel, le diamètre de la Voie Lactée est supérieur à 30 000 parsecs) et il y règne une température d’environ 10 K. Ils sont localisés dans le disque galactique, sans pour autant être obligatoirement liés aux bras spiraux, ces régions plus denses et propices à la formation d’étoiles. La densité de HII y varie entre 100 et 1 000 cm¡3.

Les nuages moléculaires géants sont quant à eux bien plus grands, pouvant s’étendre sur des distances de plusieurs dizaines de parsecs (Murray 2011). Ils sont liés aux bras spiraux de la Voie Lactée et aux régions HII, et leur densité peut atteindre les 10 000 cm¡3.

Ces nuages ne sont pas pour autant complètement homogènes. Ils présentent notamment des régions plus denses sous forme de noyaux ou de filaments. On y trouve aussi des sources ponc-tuelles, obscurcies par le matériel environant, dont la variabilité indique qu’elle sont des étoiles en formation, portant le nom de T-Tauri.

Effondrement des nuages

Une étoile résulte de la condensation d’une grande quantité de gaz dans un faible volume. Pour passer d’un nuage de plusieurs parsecs à une étoile 40 millions de fois plus petite, il est né-cessaire de passer par une phase dynamique de contraction. Ainsi, l’équilibre des nuages molécu-laires est précaire, et il existe différents moyens d’expliquer comment se déclenche l’effondrement.

Instabilité de Jeans

Le modèle le plus simple considère que les nuages sont soumis à deux forces : la pression du gaz, et sa propre gravité. La pression, qui tend à dilater le nuage, entre en compétition avec son poids, qui lui tend à comprimer le nuage sur lui-même. Ainsi, l’effondrement s’amorce lorsque la gravité prend le dessus sur la pression. À partir de ce postulat, Jeans établit un critère (eq. 1.1) sur la masse maximale d’un nuage de gaz sphérique de densité homogène ‰ et à la température T :

MJeans ˘ µ 3 ¶ 1/2 µ RT ¶ 3/2 µ 1 ¶ 1/2

(1.1)

4…„G‰

avec „ la masse moléculaire moyenne du gaz et R la constante des gazs parfaits. Dans ce mo-dèle, une région HII avec une densité n=1 000 cm¡3 et une température de 10 K ne peut pas dé-passer la masse critique de ’25 Mfl sans devenir instable et s’effondrer sur elle-même.

Facteurs extérieurs Les nuages moléculaires sont des structures qui font partie intégrante de la galaxie, et sont donc soumis à des interactions extérieures diverses. Un nuage seul ne peut s’effondrer si sa masse est trop faible ; cependant, la collision de deux nuages peut engendrer une surdensité qui amor-cera leur effondrement. L’énergie nécessaire peut aussi être apportée par le vent intense d’étoiles supergéantes, ou même par des éjectas collimatés provenant d’étoiles en formation. Pour autant, l’importance relative de ces mécanismes est encore à l’étude, et il se peut aussi bien qu’une colli-sion trop intense soit au contraire néfaste et disperse le nuage, empêchant alors sa contraction.

Freins à la formation stellaire La prédiction du taux de formation stellaire engendrée par la seule instabilité gravitationnelle des nuages interstellaires est environ dix fois supérieure au taux de formation observé. Il existe en effet des mécanisme supplémentaires qui tendent à empêcher la condensation des nuages en étoiles.

Un écoulement turbulent possède un champ de vitesse tourbillonnaire dont l’orientation, la taille et la localisation varient dans le temps de manière imprévisible, et ce à toutes les échelles. C’est donc un mécanisme qui permet le transport d’énergie de l’échelle macroscopique à l’échelle microscopique. Il est prédit que ce phénomène puisse dissiper l’énergie mécanique de l’effondre-ment d’un nuage interstellaire de manière significative, et participer au frein à la formation d’étoile (Klessen et al. 2000). En pratique, son rôle est toujours mal connu et son poids face à l’action du champ magnétique reste à déterminer.

Le champ magnétique joue un rôle majeur dans la dynamique d’un nuage interstellaire en ef-fondrement. Bien qu’ils soient dénommés « moléculaires », ces nuages comportent toujours une certaine fraction de particules chargées qui sont sensibles au champ magnétique. Ce champ qui règne dans la galaxie toute entière tend à s’opposer au mouvement des ions du nuage en effon-drement, tandis que les ions en mouvement tendent à créer leur propre champ magnétique. Si les particules neutres ne sont pas affectées directement par le champ magnétique, elles le sont indi-rectement par le biais de collisions avec les ions. Le champ magnétique peut donc supporter un nuage moléculaire, et augmenter sa masse critique d’effondrement jusqu’à mille fois la masse de Jeans correspondante.

Proto-étoiles et jeunes étoiles

Lorsque l’effondrement d’un nuage moléculaire s’amorce, c’est souvent en se fragmentant en sous-structures plus denses sous forme de filaments. Dans l’hypothèse où, lors de cette phase, la gravité domine largement toutes les autres forces en jeu, on peut faire l’approximation que le matériel du nuage est en chute libre sur lui-même. Le temps caractéristique de chute libre pour une coquille spherique homogène est proportionnelle à ‰¡1/2. Un filament dont le cœur est plus dense que la périphérie aura donc tendance à s’effondrer de l’intérieur, c’est-à-dire que le cœur s’effondre avant les régions extérieures.

L’effondrement s’achève lorsque le cœur a formé un corps en équilibre hydrostatique (la pres-sion contrebalance parfaitement la gravité), appellé proto-étoile. Le matériel restant s’organise autour de la proto-étoile, opacifiant son rayonnement au point où il est très difficile de les obser-ver dans le domaine visible.

La proto-étoile peut alors accréter graduellement le matériel résiduel, et dans le modèle stan-dard de formation stellaire c’est de là qu’elle tire la majorité de l’énergie qu’elle rayonne. Ainsi, on peut définir son temps caractéristique d’évolution (eq. 1.2) en faisant le rapport de son énergie gravitationelle par la puissance rayonnée, que l’on appelle temps de Kelvin-Helmholtz :

1 GM2

tKH ˘ (1.2)

2 RL

avec M, R et L respectivement la masse, le rayon et la luminosité de la proto-étoile. Ce temps est de l’ordre de la dizaine de millions d’années pour une proto-étoile de 1 Mfl, ce qui représente environ 1% du temps de vie total d’une étoile de la même masse.

1.3 Séquence principale

On dit qu’une étoile atteint la séquence principale lorsque la température et la pression en son cœur sont suffisantes pour enclencher la réaction de fusion de l’hydrogène en hélium. Le moteur de l’étoile passe alors de l’énergie gravitationnelle à l’énergie nucléaire. Il se crée un équilibre entre la production d’énergie au cœur et la dissipation par rayonnement à la surface, et entre la force de gravitation et les forces de pression alimentées par le moteur central. Le transport de l’énergie depuis le centre vers la surface se fait par convection, par radiation ou par un mélange des deux. Une étoile isolée passera environ 90% de sa vie en séquence principale.

Les étoiles en général se comportent d’une manière très proche à celle d’un objet fictif appellé corps noir (d’abord conceptualisé par Kirchhoff 1860). Cet objet, purement théorique, est consti-tué de matière en équilibre avec son propre rayonnement, et la puissance totale qu’il rayonne dépend uniquement de sa température et de sa surface extérieure. On peut définir la température effective d’un corps noir sphérique de rayon R à partir de sa puissance rayonnée selon la loi de Stefan (eq. 1.3) :

L ˘ 4…R2¾Te4 f f (1.3)

avec ¾ la constante de Stefan.

Diagramme de Hertzsprung-Russel

Construire un diagramme de Hertzsprung-Russel (HR), c’est représenter une population d’étoiles selon leur luminosité totale en fonction de leur température effective (Fig. 1.1). Ce type de repré-sentation fait appraître les étoiles en séquence principale le long d’une diagonale, où les étoiles les plus chaudes sont les plus lumineuses, et inversement. Cette dépendance directe température-luminosité se retrouve aussi lorsque l’on regarde le rayon ou la masse des étoiles en séquence principale. Pour des étoiles dans le domaine de masse ¨ 1 Mfl, on trouve que L / M3.5 ou bien que

R / M1/2. La faible dispersion des étoiles en séquence principale autour de cette diagonale vient du rôle prépondérant de leur masse dans la création d’énergie en leur cœur ainsi que sur le transport de celle-ci vers leur surface. Les étoiles qui se détachent significativement de cette diagonale ont entamé la phase finale de leur vie, qui a lieu sur des temps bien plus courts que le temps passé en séquence principale.

Table des matières

Table des matières
Introduction Générale
I Partie introductive
1 Évolution stellaire
Introduction, bref historique
1.1 Nuages moléculaires
1.2 Proto-étoiles et jeunes étoiles
1.3 Séquence principale
1.4 Fin de vie et objets compacts
1.5 Temps de vie caratéristique des étoiles
Conclusion
2 Systèmes binaires et interactions
Introduction et bref historique
2.1 Formation de couples stellaires
2.2 Généralités sur l’accrétion
2.3 Couples en interaction : les binaires X
2.4 Chemins évolutifs passant par le stade de binaire X
2.5 Fin de vie et couples d’objets compacts
Conclusion
3 Messagers astrophysiques
Introduction, bref historique
3.1 Ondes électromagnétiques
3.2 Neutrinos
3.3 Ondes gravitationnelles
Conclusion
4 Observables du domaine électromagnétique
4.1 Photométrie
4.2 Spectroscopie
II Recenser les systèmes binaires X connus
Introduction de la deuxième partie
5 Recensement : catalogues, corrélations croisées et mises a jour
5.1 Les catalogues
5.2 Corrélation croisée
5.3 Corrélation avec l’Observatoire Virtuel
5.4 Projet Gaia HMXB
5.5 Résultats du recensement des binaires accrétantes
Conclusion de la deuxième partie
La liste des binaires X dans la Voie Lactée et les Nuages deMagellan
III Identifier la nature de sources X
Introduction de la troisième partie
6 Données observationnelles en infrarouge proche
6.1 L’échantillon de sources X à identifier
6.2 Stratégies d’observation et de réduction des données
6.3 Acquisitions et extraction des observables
7 Identification des sources
7.1 Méthode d’identification
7.2 Estimation de la distance pour les binaires galactiques
7.3 Example d’identification : IGR J13020¡6359
8 Résultats et discussions
8.1 Sources identifiées
8.2 Compatibilité statistique de l’échantillon
Conclusion de la troisième partie
L’article publié dans Astronomy & Astrophysics
IV Révéler l’environnement d’une binaire obscurcie :
IGRJ16318-4848
Introduction de la quatrième partie
9 Données observationnelles en optique, infrarouge proche et moyen
9.1 Spectroscopie visible/infrarouge : VLT/X-Shooter
9.2 Spectroscopie infrarouges moyens : Spitzer
9.3 Photométrie infrarouges lointains : Herschel
10 Un environnement complexe révélé par la spectroscopie d’X-Shooter
10.1 Abondance relative entre hydrogène et hélium
10.2 Bandes interstellaires diffuses
10.3 Profils P-Cygni
10.4 Profils en plateau
10.5 Profils en double pics
10.6 Profils fins
10.7 Raie H®
10.8 Résumé des informations dérivées à partir de la spectroscopie X-Shooter
10.9 Inclinaison du système
10.10Estimation de la distance
11 Distribution spectrale d’énergie large bande
11.1 Description des données
11.2 Géométrie attendue
11.3 Contribution du disque
11.4 Contribution du rebord interne du disque
11.5 Contribution de l’étoile centrale
11.6 Méthode de rougissement artificiel des données
11.7 Résumé, méthode et hypothèses
11.8 Résultats de l’ajustement de la SED
11.9 Discussions sur les résulats d’ajustement de la SED
12 Modélisation d’atmosphère stellaire
12.1 Le code PoWR
12.2 Résultats
12.3 Discussions
Conclusion de la quatrième partie
L’article soumis à The Astrophysical Journal
V Caractériser la variabilité d’un microquasar :
Swift J174511.0-262411
Introduction de la cinquième partie
13 Données observationnelles
13.1 Données VLT/ISAAC
13.2 Données VLT/FORS2
13.3 Extraction de la photométrie
13.4 Correction de l’extinction interstellaire
14 Quantités dérivées à partir des nouvelles données
14.1 Magnitude en quiescence
14.2 Période orbitale
14.3 Distance du système
15 Distribution spectrale d’énergie des infrarouges aux X
15.1 Modélisation
15.2 Méthode et résultats de l’ajustement
15.3 Discussion sur les résultats des ajustements
Conclusion de la cinquième partie
L’article soumis dans Astronomy & Astrophysics
Conclusion Générale
Liste complète des références
Bibliographie
Liste des figures
Liste des tableaux