rayonnement γ des noyaux actifs de g

2005 – 2006

UNIVERSITÉ PARIS-SUD XI

RAYONNEMENT γDES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES

LENAIN Jean-PhilippeMaster 2 Recherche Astronomie & Astrophysique

Observatoire de Paris–Meudon

Magistère de Physique Fondamentale 3e année

Responsables de stage : Catherine BOISSONet Hélène SOL

Stage effectué du 03 Avril au 28 Juin 2006

LABORATOIRE UNIVERS ET THÉORIES (LUTH)CNRS – UMR 8102

Rayonnementγ des Noyaux Actifs de Galaxies

Jean-Philippe LENAIN

Avril – Juin 2006

Table des matières

1 Introduction 31.1 Les Noyaux Actifs de Galaxies . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . 31.2 But du stage et résumé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . 41.3 Historique de l’Astronomie aux Très Hautes Energies . . .. . . . . . . . . . . . . . 61.4 L’expérience HESS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . 81.5 Le principe de la détection Cerenkov . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . 91.6 Mouvements superluminiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . 10

2 Modèles d’émission haute énergie des NAG 122.1 Modèles hadroniques et leptoniques . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . 12

2.1.1 Modèle hadronique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 122.1.2 Modèle leptonique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 12

2.2 Codes existants . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . 132.2.1 Jet à grande échelle :SimpleJet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 132.2.2 Blob de plasma :sblob . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142.2.3 Galaxie hôte :eg . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2.3 Calcul du spectre dans le modèle Synchrotron Self-Compton . . . . . . . . . . . . . 152.3.1 Calcul du spectre synchrotron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . 162.3.2 Calcul du spectre Compton inverse . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . 18

2.4 Production de paires par interactionγ–γ et absorption aux très hautes énergies . . . 182.5 Le fond de rayonnement infrarouge des galaxies : absorption et contraintes . . . . . . 19

3 Etude de la BL Lac PKS 2005-489 : vers une famille de paramètres communs ? 213.1 Compilation des données observationnelles sur PKS 2005-489 . . . . . . . . . . . . 23

3.1.1 Corrections des données optiques et infrarouges . . . .. . . . . . . . . . . . 233.1.2 Premiers résultats issus de la recherche bibliographique . . . . . . . . . . . . 24

3.2 Modélisations du spectre de PKS 2005-489 . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . 243.2.1 Données prises après 2000 : état bas . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . 243.2.2 Equipartition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 283.2.3 Modélisation de l’état haut observé par Beppo-SAX en 1998 . . . . . . . . 29

3.3 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. 313.3.1 Discussion sur la variabilité entre X etγ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

3.3.2 Prédiction desγ pour 1998 en étant en-dessous de l’équipartition . . . . . . 31

4 La galaxie M 87 : un nouveau type de sourceγ 334.1 Modifications des codesSimpleJet etsblob . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 354.2 Modélisations SSC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . 37

4.2.1 Discussion sur l’angle d’orientationθ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 374.2.2 Les données utilisées . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . 374.2.3 Scénario “blob-in-jet” . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . 384.2.4 Evasement de la base du jet de M 87 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . 39

4.3 Prise en compte du rayonnement Compton inverse externe .. . . . . . . . . . . . . 434.3.1 Modélisation du spectre de M 87 avec une composante Compton inverse ex-

terne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 444.3.2 Calcul du spectre Compton inverse externe . . . . . . . . . .. . . . . . . . 46

4.4 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . 49

5 Conclusion 52

Remerciements 53

Annexes 55A Influences deγmin sur la modélisation des spectres et sur l’équipartition . . .. . . . 55B PKS 2005-489 : Données antérieures à 1995 . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . 55

Références 59

1 Introduction

1 Introduction

J’ai eu la chance d’effectuer mon stage de Master 2 Rechercheau Laboratoire Univers et Théories(LUTh)1 de l’Observatoire de Paris–Meudon, sous la direction de Catherine BOISSONet Hélène SOL.

Mon travail a consisté à étudier et à modéliser les spectres multi-longueurs d’onde, de la radio autéraélectronvolt (TeV), de deux Noyaux Actifs de Galaxies (NAG) de types différents, un blazar etune radiogalaxie. Une des motivations était de tester les possibilités d’unification des scénarios. Pource faire, j’ai aussi dû adapter les codes déjà existants au LUTh modélisant la distribution spectraled’énergie pour prendre en compte un angle quelconque entre le jet du NAG observé et la ligne devisée, ainsi qu’implémenter l’effet d’un rayonnement de type Compton inverse externe en plus dumodèle Synchrotron Self-Compton déjà existant.

Ce travail s’inscrit dans le cadre de l’expérience internationale HESS (High Energy StereoscopicSystem) qui est un instrument de nouvelle génération d’observation des rayonsγ au téraélectronvolt(TeV). Il s’agit d’un réseau de quatre télescopes de 13m situé en Namibie détectant le rayonnementCerenkov des gerbes cosmiques déclenchées par les photonsγ en interagissant avec l’atmosphèreterrestre. L’équipe dans laquelle j’ai effectué ce stage est impliquée dans le projet HESS et travailleplus particulièrement sur l’étude des NAG et de leur émission multi-longueurs d’onde.

1.1 Les Noyaux Actifs de Galaxies

Une galaxie active est une galaxie qui présente un cœur compact, extrêmement brillant (LBol >1043erg/s), vu de manière quasi ponctuelle et présentant une grande variabilité. Il existe une grandevariété de Noyaux Actifs de Galaxies (NAG) due à une classification non rationnelle mais historique,principalement fonction du redshift et de la technique de détection. Ceci a donné naissance à touteune zoologie suivant la puissance optique, radio, le spectre de raies d’émission, ... : quasars, blazars,BL Lacertae, radiogalaxies (regroupant les galaxies FR I etII selon l’aspect de leur jet), OVV (“Op-tically Violently Variable”), galaxies de Seyfert, ... Le spectre des NAG contient parfois des raiesd’émission larges sur un fond continu non thermique (Seyfert, quasars). Les BL Lac, quant à elles,sont dépourvues de raies d’émission. Les quasars sont plus brillants que les BL Lac et les Seyfert, etsont les objets les plus lointains détectables. Le terme “blazar” se réfère à des objets présentant descaractéristiques de type BL Lac et quasar, généralement forts émetteurs radio, variables et polarisés.

Parmi les critères de classification existants, on peut en particulier ranger tous ces objets en deuxgrandes catégories d’après leurs caractéristiques en radio : les galaxies “bruyantes” en radio (“radioloud galaxies”) et les galaxies “calmes” (“radio quiet galaxies”). Par exemple, les Seyfert sont calmesen radio, alors que les autres types de NAG (radiogalaxies, blazars, BL Lac) sont intenses en radio.

En se basant sur les différentes largeurs des raies d’émission observées dans les galaxies actives, eten particulier dans les galaxies de Seyfert, Antonucci (cf.(1993) pour une revue) a proposé un schémaunifié des NAG : ces différents types de NAG seraient de même nature, mais observés selon des anglesde vue différents. Urry & Padovani (1995) ont étendu le schéma unifié aux différents types de galaxiesbruyantes en radio, celles avec des jets proéminents et/ou des lobes radios (voir la figure 1).

De par l’efficacité des phénomènes et les petits volumes en jeu, le moteur interne des NAG est sansdoute un trou noir supermassif (∼ 107–1010M⊙) au centre de leur galaxie hôte. La matière tombantdans le trou noir forme un disque, appelé disque d’accrétion. Pour plus de détails sur le disque d’accré-

1CNRS – UMR 8102

3

1.2 But du stage et résumé

FIG. 1 – Représentation du schéma unificateur des différents types de NAG se-lon l’angle d’orientation. Les deux grandes catégories sont les sources“bruyantes”, présentant un jet intense en radio, et les sources “calmes” enradio dont le jet radio est beaucoup plus discret.

tion, on peut se référer par exemple à Shakura & Sunyaev (1973). Une partie de l’énergie d’accrétionest évacuée et permet à une partie de la matière de s’échapperen formant deux jets perpendiculairesau disque d’accrétion (voir la figure 2). Ces jets peuvent atteindre des vitesses d’ensemble relativisteset s’étendent sur des distances gigantesques, bien au-delàde la galaxie hôte.

Lorsque l’axe des jets est aligné avec la ligne de visée, la luminosité est amplifiée par effet re-lativiste et le NAG est alors appelé blazar (voir la section 1.6). Avant l’avènement des télescopesCerenkov, le satellite CGRO (Compton Gamma-Ray Observatory) avait détecté une soixantaine deces blazars au GeV (Hartman et al. 1999), mais leurs faibles luminosités aux très hautes énergies lesrendaient pour la plupart indétectables au TeV. Ces sourcessont très variables, et on ne les voyait quelors d’intenses éruptions. HESS arrive à détecter des blazars même en-dehors de leur période d’érup-tion, comme pour PKS 2155-304 (Aharonian et al. 2005c). Comme nous le verrons dans la section 4,HESS a même détecté la radiogalaxie M 87, dont le jet n’estpasaligné avec la ligne de visée. Cecipermet d’espérer pouvoir observer au TeV toute une nouvellegamme de source.


Le rayonnementγ des NAG est émis au voisinage de leur trou noir supermassif central, a priorià la base des jets relativistes. Deux types de modèles tentent d’expliquer cette émission en invoquantsoit des protons très énergétiques, soit des électrons relativistes qui rayonnent enγ par effet Comptoninverse sur un fond de rayonnement de plus basse énergie.

Nous étudions ici la modélisation du rayonnementγ des NAG dans le cadre du modèle dit Syn-chrotron Self-Compton (SSC ; voir la section 2.1.2). Plus particulièrement, nous avons interprété lesnouvelles données de HESS du blazar PKS 2005-489 dans le cadre du modèle SSC pour contraindre

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FIG. 2 – Schéma de la région centrale des NAG. Un trou noir supermassif accrètede la matière, qui forme un disque dans son voisinage immédiat et s’épais-sit sous forme de tore à plus grande distance. Des nuages sonten orbitequasi képlerienne autour du trou noir et forment des régionsprésentantdes raies larges ou étroites dans les spectres. Des jets sontcréés, normauxau plan du disque d’accrétion. D’après Urry & Padovani (1995).

ce modèle. Nous avons compilé les observations des 20 dernières années de ce blazar afin de dégagerdes paramètres récurrents dans la modélisation de sa distribution spectrale d’énergie, par des argu-ments théoriques et observationnels. Nous avons alors trouvé des ensembles de paramètres du modèleSSC permettant de rendre compte de son spectre à une époque donnée. En particulier, nous avons ex-pliqué le spectre de PKS 2005-489 en termes de champ magnétique fort et faible, ainsi qu’en termesde facteurs Doppler différents.

Notre étude du rayonnementγ s’est également portée sur la radiogalaxie M 87. En effet, M 87 estla première source extragalactique détectée au TeV qui ne soit pas un blazar. Son émission au TeV aété suspectée par HEGRA2 et vient d’être confirmée par HESS. M 87 constitue donc un nouveau typede sourceγ, à savoir un NAG dont le jet n’est pas aligné avec notre ligne de visée. Nous avons doncadapté les codes existants au LUTh pour interpréter le spectre de M 87 dans le cadre du modèle SSC.Nous avons également tenté d’interpréter le rayonnementγ de M 87 par un effet Compton inversesur un fond de rayonnement externe aux jets, comme celui dû audisque d’accrétion interne, ou à lacouronne chaude de plasma située au voisinage du disque d’accrétion, ou encore à la BLR (BroadLine Region) qui absorbe et réémet à plus basse énergie le rayonnement du disque d’accrétion.

La BL Lac PKS 2005-489 constitue un cas évident de la présencedu phénomène de “blazar” avec

2HEGRA est un des télescopes Cerenkov précurseurs de HESS, avec CAT etWhipple.

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1.3 Historique de l’Astronomie aux Très Hautes Energies

un jet proche de la ligne de visée, tandis que cela est moins clair dans le cas de M 87 où le jet ne pointepas dans notre direction. Il s’agissait ici de tenter de trouver une modélisation unique pour réunifierces deux classes d’objets.


La volonté d’utiliser le rayonnementγ pour étudier les sources astrophysiques s’est manifestéedès les années 1960. Cependant, l’astronomieγ a dû surmonter des défis expérimentaux importantsen ce qui concerne la sensibilité et la résolution spatiale avant d’enfin voir le jour. En effet, le flux desparticules cosmiques décroissant avec leur énergie, le nombre de photonsγ de très haute énergie estdonc le moins élevé du spectre électromagnétique. De plus, on ne sait pas encore focaliser les rayonsγ et la capacité de charge limitée des fusées fait que la surface collectrice des satellites d’observationγ est par là-même très restreinte. Pourtant, en 1967, les satellites militaires VELA, censés surveillerdes éventuels tests nucléaires, ont pour la première fois détecté les sursautsγ au mégaélectronvolt(MeV). Les satellites SAS-2 et COS-B ont ensuite exploré le domaine entre 100 MeV et quelquesGeV dans les années 1970. Dans les années 1990, CGRO (ComptonGamma Ray Observatory) a faitfaire un bond à l’étude du rayonnementγ en couvrant une large gamme d’énergie, entre 50 keV et30 GeV. Il a entre autres permis d’établir l’origine extragalactique des sursautsγ. Le détecteur EGRET(30 MeV – 30 GeV) à son bord a détecté la présence d’un fond de rayonnementγ de haute énergie,dû à l’interaction des rayons cosmiques avec le milieu interstellaire, et a fourni le premier cataloguedes sourcesγ de hautes énergies, comptant environ 300 sources.

Cependant, le besoin se faisait sentir de pousser l’étude deces sources aux très hautes énergies3, àl’échelle du téraélectronvolt (TeV) afin d’étudier les accélérateurs cosmiques à l’origine du rayonne-mentγ. En effet, ce rayonnement provient d’interactions de particules chargées accélérées à très hauteénergie : dans le cadre du modèle leptonique, des électrons relativistes interagissent avec les rayon-nements présents au voisinage de la source accélératrice par des mécanismes de type synchrotron etCompton inverse. Ces mécanismes sont à l’œuvre dans les sources compactes comme les pulsars, lesplérions et les noyaux actifs de galaxies dont il sera question ici.

Le rayonnementγ de très haute énergie peut aussi provenir de l’interaction des protons et desnoyaux atomiques composant les rayons cosmiques avec le gazinterstellaire, engendrant des mésonsπ0 qui eux-mêmes se désintègrent en émettant deux photonsγ. Il s’agit là du mécanisme hadroniquesans doute présent dans tous les sites d’accélération, comme les restes de supernovæ, les nuagesmoléculaires ou les disques galactiques. Un troisième modede production du rayonnementγ, plushypothétique et dont nous ne discuterons pas plus avant, serait l’annihilation de neutralinos, particulesvestiges de l’Univers primordial prédites par les théoriesde supersymétrie (voir par exemple Zaharijas& Hooper 2006).

On doit garder en tête que les rayons cosmiques, qui sont des particules chargées (protons, noyauxatomiques), sont déviés par les champs magnétiques qu’ils rencontrent sur leur trajet, rendant ainsiimpossible la localisation des sites les ayant accélérés. On comprend ainsi tout l’intérêt d’observer lesphotonsγ, qui ne sont pas déviés et permettent de remonter directement à leur site d’origine. L’ob-servation des photonsγ au TeV est impossible pour les télescopes spatiaux du fait deleur surfacecollectrice limitée. Il faut donc tenter de détecter ce rayonnement au TeV depuis le sol. Mais l’atmo-

3On parle de très hautes énergies au-delà de 100 GeV.

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sphère absorbe la majeure partie4 des rayonsγ, l’observation ne sera donc possible qu’indirectementgrâce à l’effet Cerenkov (voir la section 1.5).

FIG. 3 – Nombre de sources cosmiques connues au TeV. Le point en 2005 se réfèreaux résultats de HESS publiés en 2005. Les sources confirméeset nonconfirmées sont représentées respectivement en jaune et en rouge.

En 1989, la nébuleuse du Crabe a été la première source observée et confirmée au TeV par letélescope CerenkovWhipple, pionnier dans ce nouveau principe de détection de sourcesγ de trèshautes énergies. Dans les années 1990, l’expérience française CAT apporta une amélioration notabledans la technologie des détecteurs utilisés, et l’expérience germano-espagnole HEGRA a introduit ladétection stéréoscopique, permettant d’améliorer sensiblement la résolution spatiale. Jusqu’en 2003,on ne comptait qu’un petit nombre de sources au TeV bien identifiées (voir la figure 3), la plupartétant extragalactiques et faisant partie de la classe des blazars : les détections des BL Lac prochesMrk 421 et Mrk 501 avaient suivi celle de la nébuleuse du Crabe.

De nouvelles expériences ont maintenant vu le jour. On peut mentionner les télescopes Cerenkovde nouvelle génération actuellement en service ou en cours de mise en place : MAGIC (30 GeV àquelques TeV) aux Canaries, VERITAS (100 GeV – 10 TeV) à Kitt Peak (Arizona, USA), CANGA-ROO (100 GeV – 10 TeV) en Australie et HESS (100 GeV – 10 TeV) en Namibie dont il est questionici. Ces quatre expériences se retrouvent bien réparties sur le globe terrestre, deux dans l’hémisphèreNord et deux dans l’hémisphère Sud, permettant de voir toutela voûte céleste. En deux années d’opé-rations, l’expérience HESS en particulier a quadruplé le nombre de sources détectées au TeV. Sonextension HESS II permettra en 2008 d’étendre le domaine spectral vers 20 GeV, rejoignant ainsi ledomaine de l’astronomie gamma spatiale. GLAST (Gamma-ray Large Area Space Telescope), quidevrait être lancé en 2007, est un satellite gamma qui observera entre 20 MeV et 300 GeV, faisant

4heureusement pour nous !

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1.4 L’expérience HESS

le pont attendu entre les hautes énergies et les très hautes énergies pour pouvoir mieux contraindrele pic γ du spectre de nombreuses sources. La détermination précisede ce pic permettra de lever ladégénérescence de modèles existante pour décrire le spectre de ces sources.

1.4 L’expérience HESS

L’expérience internationale HESS5 a profité de tous les progrès accumulés (stéréoscopie et matricede photomultiplicateurs) par les télescopes Cerenkov précédents. En effet, la collaboration HESS ré-sulte de la fusion d’une partie des chercheurs de HEGRA et CAT. HESS, installé en Namibie en 2002et 2003, est constitué de quatre télescopes de 13mde diamètre disposés aux coins d’un carré de 120mde côté (voir la figure 4). Chaque télescope est équipé d’une caméra de 960 photomultiplicateurs.

FIG. 4 – Les quatre télescopes Cerenkov en Namibie de la collaboration HESS.Depuis Décembre 2003, le réseau complet des quatre télescopes est opé-rationnel.

HESS peut éliminer 99.9% des gerbes cosmiques hadroniques,atteignant ainsi une sensibilité re-marquable : la nébuleuse du Crabe est détectée en 30s, contre 20h en 1989 pourWhipple. Les camérasde HESS ont une résolution de 4’, ce qui est spectaculaire pour un instrumentγ et la localisation dessources atteint une précision de 30”. Le champ de vue de 5° permet à HESS d’ouvrir la voie à la carto-graphie de sourcesγ étendues. HESS est sensible dans une gamme d’énergie de quelques centaines deGeV (énergie seuil) à quelques TeV. L’énergie seuil dépend de l’angle zénithal pendant l’observation,i.e. de l’épaisseur d’atmosphère traversée par la gerbe de particules6.

On le voit sur la figure 3, HESS a littéralement révolutionné l’astronomieγ en détectant unetrentaine de nouvelles sources en moins de deux ans. HESS II devrait compléter GLAST dans l’ob-servation du picγ des spectres à énergie intermédiaire. Par l’installation d’un cinquième télescopede plus grand diamètre (28m) sur le site de HESS, le projet HESS II devrait permettre d’étendre àbasse énergie la gamme d’énergie observable. Pour plus de détails sur l’expérience HESS, en particu-lier sur les instruments et les systèmes d’acquisition, on peut consulter le site web officiel à l’adressehttp://www.mpi-hd.mpg.de/hfm/HESS.

5regroupant France, Allemagne, Royaume-Uni, Irlande, République Tchèque, Arménie, Namibie et Afrique du Sud.6L’énergie seuil augmente avec l’angle au zénith.

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1.5 Le principe de la détection Cerenkov

1.5 Le principe de la détection Cerenkov

En entrant dans la haute atmosphère terrestre, un photon au TeV est absorbé pour créer une pairee+ −e−. Ces électrons-positrons sont rapidement désintégrés en une nouvelle paireγ −γ, qui elle-mêmepeut reformer une pairee+–e− si l’énergie est suffisante, etc... Au sol, on peut détecter un effet indirectde la création de cette gerbe de particules sous forme de lumière Cerenkov, faible éclair de lumièrevisible. Ainsi, l’atmosphère elle-même fait partie du détecteur.

FIG. 5 – Schéma d’une gerbe atmosphérique et de son cône de rayonnementCerenkov.

La lumière Cerenkov apparaît lorsqu’une particule va plus vite que la vitesse de la lumière dans lemilieu de propagation. C’est ce qui se passe pour les électrons issus duγ incident qui vont plus vite quec/n, nétant l’indice de réfraction de l’atmosphère. Le photon incident garde la mémoire de la directionde sa source originelle, permettant ainsi de déterminer sa position de création. Le flash Cerenkov esttrès court, de l’ordre de la nanoseconde, et on comprend l’utilisation de photomultiplicateurs dansles systèmes d’acquisition des télescopes Cerenkov au détriment des CCD, moins rapides. En fait,l’important dans un télescope Cerenkov n’est pas tant le miroir que l’électronique utilisée en aval quidoit être assez rapide pour enregistrer le faible signal.

Les rayons cosmiques (protons, noyaux atomiques) constituent le bruit principal dans ce type dedétection, et ce signal est même prépondérant : on détecte environ 1000 hadrons pour un photon.Il est donc essentiel de pouvoir discriminer entre l’arrivée d’un proton et celle d’un photon (voir lafigure 6). Heureusement, les protons entrant dans l’atmosphère créent une multitude de particules detoutes sortes, et non seulement des pairese+–e− comme pour les photons, engendrant ainsi un cône delumière Cerenkov plus large, et donnant une tâche plus étalée sur le détecteur. On peut alors savoir sil’on a détecté un proton ou un photon et ainsi éliminer les gerbes cosmiques hadroniques du signalqui nous intéresse, les photons et les gerbes cosmiques électromagnétiques associées en l’occurrence.

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1.6 Mouvements superluminiques

(a) Candidat hadron (b) Anneau de muons (c) Candidat photonγ

FIG. 6 – Formes d’un évènement sur une des caméras de HESS selon lanature dela particule incidente.


Des observations radio, particulièrement en technique VLBI (Very Long Baseline Interferometry),ont montré l’existence de mouvements superluminiques dansles jets de certains Noyaux Actifs deGalaxies. Ce phénomène est juste dû à un effet de projection et de temps de propagation de la lumière,et ne remet en aucune façon en cause la relativité de Einstein, qui stipule qu’aucune information nepeut se propager plus vite que la vitesse de la lumière dans levide.

θ

v sinθdt

vco

sθd

t vdt

γ γ

FIG. 7 – Mouvement superluminique

Supposons qu’un nodule de matière se déplace avec une vitesse v (avecv∼ c) faisant un angleθpar rapport à la ligne de visée (voir la figure 7). A l’instantt = 0, ce blob émet un flash de lumière,puis un autre flash après un tempsdt. Pendantdt, le blob aura parcouru la distancevdt, vue parl’observateur comme étant la longueur projetéedl. On a alorsdl = v sinθdt. L’intervalle de tempsobservéentre les deux émissions estdtobs = dt − (v/c) cosθdt. Ainsi, la vitesse apparente du blob7

7c’est-à-dire la projection dev sur le plan du ciel.

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s’écrit :

vapp =vsinθ

1− (v/c) cosθ

On voit donc que des mouvements apparents superluminiques sont possibles, pour peu quev∼ cet que le blob se déplace sur une trajectoire proche de la ligne de visée. La valeur maximale atteintelorsque cosθ = v

c s’exprime simplement parvmaxapp = Γv, oùΓ = (1− v2/c2)−1/2 est le facteur de Lorentz

relativiste du blob.La mise en évidence de tels mouvements superluminiques dansdes NAG conforte l’idée de pro-

cessus d’amplification Doppler dans les jets (voir par exemple Biretta et al. 1999).Dans le cas des blazars, le jet relativiste est très proche dela ligne de visée. Les effets relati-

vistes, dûs aux vitesses superluminiques, sont alors les plus importants, et l’astre paraît extrêmementlumineux, par effet d’amplification relativiste Doppler :

I (ν) = δ3I ′(ν ′)

où I est l’intensité lumineuse du blob dans le référentiel de l’observateur etI ′ est l’intensité lumineusedu blob dans le référentiel du blob,δ = [Γ(1−β cosθ)]−1 est le facteur Doppler,Γ est le facteur deLorentz,β = v/c oùv est la vitesse intrinsèque du jet (ou du blob selon le cas), etθ est l’angle entre levecteur vitesse du jet (ou du blob) par rapport à la ligne de visée.

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2 Modèles d’émission haute énergie des NAG

2 Modèles d’émission haute énergie des NAG

2.1 Modèles hadroniques et leptoniques

Le rayonnementγ des Noyaux Actifs de Galaxies (NAG) peut provenir de deux types de popula-tions de particules différents. Il peut s’agir soit d’électrons relativistes, soit de protons. Ces particulesvont ensuite interagir avec leur environnement pour créer des photons à haute énergie. Certains mo-dèles (voir par exemple Aharonian 2002) prévoient même que les protons eux-mêmes soient directe-ment responsables du rayonnement aux très hautes énergies (∼ TeV) par des processus synchrotron8.

2.1.1 Modèle hadronique

Le modèle hadronique suppose que les protons soient les particules à l’origine du rayonnementγ.Des protons peuvent interagir avec le milieu extérieur pourcréer des pionsπ0, π+ et π− (voir l’équa-tion (1)). Les pionsπ0 se désintègrent directement en donnant desγ. Les pionsπ± se désintègrentpour donner des électrons qui rayonnent eux-mêmes par effetCompton inverse (voir par exempleMastichiadis 1996; Weekes 2003).

p+ p→ N + N + n1(π+ +π−) + n2(π

0), oùN = p ou n, etn1,n2 ∈ N

π0 → γ +γ

π± → µ± +νµ 99K e± 99K γ

(1)

Cette chaîne de réaction n’est possible que si les protons incidents ont une énergie supérieure à l’éner-gie seuilEseuil = 290 MeV, et pourE < 1 GeV, on an1 = n2 = 1.

Une des difficultés des modèles hadroniques est d’expliquerl’origine des champs magnétiquestrès intenses indispensables dans ces scénarios pour accélérer des hadrons. Un autre problème de cesmodèles est d’expliquer la variabilité des sources. En effet, les protons étant beaucoup plus massifsque les électrons, ces modèles sont plus lents à faire varier. Nous ne rentrerons pas ici dans les détailsdes modèles hadroniques. Nous nous placerons dans le cadre du modèle Synchrotron Self-Compton(voir la section 2.1.2) qui est généralement reconnu comme le plus approprié pour les blazars, et noussupposerons que le rayonnement observé est dû aux électrons.

2.1.2 Modèle leptonique

Le modèle leptonique suppose que les particules à l’originedu rayonnement aux hautes énergiessoient des électrons. Deux types de modèles existent à ce niveau-là.

Les électrons rayonnent par processus synchrotron en présence d’un champ magnétique. Les pho-tons ainsi créés peuvent interagir avec la même population d’électrons les ayant générés pour rayon-ner enγ par effet Compton inverse. Il s’agit là du modèle Synchrotron Self-Compton (SSC) (voir parexemple Gould 1979; Bloom & Marscher 1996; Inoue & Takahara 1996). Nous avons besoin ici d’unchamp magnétique moins intense que dans le cas du modèle hadronique, puisque les électrons sontplus faciles à accélérer que les protons, car moins massifs.

8C’est un scénario possible mais quia priori était inattendu car le flux synchrotron émis décroît rapidement avec lamasse de la particule rayonnante.

12

2.2 Codes existants

On peut aussi imaginer que le rayonnementγ soit dû à un effet Compton inverse externe desélectrons du jet sur une population de photons externes au jet, comme des photons UV issus du disqued’accrétion interne (Melia & Konigl 1989; Begelman & Sikora1987), ou des photons UV–X de lacouronne chaude environnant le disque d’accrétion (Begelman & Sikora 1987) ou encore des photonsIR provenant de la Broad Line Region (BLR). En effet, les nuages de la BLR peuvent absorber lesphotons UV issus des régions centrales (disque d’accrétionet couronne chaude) et les réémettre enIR (Sikora et al. 1994). Ghisellini & Madau (1996) présentent un modèle où la BLR, illuminée par ledisque, fournit elle-même un champ de rayonnement cible pouvant être comptonisé par les électronsdu nodule. Pour une description plus détaillée de l’environnement du disque d’accrétion, on peut seréférer par exemple à Collin & Huré (2001).

Dans le cadre des modèles leptoniques, nous supposons que lerayonnement est dû à une popu-lation d’électrons, décrite par une distribution en énergie en loi de puissance brisée donnée par larelation (2).

Ne(γ) =

K1γ−n1 γmin 6 γ 6 γb

K2γ−n2 γb 6 γ 6 γc

[cm−3], où K2 = K1γn2−n1b etγ = E/mc2 (2)

La rupture de pente (“break”) enγb vient du fait que les électrons rayonnent par émission syn-chrotron et Compton inverse, et subissent donc des pertes radiatives, dépendant de leur énergie, ce quimodifie leur spectreNe(γ). La forme en loi de puissance brisée de cette distribution tire son origine del’équation de Fokker-Planck décrivant la fonction de distribution des électrons en régime stationnaire(voir par exemple Inoue & Takahara 1996; Kirk et al. 1998).

2.2 Codes existants

Les codes existants au LUTh ont pour but de modéliser le spectre d’un blazar dans le cadre dumodèle SSC. Le jet est donc quasiment aligné avec la ligne de visée. Le codeSimpleJet modélisela partie basse énergie du spectre synchrotron due au jet étendu, le codeeg modélise la contributionstellaire de la galaxie hôte, le codesblobmodélise un blob de plasma se déplaçant dans le jet étenduet rayonnant en synchrotron, lequel rayonnement va produire le rayonnementγ par effet Comptoninverse. Ces codes sont écrits en C.

2.2.1 Jet à grande échelle :SimpleJet

Le codeSimpleJet permet de modéliser le rayonnement synchrotron à basse énergie d’un jetà géométrie conique, discrétisé en sections droites cylindriques, ayant un mouvement d’ensemble defacteur Dopplerδ j par rapport à l’observateur (e.g., Katarzynski et al. 2001, 2003). Le jet est modélisépar une description inhomogène. Le profil de densité des particules y est décrit par :

K(r) = K0

(

rr0

)−n

(3)

où K0 s’apparente à la densité initiale des particules à la base dujet, r0 est le rayon du jet à sa base etr est une coordonnée le long du jet. La population d’électronsprésente dans le jet est décrite par unprofil en énergie, plus simple que celui décrivant les électrons du nodule de l’équation 2, donné par :

13

2.2 Codes existants

Ne(r,γ) = K(r)γ−m

Le facteur de Lorentz maximalγc a un profil le long du jet donné par :

γc(r) = γ0c

(

rr0

)−nγ

(4)

où γ0c est le facteur de Lorentz maximal de la population d’électrons à la base du jet. Le champ

magnétique a le profil suivant :

B(r) = B0

(

rr0

)−nB

(5)

où B0 est le champ magnétique initial à la base du jet.SimpleJet était initialement valable pour un angle entre le jet et la ligne de visée petit, ce qui

est tout à fait pertinent dans l’étude des blazars. En ce qui concerne l’étude de M 87, l’angleθ entrele jet et la ligne de visée est plutôt de l’ordre de 15. Nous avons donc dû adapterSimpleJet pourprendre en compte des valeurs quelconques deθ sans faire d’approximation des petits angles, parexemple sur le facteur Doppler du blobδb.

2.2.2 Blob de plasma :sblob

Le codesblob permet de modéliser le rayonnement d’un blob de plasma homogène dans un jet.Ce blob est en mouvement par rapport au jet et a un facteur Doppler δb par rapport à l’observateur.Il émet du rayonnement synchrotron et nous supposons que lesphotons émis par le processus syn-chrotron ré-interagissent avec les électrons du blob par effet Compton inverse pour engendrer ainsi unrayonnementγ. On appelle ce processus le modèle Synchrotron Self-Compton (SSC). Il est particu-lièrement adapté à la description des sources qui présentent des variations simultanées de leurs flux Xetγ.

Le programmesblob calcule les flux synchrotron et Compton inverse ainsi émis. Il estime aussil’absorption du flux du blazar par le fond de rayonnement infrarouge des galaxies (IIB : InfraredIntergalactic Background). La modélisation de l’IIB implémentée s’appuie sur l’étude de Stecker &de Jager (1998) qui ont modélisé l’IIB pourz< 0.3 avecH0 = 65 km s−1 Mpc−1. La description actuellede l’effet d’absorption est donc valablestricto sensupour une cosmologie avecH0 = 65 km s−1 Mpc−1,bien que les dernières recherches en cosmologie prévoient plutôt une valeur deH0 = 72 km s−1 Mpc−1,mais cet effet est faible surtout à bas redshift.

sblob suppose la présence d’un blob de symétrie sphérique et n’a donc pas besoin d’adaptationpour implémenter une valeur quelconque de l’angle d’orientationθ. Par contre, dans le cas de M 87où nous avons étudié l’effet de modèles leptoniques autre que SSC, nous avons modifiésblob pourprendre en compte des champs de rayonnement externes engendrant des photonsγ par voie Comptoninverse externe (voir la section 4.3).

Le programmesblob nous servira beaucoup par la suite, et il peut donc être bon d’énumérer sesparamètres libres :

• 3 paramètres décrivant les propriétés globales du blob : lefacteur Dopplerδb, l’intensité duchamp magnétiqueB et le rayon de la région d’émissionrb.

14

2.3 Calcul du spectre dans le modèle Synchrotron Self-Compton

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

FIG. 8 – La radiogalaxie M 87 : Points de données des rayonnementsnon ther-miques de type synchrotron et Compton inverse du cœur de M 87 et contri-bution stellaire de la galaxie hôte (trait plein). Celle-ciest dominante enoptique, même en ne considérant que l’émission centrale.

• 6 paramètres décrivant les caractéristiques de la population d’électrons relativistes qui rayon-nent : les facteursK1, γmin, γb, γc, n1 et n2 (voir l’équation (2)).

Ces paramètres seront contraints suivant les cas par les caractéristiques des spectres observés et di-verses propriétés des sources.

2.2.3 Galaxie hôte :eg

Ce code permet de modéliser la contribution stellaire de la galaxie hôte à la distribution spectraled’énergie, étant donnée une masse de la galaxie hôte. La galaxie hôte est supposée être de type el-liptique et son spectre stellaire est calculé grâce à des données obtenues avec le code PEGASE (Fioc& Rocca-Volmerange 1997). Cette contribution stellaire est négligeable dans le cas de la BL LacPKS 2005-489 par exemple, mais devient notable pour Mrk 501 (Katarzynski et al. 2001). Elle de-vient dominante en optique dans le cas de M 87 (voir la figure 8)pour laquelle la galaxie est clairementvisible et le jet est incliné par rapport à la ligne de visée. Dans ce cas-là, les mesures optiques cen-sées tracer le rayonnement synchrotron sont forcément contaminées par la galaxie hôte et il faut doncrester prudent quant à l’interprétation de ces données optiques.


Nous explicitons ici certains des calculs qui permettent dedécrire le spectre multi-longueursd’onde observé dans le cadre du modèle Synchrotron Self-Compton, tels qu’utilisés dans les codes

15


SimpleJet etsblob, déjà existants au début de mon stage. Pour plus de détails, voir Katarzynskiet al. (2001, 2003).

Les notations avec des primes qui suivent font référence auxgrandeurs dans le référentiel de lasource d’émission, les notations sans prime se rapportent aux grandeurs dans le référentiel de l’obser-vateur.

2.3.1 Calcul du spectre synchrotron

Nous supposons que la région d’émission, c’est-à-dire le blob de plasma homogène, est à symétriesphérique et constituée d’électrons relativistes avec unedensité uniforme dans un champ magnétiqueuniforme. On peut calculer l’intensité spécifique synchrotron I ′s [erg s−1 cm−2 Hz−1 sterad−1] dans leréférentiel de la source d’émission en résolvant l’équation de transfert pour une géométrie sphérique.On noteν ′

s la fréquence dans le référentiel de la source. En supposant le coefficient d’émission syn-chrotron j ′s(ν

′s) [erg s−1 cm−3 Hz−1 sterad−1] uniforme , l’équation de transfert s’écrit (voir par exemple

Bloom & Marscher 1996) :

I ′s(ν′s) =

j ′s(ν′s)

k′(ν ′s)

(

1−2τ2

[1− e−τ (τ + 1)]

)

(6)

où τ = 2rbk′(ν ′s), rb est le rayon de la région d’émission etk′(ν ′

s) est le coefficient d’absorption [cm−1]dû à l’auto-absorption par les électrons (voir par exemple Rybicki & Lightman 1986) donné par :

k′(ν ′s) = −

1

8πmeν ′s2

∫ γc

γmin

γ2 ddγ

[

Ne(γ)γ2

]

Pe(ν′s,γ)dγ (7)

Pe(ν ′s,γ) est le coefficient d’émission synchrotron pour un seul électron [erg s−1 Hz−1 sterad−1] moyenné

sur une distribution isotrope d’angle d’attaque.Le coefficient d’émission synchrotron est alors simplementdonné par :

j ′s(ν′s) =

14π

∫ γc

γmin

Ne(γ)Pe(ν′s,γ)dγ (8)

L’expression exacte dePe(ν ′s,γ) est assez complexe, mais une approximation a été utilisée dans les

codessblob etSimpleJet (Katarzynski et al. 2001; Chiaberge & Ghisellini 1999, équation (13))pour un spectre d’électrons en loi de puissance, afin de pouvoir intégrer analytiquement :

Pe(ν′s,γ) ∼ 3

√3σTcUB

πνBc1t

c2 exp(−c3t),

UB =B2

8π, t =

ν ′s

3γ2νB, νB =

eB2πmec

(9)

oùB est l’intensité du champ magnétique,c1 = 0.78,c2 = 0.25,c3 = 2.175, etσT est la section efficacede diffusion Thomson. Après un changement de variable, on peut réécrire le coefficient d’émissionsynchrotron de la manière suivante :

16


j ′s(ν′s) =

3σTcUBc1

8π2νB

√

ν ′s

νB

∫ tc

tmin

Ne

(

√

ν ′s

3tνB

)

tc2−3/2 exp(−c3t)dt

où tmin =ν ′

s

3γ2minνB

, tc =ν ′

s

3γ2cνB

(10)

De même, on peut réécrire le coefficient d’absorptionk′(ν ′s) avec le même changement de variable,

ce qui fait intervenir la fonction deΓ incomplète, et on a alors :

k′(ν ′s) =

3√

3σTcUBc1

16π2meν ′s2νB

[∫ tmin

tb

3n12 (n1 + 2)K1

(

ν ′s

νB

)− n12

tc2+ n12 −1 exp(−c3t)dt

+∫ tb

tc

3n22 (n2 + 2)K2

(

ν ′s

νB

)− n22

tc2+ n22 −1 exp(−c3t)dt

]

i.e.

k′(ν ′s) =

3√

3σTcUBc1

16π2meν ′s2νB

[

h(ν ′s, tb,n1,K1) − h(ν ′

s, tmin,n1,K1)

+ h(ν ′s, tc,n2,K2) − h(ν ′

s, tb,n2,K2)

](11)

où

h(ν ′s, t,n,K) = 3

n2 K (n+ 2)

(

ν ′s

νB

)− n2

c3−c2− n

2 Γ

(

c2 +n2,c3t)

Nous sommes alors en mesure de calculer l’équation de transfert (6) et d’en déduire la luminositésynchrotron dans le référentiel de la source :

L′s(ν

′s) = 4π2r2

bI′s(ν

′s) (12)

Nous pouvons maintenant en déduire le flux reçu par l’observateur, sans oublier que le blob estrelativiste. On utilise donc la transformation de l’intensité I (ν) = δ3

bI ′(ν ′) pour l’effet d’amplificationDoppler. On tient également compte de la correction K, qui corrige le flux du décalage vers le rougede l’objet. Le flux est alors :

Fs(ν′s) = π

r2b

d2l

δ3b(1+ z)I ′s(ν

′s) (13)

où dl = 2cH0

(z+ 1−√

z+ 1) est la distance lumineuse,z est le redshift etδb = [Γb(1−β cosθ)]−1 est lefacteur Doppler pour lequelΓb est le facteur de Lorentz du blob,θ est l’angle entre le vecteur vitessedu blob et la ligne de visée etβ = v/c. Pour avoir le spectre complètement dans le référentiel del’observateur, il faut encore transformer les fréquences par :

νs =δb

1+ zν ′

s (14)

On a alors enfin accès à la distribution spectrale d’énergieνFν pour l’émission à relativementbasse énergie (domaine des X et en-dessous) modélisée par durayonnement synchrotron.

17

2.4 Production de paires par interactionγ–γ et absorption aux très hautes énergies

2.3.2 Calcul du spectre Compton inverse

Pour les hautes énergies, le rayonnementγ est dû aux photons synchrotron qui interagissent avecles électrons relativistes les ayant créés. Le calcul du rayonnement self-Compton suit ici l’approche deInoue & Takahara (1996). Nous supposons que le rayonnement synchrotron précédemment décrit estuniforme dans la région d’émission, corrigé du fait qu’en réalité son intensité décroît le long du rayondu blob (Gould 1979). Cet effet peut être approché en normalisant l’intensité au centre du blob par unfacteurCcorr = 3/4 (Kataoka et al. 1999). Le coefficient d’émission self-Compton est alors donné par :

j ′c(ν′c) =

h4π

ǫ′cq(ǫ′c), où ǫ′s/c =h

mec2ν ′

s/c (15)

où q(ǫ′c) est le taux différentiel de production de photon :

q(ǫ′c) =∫

dǫ′sn(ǫ′s)∫

dγNe(γ)C(ǫ′c,γ,ǫ′s) (16)

C(ǫ′c,γ,ǫ′s) est appelé le noyau Compton et est donné par Jones (1968) :

C(ǫ′c,γ,ǫ′s) =2πr2

ecγ2ǫ′s

[

2κ lnκ+ (1+ 2κ)(1−κ) +(4ǫ′sγκ)2

2(1+ 4ǫ′sγκ)(1−κ)

]

(17)

oùκ = ǫ′c4ǫ′sγ(γ−ǫ′c) , et re = e2

mec2 est le rayon classique de l’électron.n(ǫ′s) est la densité numérique des photons synchrotron par intervalle d’énergie :

n(ǫ′s) = Ccorr4π

hcǫ′sI ′s(ν

′s) (18)

La relation (18) ne peut être injectée dans l’équation (16) que sous la condition

ǫ′s 6 ǫ′c 6 γ4ǫ′sγ

1+ 4ǫ′sγ(19)

à cause de la gamme d’énergie cinétique autorisée pourγ etǫ′s donnés. Cette relation (19) n’est valableque pour un processus Comptoninverse, c’est-à-dire pour un transfert d’énergie d’un électron vers unphoton.

2.4 Production de paires par interactionγ–γ et absorption aux très hautesénergies

Nous devons maintenant prendre en compte le coefficient d’absorption des rayonsγ dont l’émis-sion est décrite parj ′c(ν

′c) de l’équation (15) avant de pouvoir calculer l’intensité self-Compton par

une relation du même type que l’équation de transfert (6). Auniveau de la source, les rayonsγ sonten partie absorbés par les électrons eux-mêmes. Cependant,on peut négliger l’absorption des photonsCompton inverse avec les électrons tant que la fréquence desphotons émis est assez grande. Pourtant,aux très hautes énergies, les photons Compton inverse vont produire des pairese+–e− en interagissantavec les photons synchrotron. Cet effet va diminuer le rayonnement observé aux très hautes énergies.Nous pouvons le prendre en compte en utilisant l’équation detransfert (6) avec la profondeur optiquedéfinie par :

18

2.5 Le fond de rayonnement infrarouge des galaxies : absorption et contraintes

τ ′γγ(ǫ′c) =

15σT

1ǫ′c

n(1/ǫ′c)rb (20)

On obtient cette expression en intégrant la densité numérique des photons synchrotron de la rela-tion (18) et pour une section efficace de production de pairesintégrée sur l’intervalle de fréquencessynchrotron (Coppi & Blandford 1990). Les photonsγ seront donc absorbés pourτ ′

γγ ≫ 1. Nous de-vons cependant noter que la création d’une pairee+–e− va engendrer toute une cascade de particules,dont la création de photons secondaires, qui ne sont pas prisen compte dans notre modélisation, onne prend la production de paires en compte qu’au premier ordre. Il s’agit là d’une limitation de notrecode SSC.

Physiquement, le fait d’observer des photonsγ nous indique que l’on a forcémentτ ′γγ < 1, c’est-

à-dire que le milieu d’émission est optiquement mince, sinon on ne détecterait pas de rayonnementγ

en provenance des blazars. Ceci peut nous apporter des contraintes sur les paramètres de notre modèleSSC, comme le facteur de densitéK1 par exemple.

Le raisonnement ci-dessus permet d’obtenir la luminosité Compton inverse dans le référentiel dela source et dans le référentiel de l’observateur en appliquant les mêmes transformations que pour lerayonnement synchrotron, via les relations (6), (13) et (14).


Le fond de rayonnement infrarouge (IIB : Infrared Intergalactic Background) est l’émission auxlongueurs d’onde autour de quelques microns due à la formation et à l’évolution des galaxies de touttype, incluant les NAG et les galaxies à flambées d’étoiles, résultant principalement du rayonnementredshifté des étoiles et des poussières. Ce rayonnement estdifficile à estimer par des observations IRdirectes, à cause des différentes contributions galactiques en avant-plan, comme la lumière zodiacalepour ne citer que celle-ci, qui ont une contribution plus importante que l’IIB même. On essaie del’observer principalement par des mesures directes en infrarouge (voir par exemple les nouveauxrésultats deSpitzerde Dole et al. 2006). Lorsque les photonsγ au TeV des blazars traversent l’espacenous séparant de leur source, ils peuvent interagir avec lesphotons de l’IIB et être partiellementabsorbés. En effet, Coppi & Blandford (1990) ont montré que la section efficace de production depaires par interaction photon–photon est donnée par :

σ(β) =3σT(1−β2)

16

[

(3−β4) ln

(

1+β

1−β

)

+ 2β(β2 − 2)

]

(21)

où β(E2) =√

1− (mec2)2

E1E2, E1 ∼ 1 TeV est l’énergie du photonγ incident etE2 est l’énergie du pho-

ton cible. Cette section efficace est maximale pour des photons cibles infrarouge pour lesquelsE2

correspond à 1 à 2µm. Les photons cibles ici sont bien les photons de l’IIB et non ceux du CMB(Cosmic Microwave Background). Les photonsγ doivent avoir une énergie de l’ordre de 100 TeVpour interagir efficacement avec le CMB à 3 K, or de tels photonsγ ne sont pas encore observés.

Les observations au TeV devraient donc permettre de contraindre le fond IIB, mais à condition deconnaître la forme du spectre intrinsèque des blazars, or cespectre est encore mal connu. On prendalors un spectre “raisonnable” permettant de modéliser le spectre intrinsèque de la source. L’écartavec l’observation correspond à l’absorption du rayonnement γ par l’IIB, ce qui permet de poser descontraintes sur l’IIB à partir des observations au TeV. Ainsi, assez étonnamment, l’astronomieγ peut

19


aussi amener des éléments de réponse à un domaine jusqu’ici réservé à la communauté infrarouge.Cette approche dépend beaucoup de notre connaissance des propriétés intrinsèques des blazars.

HESS a observé les BL Lac 1ES1101-232, H2356-309 (Pita et al.2006) et PKS 2155-304 (Aha-ronian et al. 2005b), qui ont des redshifts dez= 0.186, 0.165 et 0.116 respectivement. Leur détectionmême au TeV impose des contraintes sur l’IIB (Aharonian et al. 2005c). Le fait même de détecter dessources au TeV à grand redshift nous indique que cet IIB ne peut être important et que le fond seraitlargement dominé par la lumière même des galaxies normales (telles que dénombrées en optique), ex-cluant donc une forte contribution d’autres sources comme celle des premières étoiles formées dansl’Univers (Aharonian et al. 2006).

Dans notre code, l’absorption des photonsγ par l’IIB est prise en compte. Elle est modélisée àpartir de l’étude de Stecker & de Jager (1998), qui donne la profondeur optique de l’IIB en fonctionde l’énergie et du redshift valable pourz< 0.3, et nous calculons le flux final observéFobs(ν) pourdeux valeurs extrêmes de l’IIB par :

Fobs(ν) = Fint(ν)e−τIIB (22)

oùFint(ν) est le flux de la source qui serait observé en l’absence d’IIBetτIIB est la profondeur optiquede l’IIB.

20

3 Etude de la BL Lac PKS 2005-489 : vers une famille de paramètres communs ?

3 Etude de la BL Lac PKS 2005-489 : vers une famille de para-mètres communs ?

PKS 2005-489 a été initialement découverte en tant que source radio intense (Fν > 0.5 Jy à2.7 GHz Wall et al. 1975) puis identifiée comme étant une BL Lac(Wall et al. 1986). Une BL Lac estun objet dont le jet est aligné avec la ligne de visée, mais dont le spectre optique ne présente pas deraies d’émission. Presque toutes les sourcesγ extragalactiques observées aux très hautes énergies sontde type BL Lac. Ces objets présentent une distribution spectrale d’énergie pourvue de deux bosseslarges (voir la figure 9). PKS 2005-489 est l’une des plus brillantes BL Lac connues.

Le spectre de PKS 2005-489 présente une première bosse qui pique en UV et un flux X importantpar rapport à la radio, elle est donc classée comme BL Lac haute fréquence (HBL). EGRET l’amarginalement détectée aux alentours de 100 MeV et au GeV. Son redshift dez= 0.071 en fait l’unedes plus proches HBL de l’hémisphère sud. Son flux optique très variable la classe également parmiles OVV (“Optically Violent Variable”). Son rayonnement synchrotron piquant à haute fréquence etsa proximité en font un bon candidat de source au TeV. En effet, Roberts et al. (1998) rapportent queEGRET a détecté un flux plus significatif vers 1 GeV qu’à 100 MeV, ce qui fait penser que cettesource devait être détectable aux très hautes énergies. HESS a observé PKS 2005-489 au TeV en 2003et 2004 (Aharonian et al. 2005a) en utilisant seulement deuxtélescopes au début, puis trois à partir deSeptembre 2003. La BL Lac a été détectée pour la première foisau TeV dans les données HESS de2004 à 4 télescopes avec un signal à 6.7σ avec 24.2h d’observation efficace. C’est le deuxième blazarau TeV connu dans l’hémisphère austral.

On peut montrer que la connaissance des flux et des fréquencesdes pics synchrotron et Comp-ton inverse et des propriétés spectrales des deux bosses peut suffire à caractériser complètement lesparamètres de notre modèle SSC. Mrk 421 et Mrk 501 sont dans lebon domaine de fréquences etces pics sont bien contraints par les observations Cerenkov. Cependant, pour la plupart des blazarsobservés par HESS, ces flux et fréquences sont encore mal connus à cause des barres d’erreurs dansles données et à cause du manque de moyens de détection du picγ, qui devrait être en partie palliéavec la mise en place de HESS II et de GLAST. En particulier, lepic γ est généralement à trop bassefréquence pour pouvoir être vu par HESS. De plus, le spectre des blazars est très variable. On a doncbesoin de données simultanées pour faire une étude multi-longueurs d’onde, ce qui n’est malheu-reusement pas toujours possible. Le fait de modéliser des données prises à des époques différentesintroduit de grandes incertitudes dans nos modèles. Comme nous allons le montrer, toutes ces incerti-tudes sur la variabilité des sources et la position des pics synchrotron et Compton inverse engendrentune dégénérescence des modèles SSC possibles pour décrire le spectre des objets étudiés.

Nous présentons ici quelques modèles que nous avons pu dégager d’observations de PKS 2005-489 après 2000 dans le but d’explorer l’espace des paramètres possibles. Nous montrons égalementque l’on peut interpréter le spectre de PKS 2005-489 en termes de champs magnétiques fort ou faible.Nous discutons aussi la variabilité de son spectre à partir d’une étude bibliographique que nous avonsfaite sur les 20 dernières années d’observations de cette BLLac. Nous discutons également de lavalidité de nos différents modèles en termes d’équipartition entre l’énergie cinétique des particules etl’énergie magnétique.

21

3 Etude de la BL Lac PKS 2005-489 : vers une famille de paramètres communs ?

accretiondisk

accretiondisk

jet

black

hole

radiation field of the disk and medium which surrounds the center

.

.

8 12 16 20 24 28log10( ) [Hz]

-14

-13

-12

-11

-10

-9

log

10 (

())

[erg

cm-2

s-1]

blob, inv.-Comp.emission

jet, synch.emission

blobjet

blob, synch.emission

direction to observer

extendedradio

structures

Mrk 421

extended radiostructures, synch.

emission

host galaxy

RXTE

HEGRA

NED

FIG. 9 – Ce schéma illustre à titre d’exemple l’aspect géométrique des différentesstructures d’un AGN et les champs de rayonnement sous-jacents, ainsique la distribution spectrale d’énergie associée à ces structures dans le casde Mrk 421 (tiré de Katarzynski et al. 2003). Le disque d’accrétion esten rouge, la couronne UV responsable d’un champ de rayonnement ex-terne (voir la section 4.3) est en jaune. Le jet étendu, modélisé par le codeSimpleJet et rayonnant en synchrotron à basse énergie, est représentéen bleu. Le nodule, en bleu foncé, rayonne en synchrotron et en Comptoninverse, ce qui est modélisé par le codesblob. La galaxie hôte, en vert,apporte une contribution dans le domaine visible modéliséepar le codeeg.

22

3.1 Compilation des données observationnelles sur PKS 2005-489

3.1 Compilation des données observationnelles sur PKS 2005-489

Nous avons recherché toutes les observations des 20 dernières années de PKS 2005-489 à toutesles longueurs d’onde, pour avoir le plus d’époques de données multi-longueurs d’onde possible, etaussi pour étudier les variations temporelles du flux de PKS 2005-489.

Les données ont été obtenues à partir des articles suivants :Données radio :Wall et al. (1975);Kühr et al. (1981); Wright et al. (1991); Beasley et al. (1997); Shen et al. (1998); Hirabayashi et al.(2000); Rector et al. (2002).Données IR et optiques :Wall et al. (1986); Impey & Neugebauer (1988);Bersanelli et al. (1992); Falomo et al. (1993); Pian et al. (1994); Heidt & Wagner (1996); Fossati et al.(1998); Kotilainen et al. (1998); Sefako et al. (1999); Urryet al. (2000); Tagliaferri et al. (2001);Cheung et al. (2003); Rector & Perlman (2003); Dominici et al. (2004).Données UV :Edelsonet al. (1992); Paltani & Courvoisier (1994); Brosch et al. (2000); Gillmon et al. (2006).DonnéesX : Giommi et al. (1990); Ciliegi et al. (1993); Sambruna et al. (1995); Lamer et al. (1996); Perlmanet al. (1999).Donnéesγ : Lin et al. (1997); Schönfelder et al. (2000).

3.1.1 Corrections des données optiques et infrarouges

En ce qui concerne les données optiques et infrarouges, nousavons été vigilants à prendre encompte les trois effets suivants et à corriger les mesures relevées dans les articles en conséquence sibesoin était.

Correction d’ouverture : Notre but est de modéliser le spectre non thermique de la BL Lac, nousdevons donc faire attention à ne pas prendre en compte la galaxie hôte, qui a une contribution pouvantêtre notable en optique et infrarouge. Nous avons recalculéles flux optiques donnés dans les articlespour les ramener à une ouverture la plus petite possible. Nous avons choisi une ouverture égale à2′′ car cela correspondait à la plus petite valeur déjà utiliséedans certains articles, ce qui a permisde faire le moins de correction d’ouverture possible et doncde minimiser les erreurs faites dues auxapproximations sous-jacentes.

En effet, pour passer d’une ouverture à une autre, nous avonsutilisé les tables de Young (1976),qui donne le pourcentage de flux d’une galaxie elliptique observée avec une ouverture donnée etayant un rayon effectifre donné, en supposant un profil de la brillance de surface de de Vaucouleurs.La valeur du rayon effectifre dépend de la longueur d’onde à laquelle on le mesure. La galaxie hôtede PKS 2005-489 est une galaxie elliptique, ce qui justifie bien le fait de corriger l’ouverture ensupposant une loi de de Vaucouleurs.

Pour PKS 2005-489,re = 5.65′′±0.08′′ en optique (voir par exemple Urry et al. 2000), et vautre = 1.65′′ en infrarouge (voir par exemple Kotilainen et al. 1998). L’ouverture utilisée n’était pastoujours donnée dans les articles, et nous avons alors exclules données manquant trop d’indications.La correction d’ouverture a été appliquée aux données de Wall et al. (1986); Bersanelli et al. (1992);Falomo et al. (1993); Pian et al. (1994); Heidt & Wagner (1996); Kotilainen et al. (1998); Tagliaferriet al. (2001); Rector & Perlman (2003); Gillmon et al. (2006).

Correction de l’extinction galactique : Lorsque cela était nécessaire et lorsque les informationscorrespondantes étaient disponibles, nous avons aussi corrigé les données optiques et infrarouges del’extinction de notre Galaxie due à la poussière interstellaire sur la ligne de visée. En effet, on a pourles magnitudes :

23

3.2 Modélisations du spectre de PKS 2005-489

mnon éteint= mobs− A

où A correspond à l’extinction dans le filtre utilisé pour l’observation. Nous avons appliqué cettecorrection aux données de Falomo et al. (1993); Heidt & Wagner (1996); Urry et al. (2000); Cheunget al. (2003); Rector & Perlman (2003).

Correction K : En observant une galaxie lointaine à un redshiftz dans un filtre donné,i.e. à unelongueur d’ondeλ donnée, on mesure en fait le flux que la source a émis à la longueur d’ondeλ′ =λ/(1+ z). Il faut donc remonter au flux de la source émis à la longueur d’ondeλ. La correction de ceteffet s’appelle la correction K. Nous avons également tenu compte de cet effet, notamment pour lesdonnées de Urry et al. (2000); Cheung et al. (2003).

Lorsque des magnitudes étaient données, nous les avons converties en flux par :

m= −2.5logFF0

F0 étant le flux de référence, en faisant attention de bien le choisir selon le système de filtres utilisés(Cousin, Johnson, UKIRT, ...). La prise en compte de l’extinction et de la correction K permet deremonter à la magnitude apparente corrigée de ces effets par:

mcorr = mobs− A− Kcorr

3.1.2 Premiers résultats issus de la recherche bibliographique

Les blazars présentent souvent des variations temporellesde flux de l’ordre du mois, voire du jourou de l’heure, d’où l’intérêt d’avoir fait une étude bibliographique pour retrouver les observations dis-ponibles. D’ailleurs, nous avons noté dans ces données une corrélation entre les variations temporellesdes flux submillimétriques et X, ce qui suggère une même origine du rayonnement à ces longueursd’onde, ce qui est cohérent avec une modélisation non thermique de type synchrotron pour cette partiedu spectre. Nous n’observons pas de corrélation entre les variations des flux radio centimétrique et X,ce qui nous conforte dans l’idée que ces flux ont des origines différentes, ce qui est bien interprété enmodélisant le domaine radio en invoquant un rayonnement synchrotron du jet étendu avec notre codeSimpleJet. Un autre résultat intéressant se dégage de cette recherchebibliographique. Nous sem-blons mettre en évidence l’état X le plus bas jamais observé,en l’occurrence l’observation de XMMen 2004. Nous modélisons cet état bas à la section 3.2.1. Ces observations sont simultanées avec desmesures faites par HESS.

La figure 10 présente l’ensemble des données que nous avons recueillies par notre étude biblio-graphique. Nous voyons que la source est variable à toutes les longueurs d’onde, y compris dans ledomaine optique du fait que nous avons bien soustrait la galaxie hôte.


3.2.1 Données prises après 2000 : état bas

A partir des données prises après 2000, nous avons tenté de modéliser le spectre obtenu en faisantvarier les paramètres du programmesblob. En particulier, pour explorer l’espace des paramètres,

24


10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

FIG. 10 – Ensemble des données recueillies par notre étude bibliographique des ob-servations sur les 20 dernières années de PKS 2005-489. Les couleurs nereprésentent pas les différentes époques d’observations,mais sont plutôtchoisies à des fins de lisibilité. Les flèches indiquent des limites supé-rieures.

nous avons envisagé quatre valeurs différentes du facteur Dopplerδb (8, 10, 18 et 30). Cela nous aconduit à compenser les effets induits par une variation corrélée de l’intensité du champ magnétiqueB (voir la figure 11). Le tableau 1 détaille les paramètres utilisés, ainsi que l’écart à l’équipartitionupart/uB entre la densité d’énergie cinétique des particulesupart et la densité d’énergie magnétiqueuB.

Afin de rester cohérent, nous avons choisi d’affecter le moins possible les paramètres décrivant lapopulation d’électrons du modèle SSC. En effet, nous avons par exemple pu remarquer qu’un para-mètren1 = 2.0 se prêtait aussi bien à la description d’autres blazars comme PKS 2155-304, 1ES 1101-232 et H2356-309 dont nous ne discutons pas plus ici. C’est aussi la valeur universellement attenduepour l’indicen1 de la distribution en énergie des électrons rayonnant si cesélectrons sont accéléréspar un mécanisme standard de Fermi dans un choc fort, ce qui est une hypothèse très raisonnable dansun jet de NAG. Le casn1 = 1.5 est aussi envisageable et s’obtient pour une accélérationdans un chocfort dominé par un gaz relativiste.

La taille rb de la région d’émission peut être contrainte par des arguments observationnels. Ainsi,si l’on observe une variabilité de flux sur un temps∆tobs, pour des raisons de causalité, on peut prévoirune taille maximum pour la zone d’émission :

rb < cδb∆tobs (23)

25


10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(a) δb = 8, n1 = 1.5

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(b) δb = 8, n1 = 2.0

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(c) δb = 10,n1 = 2.0

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(d) δb = 18,n1 = 2.0

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(e) δb = 30,n1 = 2.0

FIG. 11 – Modélisations du spectre de PKS 2005-489 pour différentes valeurs dufacteurs de Doppler pour le blob : Les points de données illustrent l’exis-tence de différents niveaux d’activité observés après 2000. Les points enbleu sont contemporains aux pointsγ. Les spectres générés reproduisentles flux multi-λ observés à l’époque des observations au TeV par HESS.Le spectre en trait plein en radio représente la modélisation de l’émissiondu jet étendu parSimpleJet.

26


Le spectre X observé par XMM en 2004 est très mou et cela contraint la penten2 = 5.0. Ce spectrecorrespond à l’état le plus bas jamais observé en X. Le tableau 1 présente plusieurs modèles admis-sibles pour l’état bas observé en 2004. La variation simultanée deδb etB n’a pas suffi à rendre comptedes observations dans tous les cas, et nous avons aussi dû modifier le volume de la source émettrice,proportionnel àr3

b. Nous avons toujours contraintrb de telle sorte à ne jamais dépasser la taille causale,variant avecδb, en prenant des variations∆tobs inférieures à quelques jours, correspondant aux pluscourtes variations enregistrées pour PKS 2005-489. Par exemple, Dominici et al. (2004) observentenviron 10 jours d’écart entre une variation de flux X et une variation de flux optique pendant l’été1998. En Septembre 2002, Rector & Perlman (2003) observent une variabilité optique d’environ 5jours. Ainsi, cette variabilité∆t = 5 jours nous imposerb < 1.3×1016δb cm, et nous pouvons vérifierque nous remplissons bien cette condition dans tous nos modèles (voir tableaux 1 et 2).

Figure 11(a) 11(b) 11(c) 11(d) 11(e)δb 8 8 10 18 30B [G] 0.5 0.5 0.35 0.2 0.12K1 [cm−3] 1.72×103 3.5×104 4.0×104 1.6×104 9.1×103

n1 1.5 2.0 2.0 2.0 2.0n2 5.0 5.0 5.0 5.0 5.0γmin 1000 1000 1000 1000 1000γb 1.7×104 2.0×104 2.0×104 2.0×104 2.0×104

γc 106 106 106 106 106

rb [cm] 6.1×1015 1.0×1016 9.0×1015 8.0×1015 7.0×1015

upart/uB 34 10 22 27 43

TAB. 1 – Paramètres utilisés pour modéliser le spectre de PKS 2005-489 après2000. On donne également le rapport entre la densité volumique d’éner-gie magnétique et la densité volumique d’énergie cinétiquedes électrons.

Aux basses énergies, nous avons modélisé le jet étendu avec le codeSimpleJet en utilisant lesparamètres suivants : le rayon à la base du jet estr0 = 1016cm (voir l’équation (3)), la longueur du jetestLjet = 50pc, l’angle d’ouverture estϕ =5°, le facteur Doppler estδ j = 2, le paramètre de densitéinitiale des particules estK0 = 90cm−3 (voir l’équation (3)), le facteur de Lorentz maximal initial estγ0

c = 2500 (voir l’équation (4)) et le champ magnétique initial estB0 = 0.04G (voir l’équation (5)).A très haute énergie, aux alentours de 1027Hz, chaque figure présente deux courbes modélisées,

une correspondant aux observations, absorbées par l’IIB, et une d’intensité plus importante corrigéede l’absorption de l’IIB. On voit sur les figures 11 que l’effet d’absorption par l’IIB est quasi imper-ceptible. En effet, étant donné le faible redshift de PKS 2005-489, cet effet ne modifie pas beaucouples modèles. De plus, on peut noter que les données radio sontprises en compte par un autre modèle,correspondant à l’émission synchrotron du jet étendu modélisé parSimpleJet.

Nous voyons donc qu’il existe plusieurs jeux de paramètres possibles permettant de rendre comptedes observations. Cependant, on peut remarquer que les modèles reproduisent le mieux l’émission auTeV pour des valeursδb > 10. En effet, il est possible de “gonfler” artificiellement les modèles pourpouvoir rendre compte des très hautes énergies pourδb < 10, mais dans ces cas-là, l’intensité de labosse Compton inverse à haute énergie devient très importante, au-dessus du seuil de sensibilité deEGRET par exemple, et il devient difficile d’imaginer que desinstruments hautes énergies commeEGRET n’aient relevé que des limites supérieures pour les flux.

27


Ainsi, une valeurδb ∼ 18 comme présentée à la figure 11(d) paraît être un bon compromis entreune intensité de la bosse Compton inverse raisonnable et un facteur Doppler également raisonnable.En effet, Henri & Saugé (2006) montrent que les observationss’accommodent mal de facteurs Dop-pler supérieurs à environ 30, entre autres à partir d’arguments statistiques sur le nombre de sourcesrayonnant le long de la ligne de visée et le nombre de sources vues non collimatées.

Nous pouvons noter que les valeurs des paramètres présentées dans le tableau 1 sont compatiblesavec ce que l’on obtient pour d’autres BL Lac, comme Mrk 421 etMrk 501 (voir par exemple Katar-zynski et al. 2001).

3.2.2 Equipartition

Nous avons essayé de voir s’il y a équipartition entre l’énergie magnétique et l’énergie cinétiquedes particules dans PKS 2005-489 pour les différents jeux deparamètres que nous avons étudiés. Lesdensités volumiques d’énergie associées sont données par les relations (24) et (25).

upart =∫ εc

εmin

εN(ε)dε, oùε = γmec2

= mec2K1

[∫ γb

γmin

γ1−n1 dγ +∫ γc

γb

γn2−n1b γ1−n2 dγ

]

=

mec2K1

[

γ2−n1min −γ

2−n1b

n1−2 +γn2−n1b

γ2−n2b −γ

2−n2c

n2−2

]

si n1,n2 6= 2

mec2K1

[

ln γbγmin

+γn2−n1b

γ2−n2b −γ

2−n2c

n2−2

]

si n1 = 2 etn2 6= 2

(24)

car∫ γ2

γ1

γ1−n dγ =

γ2−n1 −γ2−n

2n−2 si n 6= 2

ln γ2γ1

si n = 2

uB =B2

2µ0(25)

Pour quasiment tous les jeux de paramètres correspondant aux observations ultérieures à 2000que nous avons envisagés (voir la section 3.2.1), nous avonstrouvé que le système était nettementsous l’équipartition, c’est-à-dire que l’énergie des électrons dominent par rapport à l’énergie magné-tique. Ce résultat est assez logique. Dans les jets des NAG, le champ magnétique est engendré pareffet dynamo par l’ensemble des particules fluides contenues dans le plasma, et il est alors normal detrouver une énergie magnétique raisonnablement limitée par l’énergie cinétique disponible dans lesparticules. L’équipartition représente l’état d’énergieminimale pour une source synchrotron. Toute-fois l’état énergétique du système dépend de l’origine exact du champ magnétique, des populationsde particules présentes, et surtout des temps caractéristiques entre les éruptions et les temps de vieradiatifs des particules rayonnantes. C’est une situationopposée à celle de la magnétosphère des pul-sars où le champ magnétique rémanent après l’effondrement de l’astre central est fort et où l’énergiemagnétique domine.

On peut cependant noter le fait que les modèles hadroniques reposent sur un champ magnétiquefort, mais on peut alors se demander comment générer de tels champs forts. Nous ne rentrerons pas ici

28


dans le détail de la polémique entre modèle leptonique ou modèle hadronique. La nature étant souventplus complexe qu’on ne l’imagine, les NAG recèlent certainement une part de ces deux modèles.

3.2.3 Modélisation de l’état haut observé par Beppo-SAX en 1998

Nous avons également tenté d’interpréter l’état haut observé en X par Beppo-SAX en 1998 dedeux manières différentes. En gardant un facteur Doppler dublob δb constant, nous avons interprétéle spectre en terme de champs magnétiques “fort” ou “faible”. Pour cela, et pour contraindre notremodélisation, nous avons supposé que lesγ n’ont pas varié entre 1998 et les observations par HESSen 2004. Nous avons donc modélisé le spectre de PKS 2005-489 en prenant comme chandelles à lafois les données X de 1998et les données au TeV prises par HESS en 2004. La figure 12 présente lesmodélisations obtenues et le tableau 2 montre les paramètres utilisés.

Nous sommes partis de valeurs standard des différents paramètres, comparables à celles obtenuespour les observations après 2000 (voir la section 3.2.1), mais en modélisant cette fois un étathautobservé par Beppo-SAX en 1998 (voir la figure 12(a)). Les données X étant assez précises, ellespermettent de bien contraindre la bosse synchrotron, et en particulier la pente descendante liée auparamètren2 de la population d’électrons. Nous avons donc fixén2 = 3.35. Le paramètreδb influesur la pente descendante de la bosse Compton inverse, plusδb est grand, plus cette pente est raide.Après plusieurs essais qui ne sont pas présentés ici, nous avons fixéδb = 35, qui est le facteur Dopplerminimum9 permettant de rendre compte des très hautes énergies. Nous avons fixéB = 0.8G afin decontraindre la bosse synchrotron et de bien passer notre modèle par les points optiques (figure 12(a)).

Figure 12(a) 12(b)δb 35 35B [G] 0.8 0.06K1 [cm−3] 5.80×102 4.69×100

n1 2.0 2.0n2 3.35 3.35γmin 100 100γb 104 3.0×104

γc 4.2×105 1.5×106

rb [cm] 6.5×1015 1.3×1017

upart/uB 0.10 0.17

TAB. 2 – Paramètres utilisés pour modéliser le spectre de PKS 2005-489 en étathaut observé par Beppo-SAX en 1998.

La colonne du tableau 2 correspondant à la figure 12(a) montreque le système est alors au-dessusde l’équipartition, c’est-à-dire que l’énergie magnétique est supérieure à l’énergie cinétique des par-ticules. Etant donné que le champ magnétique esta priori généré par effet dynamo par les particules,un tel résultat ne semble pas cohérent. Cependant nous calculons ici l’énergie cinétique des particulesrayonnantes, et non celle de l’ensemble des particules présentes dans le système, il est donc tout demême difficile de conclure.

Afin de contourner cette difficulté, nous avons tenté de modéliser le spectre de PKS 2005-489en baissant le champ magnétiqueB afin de diminuer l’énergie magnétique et de se rapprocher de

9Nous évitons les facteurs de Doppler trop importants pour rester réalistes.

29


10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(a) Champ fort :B = 0.8G

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(b) Champ faible :B = 0.06G

FIG. 12 – Interprétation de la distribution spectrale d’énergie de PKS 2005-489 ob-servé dans un état haut par Beppo-SAX en 1998 en terme de champsmagnétiques fort ou faible. Les points en bleu correspondent à des ob-servations contemporaines. En particulier, les points bleus optiques vers1014Hz et les points bleus X sont simultanés. Les deux courbes à trèshaute énergie représentent la distribution spectrale en tenant compte del’absorption ou non par l’IIB. La courbe la plus basse correspond auxobservations, l’autre courbe représente les observationsdésabsorbées àpartir d’un modèle de l’IIB.

l’équipartition. La baisse deB provoque également un décalage du modèle vers les basses fréquences,et nous avons compensé cet effet en augmentant le paramètreγb de rupture de pente de la populationd’électrons. Nous avons également augmenté la valeur deγc pour décrire la partie haute fréquencedes données Beppo-SAX. Nous avons alors abouti au modèle présenté dans la figure 12(b), dont lesparamètres sont détaillés dans la colonne de droite du tableau 2.

Pour modéliser correctement la bosse synchrotron, nous avons dû augmenter notablement la taillerb de la zone d’émission, ce qui s’est traduit par une baisse du paramètreK1 pour modéliser aussi lapartie haute énergie. Nous pouvons noter que la taille caractéristique de la région d’émission restecompatible avec la taille limite imposée par les variationstemporelles. Shen et al. (1998) font étatd’observations VLBI effectuées en Mai 1993 révélant la présence d’une composante compacte dont lataille est de 1.5 mas (milli-arcseconde), soit une taille caractéristique d’environ 6.7×1018cm (2.2 pc),ce qui est compatible avec toutes nos valeurs derb.

Cependant, le modèle donne un résultat toujours au-dessus de l’équipartition, ce qui n’a pas résolunotre problème. De plus, le fait d’avoir diminué le champ magnétique n’est pas forcément une solutionsatisfaisante. En effet, les BL Lac comme PKS 2005-489 présentent en général une polarisation assezimportante, ce qui suggère un champ magnétique bien structuré et donc ayant une intensité assezimportante. Nous allons voir comment résoudre ce problème àla section 3.3.

30

3.3 Discussion

3.3 Discussion

3.3.1 Discussion sur la variabilité entre X etγ

Les blazars semblent présenter des comportements très différents du point de vue de la variabilitéentre les flux X etγ. En effet, pour H2356-309, on a pu observer desγ très variables avec des X peuvariables. Pour Mrk 421 (Maraschi et al. 1999) et Mrk 501 (Kataoka et al. 1999), les variations X etγ semblent souvent simultanées. PKS 2155-304 (Kataoka et al.2000) semble présenter des variationsX, mais sans variationγ associée.

Dans le cas de PKS 2005-489, comme nous l’avons vu, nous avonsrelevé des variations du flux X,par exemple entre l’état haut de 1998 et l’état bas de 2004. Cependant, nous avons peu d’informationssur une éventuelle variabilité du fluxγ. Pour ce qu’on en a observé, le fluxγ ne semble pas varier defaçon notable. Nous avons donc supposé en section 3.2.3, en nous basant sur l’exemple de PKS 2155-304, que le flux X varie, mais que le fluxγ ne varie pas.

3.3.2 Prédiction desγ pour 1998 en étant en-dessous de l’équipartition

Nous allons maintenant faire le raisonnement inverse. Nousavions supposé que lesγ ne variaientpas entre l’état haut observé par Beppo-SAX en 1998 et les observations HESS de 2004. Cependant,nous avons vu que nos modèles n’étaient pas cohérents en ce qui concerne l’équipartition du système,ce qui signifie peut-être que le fluxγ a variéentre 1998 et 2004. Nous allons donc maintenant supposerque la source est en-dessous de l’équipartition, avecupart/uB ∼ 20, comme dans les cas présentés àla section 3.2.1, et nous pouvons alors en déduire le fluxγ qui devait correspondre à l’époque desobservations en X en 1998.

Nous avons reprisB= 0.8G, ce qui était le cas de la modélisation en champ fort de la section 3.2.3.En effet, PKS 2005-489 étant un objet de type BL Lac et étant fortement polarisé, on s’attend plutôtà un champ magnétique de cet ordre de grandeur. Pour avoirupart/uB = 20, il faut alors queK1 =1.16×105cm−3 si l’on conserve la même population d’électrons que celle utilisée pour le modèle dela figure 12(a). Cette contrainte surK1 va également nous apporter une contrainte surrb lorsque nousmodélisons la bosse synchrotron par le modèle SSC. Nous avons alors estimé le fluxγ qu’aurait dûavoir PKS 2005-489 pour rendre compte de son émission X dans le cadre du modèle SSC (voir lafigure 13). Nous voyons déjà d’une part que ce flux est cohérent, et suggère qu’un état haut en Xserait accompagné d’un état haut enγ, ce qui se rapproche du comportement observé pour Mrk 421et Mrk 501. D’autre part, une telle solution pour PKS 2005-489 en état haut permet de dégager desscénarios de comportement qui seraient assez similaires pour les autres BL Lac proches.

31

3.3 Discussion

10 15 20 25

-16

-14

-12

-10

(a)

δb 35B [G] 0.8K1 [cm−3] 1.16×105

n1 2.0n2 3.35γmin 100γb 104

γc 4.2×105

rb [cm] 1.12×1015

upart/uB 20(b)

FIG. 13 – Spectre de PKS 2005-489 et les paramètres associés pourl’état haut de1998 à partir de l’estimation du fluxγ en supposantupart/uB ∼ 20.

32

4 La galaxie M 87 : un nouveau type de sourceγ


M 87 est une galaxie elliptique géante et une radiogalaxie intense proche (z=0.00436; Smith et al.2000), située au cœur de l’amas Virgo. Sa masse totale est estimée à 2.7×1012M⊙ (Brandt & Roosen1969). Son jet est l’un des plus connus et des mieux étudiés à toutes les échelles de par sa proximitéet sa forte radiation synchrotron en optique. Par exemple, le jet a été étudié parChandrapar Wilson& Yang (2002) qui le détectent jusqu’à une distance∼ 21′′ du centre, soit une longueur vue en X de1.8 kpc. La grande taille apparente du jet exclut des effets de projection trop importants, si le jet étaitquasiment aligné avec la ligne de visée, il serait absolument gigantesque.

En radio, on peut voir des jets spectaculaires qui s’étendent sur plusieurs dizaines de kiloparsecs.La source centrale est un trou noir supermassif d’une masseMBH ≃3×109M⊙ (Macchetto et al. 1997).Des observations par leHubble Space Telescopeont révélé des vitesses apparentes superluminiques del’ordre de 4c–6c en-deçà de 400 pc pour les nodules du jet interne, confirmant que le jet est relativiste(Biretta et al. 1999).

La présence d’un trou noir supermassif en son sein et l’existence de jet font de M 87 un candidatintéressant à une émissionγ au TeV. Ainsi, Le Bohec et al. (2004) rapportent une limite supérieuremesurée avecWhippleen 2000 et 2001, concordant avec des éruptions X observées par RXTE (RossiX-ray Timing Explorer). HEGRA a pointé ses télescopes en direction de M 87 en 1998 et 1999 pourenviron 77h d’observation exploitable (Aharonian et al. 2003; Beilicke et al. 2004). Un excès dephotonsγ de 4.1σ a été enregistré et un flux intégré (E > 730 GeV) de 3.3% du flux du Crabe10 a étémesuré. Il restait à confirmer cette détection.

FIG. 14 – Le flux récemment mesuré par HESS pour M 87 n’est pas compatibleavec celui mesuré par HEGRA, suggérant l’existence d’une variabilité.Le flux intégré en photons est indiqué et un flux de 1% de celui duCrabeest reporté. D’après Beilicke et al. (2005).

En 2003 et 2004, HESS a cumulé 45h d’observation exploitable de M 87 et a enregistré un excèsde 5.8σ, confirmant ainsi la détection de HEGRA (Beilicke et al. 2005). Le flux mesuré par HESS

10Le flux de la Nébuleuse du Crabe sert d’étalon de calibration pour les observations au TeV.

33


n’est pas compatible avec celui mesuré par HEGRA, suggérantque le fluxγ de M 87 est variable(voir la figure 14).

Puisque son jet n’est pas aligné avec notre ligne de visée (voir par exemple Reynolds et al. 1996;Biretta et al. 1999), M 87 est ainsi la première source extragalactique vue au TeV qui ne soitpasun blazar, ouvrant ainsi le champ à l’étude d’un nouveau typede sourcesγ de très haute énergie.Ainsi, d’autres radiogalaxies comme Cen A pourrait être dessources potentielles au TeV. Aharonianet al. (2005d) expliquent que Cen A serait un bon candidat au TeV avec HESS en cas d’éruption, ladétection d’un état haut optique devrait ainsi motiver des observations au TeV. Dans le contexte desmodèles d’unification, on pourrait considérer M 87 comme étant une BL Lac non alignée (Tsvetanovet al. 1998). Nous nous demandons ici si l’émission au TeV détectée par HESS est dû à une structurealignée sur la ligne de visée ou non.

FIG. 15 – CarteChandradu jet interne de M 87, avec la dénomination des princi-paux nodules. D’après Harris et al. (2003).

La position de l’émissionγ détectée par HESS est compatible avec le centreet avec les régionsinternes du jet étendu, puisque la résolution spatiale de HESS est moins importante qu’aux plus bassesénergies. Nous ne pouvons donc pas savoir d’où provient exactement l’émission au TeV. Cependant,lorsqu’on parle d’émission à très haute énergie dans les NAG, on pense souvent aux sites accélérateursau voisinage de la source centrale. Nous pouvons donc envisager que le fluxγ provient des régionscentrales, au niveau du noyau ou du nodule HST-1 (Biretta et al. 1999) (voir la figure 15). Nouspensons donc que les photonsγ détectés sont originaires d’une zone d’accélération.

Georganopoulos et al. (2005), en prenant en compte le noyau et les nodules HST-1 et A, pensentmettre en évidence une zone de décélération le long du jet. Ils montrent également que la source desphotons au TeV devrait être le noyau de M 87 en se basant sur unecorrélation de la variabilité des fluxX et γ dans le noyau sur une échelle temporelle de l’ordre de l’année, mais absente dans les nodulesHST-1 et A. Nous mentionnons que Georganopoulos et al. (2005) ont utilisé les toutes premièresdonnées HESS communiquées, alors que nous avons à notre disposition des données plus récentes etretraitées.

Cependant, Jorstad et al. (2005) mettent quant à eux en évidence une tendance à l’accélération àpartir de nouvelles observations VLBI millimétriques le long du jet de 15 NAG. Ceci est plutôt enaccord avec nos travaux présentés à la section 4.2.4 où nous modélisons un blob de plasma situé à la

34

4.1 Modifications des codesSimpleJet et sblob

base du jet de M 87, dans une zone d’accélération. Nous pouvons également mentionner les travaux deReimer et al. (2004) qui interprètent le rayonnementγ de M 87 dans le cadre du modèle hadronique.Nous avons utilisé les mêmes données X deChandraqu’eux, données qui proviennent de Wilson& Yang (2002). Nous modélisons le spectre X observé parChandraen 2000 pour rendre comptedu spectreγ observé par HESS en 2004. L’absence de données vraiment simultanées reste doncun problème qu’il faudra résoudre par l’organisation de suivis multi-longueurs d’onde coordonnés,surtout si la variabilité de la source se confirme et s’avère importante.


Avant toute chose, nous devons noter qu’avant de modifier lescodes, il a bien sûr fallu les com-prendre de manière approfondie, ce qui représente déjà un certain travail en soi.

Dans le cas de M 87, le jet semble être incliné d’un angle∼ 15 par rapport à la ligne de visée(voir par exemple Reynolds et al. 1996; Biretta et al. 1999).Nous avons donc dû modifier le codeSimpleJet qui ne prenait initialement en compte que de faibles angles entre le jet et la ligne devisée. DansSimpleJet, le jet est discrétisé sous forme de “tranches” de cylindres(Katarzynskiet al. 2003). Nous avons donc projeté ces cylindres selon la nouvelle ligne de visée (l’axex′ de lafigure 16). Le jet étendu présentant une symétrie de révolution, nous devions projeter les sectionscylindriques sur l’axex′ uniquement.

x

x′

θ

b y

FIG. 16 – Schéma explicatif de la discrétisation du jet étendu. L’axe x est l’axe dujet, l’axe x′ représente la ligne de visée, etθ est l’angle d’orientationsous lequel est vu le jet. A faiblesθ, le transfert du rayonnement émis àla base du jet s’effectue à travers toutes les sections du jet. A grandsθ, lerayonnement s’échappe plus vite vers le milieu interstellaire.

Ainsi, lorsque l’angleθ entre le jet et la ligne de visée augmente, l’épaisseur du jettraversée par

35


le rayonnement émis diminue pour l’observateur, il faut donc en tenir compte dans le coefficient deself-absorption entre les électrons. En contrepartie, l’effet de boost Doppler s’amenuise considérable-ment lorsqueθ augmente. On comprend donc que le flux du jet diminue lorsqueθ augmente (voir lafigure 17). De plus, une des difficultés rencontrées a été de modéliser le rayonnement synchrotron deM 87, dont le flux est environ dix fois plus faible que celui de PKS 2005-489, pour des fluxγ peudifférents.

8 10 12 14

-16

-14

-12

-10

-8

FIG. 17 – Influence de l’angleθ sur le flux observé du jet. Le flux diminue lorsqueθ augmente et vaut ici, respectivement, 10°, 20°, 30°, 40° et 50°. Cesdistributions spectrales d’énergie sont obtenues pourγc = 104.

Une autre possibilité pour expliquer l’émission aux hautesénergies au-delà des modèles SSCappliqués aux blazars est d’invoquer l’existence d’un processus de rayonnement Compton inverse ex-terne, dont les photons incidents ne proviennent pas du rayonnement synchrotron (comme dans le casSSC), mais d’un champ de rayonnement externe, comme le rayonnement thermique de la couronnechaude au voisinage du disque d’accrétion dans les régions internes du NAG ou encore le rayonne-ment absorbé et réémis par les BLR (Broad Line Region) en infrarouge (voir la section 1.2). Nousavons implémenté ces modèles supplémentaires danssblob pour essayer de comprendre quelle estl’origine dominante du rayonnementγ de M 87.

Pour ce faire, nous avons implémenté dans le codesblob le calcul de la luminosité du champ de

36

4.2 Modélisations SSC

rayonnement externe, de type loi de Planck (voir la section 4.3.2, et l’équation (28) en particulier.).Nous avons donc rajouté une fonction calculant une loi de Planck normalisée dans nos bibliothèques etnous avons modifié le coefficient d’absorption du rayonnement Compton inverse (voir l’équation (20))dans le cas d’un champ de rayonnement externe. En effet, la densité numérique de photons de l’équa-tion (18) ne prend alors plus comme argument l’intensité du rayonnement synchrotronI ′s, mais prenden compte l’intensité du champ de rayonnement thermique externe considéré (des poussières ou dela couronne UV par exemple) de l’équation (28), dont nous discuterons ultérieurement. Nous avonségalement intégré dans nos codes la conditionδb/ j < 1/sinθ de manière à ne pas calculer une vitessecomplexe par inadvertance pour le blob ou le jet.


4.2.1 Discussion sur l’angle d’orientationθ

Avant de modéliser les observations, nous devons nous poserla question de la valeur de l’angleθ entre le jet de M 87 et la ligne de visée. Clairement, M 87 nous présente un jet étendu quin’estpasaligné avec notre ligne de visée. En effet, Biretta et al. (1999) font état d’une longueur apparentedu jet étendu de∼ 30′′ observé par le HST, ce qui exclut des effets de projection trop forts, sinon lejet serait intrinsèquement absolument gigantesque si son axe était proche de la ligne de visée. Par cetargument, Biretta et al. (1999) s’abstiennent de prendre encompte des angles inférieurs à 10° dansleurs calculs.

Ford et al. (1994) ont détecté avec le HST la présence d’un disque de gaz ionisé à grande échelledans M 87, et ils déduisent que le jet observé est à peu près normal au plan de ce disque qui est inclinéde 42° par rapport à la ligne de visée. Bicknell & Begelman (1996) proposent une modélisation de lastructure à grande échelle du jet de M 87 et prédisent un angleθ ∼ 30°–35°.

L’angle d’orientation est souvent cité comme étant de l’ordre de 20°–40°, mais Biretta et al. (1999)ont montré que les vitesses superluminiquesvapp∼ 6c qu’ils ont observées dans les nodules HST-1 dujet imposentθ < 19.

On peut encore mentionner le fait que le jet pourrait être courbé, ce qui fait que l’angle d’orien-tation n’est plus bien défini et n’est plus constant le long dujet. Toutefois, nous pouvons voir dansl’encadré en haut à droite de la figure 20 que le jet reste bien collimaté sur environ 1 kpc, et il paraîtstatistiquement improbable que la courbure soit normale auplan du ciel. Nous négligerons donc leseffets d’une éventuelle courbure du jet.

4.2.2 Les données utilisées

En ce qui concerne les données observationnelles, nous avons utilisé des données de 2003, 2004et 2005 pour les mesures faites par HESS (Beilicke et al. 2005). La limite supérieure deWhippleà400 GeV mesurée entre 2000 et 2003 provient de Le Bohec et al. (2004). Le point HEGRA à 730 GeVmesuré en 1998 et 1999 est tiré de Beilicke et al. (2004). Les donnéesChandrades 20 Avril et 30Juillet 2000 proviennent de Wilson & Yang (2002). Les mesures du noyau de M 87 du VLA en radio,de Einstein en X et du mont Palomar en optique entre 1979 et 1985 proviennent de Biretta et al. (1991).Nous avons également des limites supérieures enγ par EGRET entre 1991 et 1993 (Sreekumar et al.1994), en X par RXTE en Janvier 1998 (Reynolds et al. 1999) et en UV par EUVE (Berghöfer et al.2000). Les données de XMM du 19 Juin 2000 sont tirées de Böhringer et al. (2001). Perlman et al.

37


(2001) donnent des mesures à 10µm prises en Mai 2001 à partir du télescope Gemini North. Enfin,les observations du HST en optique et en UV en 1991 sont données par Sparks et al. (1996).

Nous devons noter que Harris et al. (2006) ont publié tout récemment un article faisant état d’unevariabilité d’un facteur 50 en flux dans le nodule HST-1 du jetde M 87 entre 2000 et 2005 à partird’observations X avecChandra. Le 30/07/2000, la densité de flux de HST-1 était deνFν = 1.4×10−13erg cm−2 s−1 à 2 keV, et a augmenté jusqu’à atteindreνFν = 8.3×10−12erg cm−2 s−1 à 2 keV le22/04/2005. Pour l’instant, nous ne savons pas bien si les rayonsγ proviennent plutôt du noyau oudu nodule HST-1. Il faudrait tenir compte de ces valeurs si l’on voulait étudier en détails l’origined’émission desγ dans M 87.

4.2.3 Scénario “blob-in-jet”

Dans un premier temps, nous nous plaçons dans le cas d’un scénario simple de type “blob-in-jet”(voir la figure 18) où nous supposons que le blob se déplace dans le jetdans la même directionque lejet (Katarzynski et al. 2003). A ce moment-là, l’angleθ entre la direction du blob et la ligne de viséeest d’environ 15° pour M 87, en nous basant sur les travaux de Biretta et al. (1999). On peut montrerque pour que la vitesse réelle du blob soit inférieure àc et soit réelle11, on doit avoirδb sinθ < 1 (voirpar exemple Reynolds et al. 1996).

vj

vj

vjvbθ

FIG. 18 – Schéma du scénario “blob-in-jet”.vj est la vitesse du jet,vb est la vitessedu blob,θ est l’angle entre l’axe du jet et la ligne de visée.

Nous avons modélisé le spectre de M 87 en prenantθ = 19° (voir la figure 19(a)), qui est l’anglemaximal préconisé par Biretta et al. (1999), ce qui nous imposeδb < 3.0716. Les paramètres du mo-dèle SSC associé sont présentés dans la deuxième colonne du tableau 3. Nous voyons alors que labosse Compton inverse ne se situe pas à assez haute fréquencepour rendre compte des observationsHESS. Nous avons tenté d’augmenter la fréquence de cette bosse, en jouant sur les différents para-mètres influençant cette fréquence autres que le facteur Doppler δb, notamment l’intensité du champmagnétiqueB et le facteur de Lorentz maximal de la population d’électrons γc, mais nos efforts ontété vains. Ceci vient peut-être du fait que notre système passe ici dans le régime de Klein-Nishina. Enplus du modèle de diffusion de Thomson, le modèle de Klein-Nishina décrit les effets de mécaniquequantique relativiste et prend en compte l’interaction du spin et du moment magnétique de l’élec-tron avec les photons du champ de rayonnement. Ce régime diffère du régime Thomson à très hauteénergie seulement (voir par exemple Moderski et al. 2005; Blandford et al. 1990, pp. 174 et 180). En

11i.e. vb ∈ R, et non complexe.

38


particulier, à la transition entre les deux régimes, la section efficace de comptonisation est modifiée etdevient plus faible à très haute énergie, atténuant ainsi leflux émis.

Nous avons alors diminué l’angleθ à 10° (voir la figure 19(b)), ce qui permet de pousser le facteurDoppler àδb = 5 (voir les paramètres dans la colonne de droite du tableau 3). Nous voyons que nouspouvons maintenant décrire les très hautes énergies d’une manière plus satisfaisante, mais encoremarginale.

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(a) δb = 3.07,θ =19°

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(b) δb = 5,θ =10°

FIG. 19 – Modélisations du spectre de M 87 par un scénario SSC de type “blob-in-jet”. Les basses fréquences sont bien reproduites grâce àSimpleJetavec un angle deθ =19° dans les deux cas, et la contribution de la galaxiehôte est bien décrite par le codeeg. On voit que le choix d’un facteurDoppler trop limité ne permet pas d’atteindre les énergies requises pourle pic Compton inverse.

4.2.4 Evasement de la base du jet de M 87

Une autre approche paraît séduisante. Dans un cadre unificateur avec les sources au TeV de typeBL Lac, nous avons conservé en ordre de grandeur les paramètresγmin, γb, γc et n1 décrivant la po-pulation d’électrons que nous avons utilisés pour PKS 2005-489. Ainsi, pour augmenter la fréquencede la bosse à haute énergie, il faut augmenter le facteur Doppler δb, or celui-ci est limité par l’effet deprojection du jet par rapport à la ligne de visée. Si nous voulons rendre compte de l’émission au TeV,il faut supposer que le blob se déplace dans une zone où son vecteur vitesse puisse être plus prochede la ligne de visée que dans le cas “blob-in-jet”.

Des observations VLBI du cœur de M 87 effectuées en Février 1995 et en Mars 1999 montrentque l’angle d’ouverture du jet augmente rapidement en se rapprochant du centre lorsqu’on regardeà des échelles d’environ 0.01 pc (Junor et al. 1999; Biretta et al. 2002) (voir la figure 20). De plus,

39


Figure 19(a) 19(b)δb 3.07 5θ 19° 10°B [G] 1.0 0.3K1 [cm−3] 2.2×106 2.1×106

n1 2.0 2.0n2 3.5 3.5γmin 100 1000γb 104 2.0×104

γc 106 1.4×106

rb [cm] 3.0×1014 2.7×1014

upart/uB 239 1741

TAB. 3 – Paramètres utilisés pour différents modèles SSC du spectre de M 87 dansle cadre du scénario “blob-in-jet”.

les observations de HESS montrent que l’origine de l’émission au TeV concorde avec les régionscentrales de M 87 (Beilicke et al. 2005), excluant déjà les zones des lobes radio.

FIG. 20 – Observations VLBI de M 87 et de la zone évasée de formation du jet.D’après Junor et al. (1999).

Biretta et al. (2002) observent un angle d’ouverture deϕ ∼ 60° à la base du jet. Une solution pourcontourner les difficultés rencontrées pour décrire les très hautes énergies dans le scénario “blob-in-jet” est d’imaginer que des blobs de plasma soient présents dans la zone évasée à la base du jet(voir la figure 21). Ainsi, un des blobs pourrait être quasiment aligné avec la ligne de visée, et sesémissions synchrotron et Compton inverse au TeV peuvent alors être interprétées comme dans lecas des blazars habituellement observés par HESS, tout en interprétant le jet étendu avec un angle

40


d’orientationθ ∼ 15°.De fait, tous les modèles de formation de jet par les forces magnéto-centrifuges prédisent une

zone d’accélération évasée à la base du jet, où les forces centrifuges sont à l’œuvre (voir par exempleGracia et al. 2005). Dans la même optique, nous pouvons également citer le travail de McKinney(2006) qui présente tout récemment des simulations numériques de formation d’un jet dominé par unflux de Poynting et de propagation du jet au voisinage d’un trou noir accrétant, basé sur des équationsde magnétohydrodynamique et de relativité générale. Pour M87, il modélise le jet jusqu’à 1.4 pc dutrou noir central et aboutit à un angle d’ouverture compris entre 32° et 90° à la base du jet.

Les études observationnelles d’une part de Junor et al. (1999); Biretta et al. (2002), et théoriquesde McKinney (2006) d’autre part, nous confortent dans l’idée que la distribution spectrale d’énergieà haute énergie de M 87 pourrait très bien être expliquée par un nodule de matière se propageant àla base du jet, dans une zone d’accélération et évasée, et ce dans une direction proche de la ligne devisée, nous autorisant à augmenter le facteur Doppler dans nos modèles.

vj

vj

vj

vj

vj

vj

vj

vb

θ

ϕ

FIG. 21 – Schéma de l’évasement de la base du jet.vj est la vitesse du jet,vb est lavitesse du blob,θ est l’angle entre l’axe du jet et la ligne de visée,ϕ estle demi-angle d’ouverture du jet à sa base. Dans le texte, nous appelonsangle d’ouverture l’angle 2ϕ.

Nous avons alors décrit le jet étendu en utilisant le codeSimpleJet de manière à reproduirel’étendue du spectre de la radio jusqu’aux X mous pour ce jet (voir les courbes en trait plein à basseénergie de la figure 22). En effet, le jet étendu rayonne en synchrotron dans une large gamme defréquence, jusqu’aux X (voir par exemple Harris et al. 2003). Nous avons interprété l’émission hauteénergie en terme de facteurs Doppler différents (voir la figure 22) avec des paramètres donnés dans letableau 4. La contribution de la galaxie hôte est également représentée.

Le système apparaît être très en-dessous de l’équipartition, et cela va même à l’encontre du schémad’unification entre les BL Lac et les radiogalaxies que nous tentons de mettre en place (voir le ta-

41


10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(a) δb = 10,n1 = 2.0

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(b) δb = 15,n1 = 2.0

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(c) δb = 30,n1 = 2.0

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(d) δb = 15,n1 = 1.5

FIG. 22 – Interprétation du spectre de M 87 pour un blob rayonnantpar SSC et sedirigeant proche de la ligne de visée dans la partie évasée à la base dujet.

bleau 4). En effet, le calcul d’équipartition montre que l’effet dynamo à l’œuvre dans M 87 estbien moins efficace que dans la plupart des BL Lac. Toutefois,nous pouvons citer les travaux deKato et al. (2006) qui aboutissent également à une situationtrès en-dessous de l’équipartition, avecupart/uB ∼ 190, dans le cas d’un blazar observé dans l’hémisphère Nord,H1426+428.

Nous voyons que tous les modèles présentés permettent de rendre compte de l’émission au TeVdans le cadre du scénario du blob dans la zone évasée du jet. Unchamp magnétique de l’ordre de

42

4.3 Prise en compte du rayonnement Compton inverse externe

B = 0.3 G concorde bien avec l’idée de schéma unifié entre les radiogalaxies et les blazars, toujoursen invoquant la structure homogène requise pour le champ magnétique pour expliquer la polarisationdes blazars. Si l’on se détache de ce cadre unificateur, un champ magnétique plus faible de l’ordre deB = 10 mG rend également compte des observations. Le cas oùn1 = 1.5 permet d’expliquer le spectrede M 87 en invoquant une densité dans le blob légèrement plus basse que dans le casn1 = 2.0, àfacteurs Doppler égaux. Ce modèle permet également de diminuer l’écart à l’équipartition.

Figure 22(a) 22(b) 22(c) 22(d)δb 10 15 30 15B [G] 0.3 0.04 0.01 0.3K1 [cm−3] 3.5×106 1.7×105 4.5×104 5.4×104

n1 2.0 2.0 2.0 1.5n2 3.5 3.5 3.5 3.5γmin 1000 1000 1000 1000γb 2.0×104 2.0×104 2.0×104 2.0×104

γc 1.4×106 1.4×106 1.4×106 1.4×106

rb [cm] 8.5×1013 6.0×1014 1.0×1015 3.7×1013

upart/uB 2946 8004 33900 3844

TAB. 4 – Paramètres utilisés pour différents modèles SSC du spectre de M 87 pourun nodule se propageant dans une direction proche de la lignede viséedans la zone évasée à la base du jet.

De tous les modèles présentés jusqu’ici, celui correspondant à la figure 22(a) présente le plusgrand paramètre de densitéK1, et est donc le plus critique pour vérifier la conditionτ ′

γγ < 1 discutée àla section 2.4. Nous avons donc vérifié que cette condition était toujours remplie pour ce cas, et nousavons obtenu que la valeur la plus défavorable étaitτ ′

γγ ∼ 10−14. Nous pouvons donc généraliser etaffirmer que l’on a bienτ ′

γγ < 1 dans tous nos modèles.Nous prédisons la possibilité de variations temporelles∆t > rb

cδb∼ 0.3h pour les plus rapides,i.e.

des variations inférieures à la journée ne sont pas exclues.De plus, ce fait est testable expérimen-talement. Ces variations rapides sont recherchées pour permettre de contraindre la taille de la régiond’émission. A ce sujet, nous pouvons par exemple noter que Bach et al. (2006) ont étudié la variabilitéde la BL Lac S5 0716+714 à partir d’observations radio à hauterésolution du noyau et en déduisentune taille caractéristique de la zone d’émission de∼ 8×1014 cm, ce qui est une valeur cohérente avecnos valeurs derb pour M 87, qui est peut-être, rappelons-le, une BL Lac non alignée. Ce fait va doncdans le sens du schéma unificateur.


Le scénario SSC a déjà montré son efficacité à rendre compte des propriétés haute énergie desblazars, mais avec la radiogalaxie M 87 nous étudions ici unenouvelle famille de sources au TeV. Afinde compléter notre analyse et d’ouvrir nos modélisations à différents types de processus, nous avonsrajouté dans notre codesblob la possibilité d’un rayonnement de type Compton inverse externe(EIC, pour “external inverse Compton”).

43


4.3.1 Modélisation du spectre de M 87 avec une composante Compton inverse externe

En effet, on peut imaginer que le rayonnementγ puisse provenir d’une interaction Compton in-verse avec un fond de rayonnement de l’environnement de la source centrale et non du blob lui-même.La couronne chaude au voisinage du disque d’accrétion émet un rayonnement UV, avec typiquementEcor ∼ 10eV (Sikora et al. 1994). Les poussières environnantes absorbent le rayonnement du disqued’accrétion et réémettent en infrarouge avecEdust∼ 0.4eV. Ces photons UV et IR thermiques, doncresponsables de champs de rayonnement de type loi de Planck,peuvent interagir avec les électronsdu blob par effet Compton inverse, engendrant le rayonnement Compton inverse externe dans leshautes énergies. Nous pouvons noter que le fond de rayonnement externe peut aussi être dû au jet àgrande échelle, qui rayonne en synchrotron un champ de rayonnement pouvant aller du domaine radiojusqu’aux X dans le cas de M 87. Nous n’avons pas étudié son effet ici.

En première approximation, nous considérons le champ de rayonnement externe comme étantblueshifté seulement. En effet, une partie des photons de cerayonnement viennent aussi de la sourcecentrale, mais vus par les électrons relativistes en mouvement par rapport à cette source, ces photonsseront redshiftés, et le rayonnement résultant de l’interaction de ces photons avec les électrons dublob sera diminué par effet Doppler. Par contre, les photonsvenant de front vont être vus commeétant blueshiftés par les électrons et le rayonnement issu de leur interaction va être amplifié par boostDoppler. La contribution des photons redshiftés est donc négligeable (voir par exemple Sikora et al.1994). Le champ de rayonnement externe (CRE) sera ainsi vu par les électrons relativistes commeayant un facteur DopplerδCRE∼ Γb, oùΓb est le facteur de Lorentz du blob.

La figure 23 présente les spectres de M 87 obtenus en modélisant les hautes énergies par unprocessus EIC en supposant que le rayonnementγ est dû aux photons incidents de la couronne chaude(23(a)), et par un processus EIC avec des photons incidents venant des poussières absorbant l’émissionUV et la réémettant en IR (23(c)), dans le cas où l’émission Compton inverse externe domine, et lesfigures 23(b) et 23(d) représentent les mêmes spectres dans le cas où l’émission SSC à haute énergiedomine. Comme aux sections 4.2.3 et 4.2.4, nos modèles rendent compte des donnéesChandrade2000 et des données HESS de 2004. Nous avons fait ce choix car,bien que la source ait pu varierentre temps, ces observations semblent correspondre à des états bas.

Le fait d’intégrer un nouveau type de champ de rayonnement dans nos modèles introduit éga-lement de nouveaux paramètres. Pour le champ de rayonnementthermique externe que nous avonsimplémenté ici, nous avons maintenant trois nouveaux paramètres : la températureTBB du corps noirassocié12, la luminositéLnuc est la luminosité intrinsèque de la source centrale associée au disqued’accrétion, et un troisième paramètreτ . Ce paramètre peut être vu comme étant la fraction de laluminositéLnuc, diluée à des distances comparables au rayon de la zone émettrice rb, qui est diffuséeou réémise isotropiquement (Sikora et al. 1994). Dans le casd’une diffusion,τ peut être interprétécomme étant la profondeur optique dans la zone de rayonnement externe au blob.

La luminosité d’Eddington de la source centrale de M 87 est donnée parLEdd = 1.26×1038MBHM⊙

=

3.8× 1047 erg/s oùMBH = 3× 109M⊙ est la masse du trou noir central de M 87 (Macchetto et al.1997). Une valeur typique deLnuc pour des quasars très actifs est de l’ordre de 1044 erg/s. Dans notrecas, nous avons choisiLnuc ∼ 1036–1037erg/s, car le noyau de M 87 est certainement moins actif quecelui des quasars lointains et encore jeunes. En effet, une estimation de la luminosité en bande X àpartir des observations nous donnait un ordre de grandeur de∼ 1040erg/s. De plus, des valeurs de

12L’indice “BB” se rapporte à “blackbody”.

44


Lnuc de l’ordre de 1044 erg/s, même en prenantτ de l’ordre de 10−6, rendent le spectreγ de M 87complètement dominé par la contribution EIC avec des flux de l’ordre deνFν ∼ 10−7 erg/cm2/s, et ildevient alors difficile de concevoir que dans ce cas M 87 n’aitjamais été détectée au TeV auparavant.

Pour corroborer cette estimation deLnuc, il est à noter que mon travail de stage de Master 1 l’annéedernière m’a amené à travailler pendant 3 mois sur la galaxieelliptique NGC 4261 à partir d’observa-tions X parChandraau CfA (Center for Astrophyics) de l’Université de Harvard àCambridge, MA,USA, sous la direction de William Forman, Christine Jones etRalph Kraft. NGC 4261 (3C 270) estune radiogalaxie de type FR I et présente une intense activité radio, associé à un noyau moyennementactif, comme dans le cas de M 87. Une estimation de la luminosité X totalede cette galaxie nous avaitalors donné environ 1041erg/s. On conçoit alors que la luminosité du noyau soit bien inférieure, ce quiest compatible avec ce que nous supposons pour M 87.

Nous devons également noter que Di Matteo et al. (2003) ont calculé la luminosité théoriquedu noyau dans le cadre d’une accrétion de Bondi à partir des données X deChandrade Wilson &Yang (2002), que nous avons également utilisées, et obtiennent une valeur de l’ordre de 5×1044erg/s.Toutefois, ils précisent que le flux X du noyau semble être dominé par un processus d’éjection, cequi modifie les propriétés de l’accrétion centrale, et concluent en faveur d’une accrétion advectiveen régime sous-lumineux, ce qui implique une luminosité du noyau relativement faible, comme nousl’avons suggéré.

Scénario EIC sur les photonsUV de la couronnechaude

EIC sur les photonsIR des poussières

EIC sur les photonsUV de la couronnechaude

EIC sur les photonsIR des poussières

Figure 23(a) 23(c) 23(b) 23(d)δb 30 30 30 30B [G] 0.01 0.01 0.01 0.01K1 [cm−3] 5.6×103 5.6×103 5.3×104 5.3×104

n1 2.0 2.0 2.0 2.0n2 3.5 3.5 3.5 3.5γmin 1000 1000 1000 1000γb 2.0×104 2.0×104 2.0×104 2.0×104

γc 1.4×106 1.4×106 1.4×106 1.4×106

rb [cm] 2.0×1015 2.0×1015 9.5×1014 9.5×1014

TBB [K] 13 23370 (10 eV) 935 (0.4 eV) 23370 (10 eV) 935 (0.4 eV)Lnuc [erg/s] 2.0×1037 1.0×1037 1.0×1036 1.0×1036

τ 3.0×10−3 4.0×10−4 10−3 10−4

TAB. 5 – Paramètres utilisés pour les différents modèles EIC du spectre de M 87.La contribution EIC domine pour les paramètres des deux colonnes degauche, la contribution SSC domine pour les deux colonnes dedroite.

Nous pouvons voir sur la figure 23 qu’en faisant intervenir unchamp de rayonnement externe,les contributions SSC et EIC à hautes énergies peuvent avoirle même ordre de grandeur. Selon lesparamètres utilisés, nous pouvons modéliser le spectreγ de M 87 en faisant dominer soit la contri-bution SSC à haute énergie, soit la contribution EIC. Pour cefaire, nous avons conservé la bossesynchrotron que nous avions obtenue dans le scénario du jet évasé avecδb = 30 dont les paramètressont présentés dans la troisième colonne du tableau 4, puis nous avons modifié les valeursK1 et rb touten gardant la bosse synchrotron au même niveau pour modifier l’intensité de la bosse SSC à haute

45


énergie, et en jouant en parallèle sur les valeurs deLnuc etτ pour faire varier la contribution du champde rayonnement externe.

Nous pouvons cependant remarquer que, toutes choses étant égales par ailleurs, la contributionSSC semble dominer pour une région émettrice plus petite quelorsque la contribution EIC domine.Ainsi, nous pouvons imaginer qu’un moyen de savoir quelle contribution domine serait de passerpar une étude très poussée des variabilités rapides. En effet, pour les paramètres exposés dans letableau 5, observer une variabilité temporelle∆t = rb

cδbentre 0.3h et 0.6h permettrait de trancher en

faveur d’une contribution SSC dominante à haute énergie. Toutefois, ceci requiert des observationstrès précises de la variabilité, et suppose donc une analysetemporelle approfondie des données prisesaux hautes énergies, ce qui reste limité par le flux très faible des photons incidents. En effet, les“runs” d’observation durent typiquement 28 min dans le cas de HESS (Aharonian et al. 2005d), et ilest difficile de mettre en évidence des variations inférieures à quelques heures au TeV.

A titre d’illustration, nous avons représenté dans la figure24 une modélisation possible pour lesobservations HESS de 2005. Nous voyons que la pente des données HESS 2004 (en rouge) est plusraide que pour les données de 2005 (en jaune). Nous avons doncdû baisser le facteur Dopplerδb, ainsique le paramètreγb, et augmenterγc afin de modéliser cette pente gamma moins raide.

4.3.2 Calcul du spectre Compton inverse externe

Pour calculer le spectre EIC, nous avons utilisé le développement de Inoue & Takahara (1996)que nous exposons brièvement ici. Nous supposons que les photons incidents sont issus d’un rayon-nement thermique émis par exemple par la couronne chaude entourant le disque d’accrétion, ou parles poussières qui absorbent le rayonnement UV du disque d’accrétion et le réémettent en IR. Dans leréférentiel externe au jet, l’intensité du champ de rayonnement externe ayant une températureText auvoisinage du blob s’écrit :

I (ν) = τLnuc

4πr2b

fν(TBB) (26)

où fν(TBB) est une loi de Planck normalisée :

fν(TBB) =2hν3

c2

1

exp(

hν/kTBB

)

/

(σSB

πT4

BB

)

(27)

oùσSB est la constante de Stefan-Boltzmann. On suppose que les distributions de photons et de parti-cules sont isotropes dans le référentiel du nodule. Dans ce référentiel, l’intensité (26) s’écrit :

I ′(ν ′) =1

4π

∫

dΩ′ δ3

b Iν=(ν′/Γ)

= ΓτLnuc

4πr2b

fν=(ν′/Γ)(TBB) (28)

Nous pouvons alors calculer le spectreνFν dans le référentiel de l’observateur en appliquant lestransformations habituelles (cf. équations (6), (13) et (14)).

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10 15 20 25-15

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-10

(a) Modèle Compton inverse externe (Couronnechaude). La contribution EIC domine. La ligne poin-tillée correspond au SSC.

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(b) Modèle Compton inverse externe (Couronnechaude). La contribution SSC domine. La ligne poin-tillée correspond ici au EIC.

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(c) Modèle Compton inverse externe (Poussières). Lacontribution EIC domine. La ligne pointillée corres-pond au SSC.

10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(d) Modèle Compton inverse externe (Poussières). Lacontribution SSC domine. La ligne pointillée corres-pond au EIC.

FIG. 23 – Distributions spectrales d’énergie de M 87 avec modélisation des hautesénergies par du rayonnement Compton inverse dû aux photons UV dela couronne chaude, ou aux photons IR réémis par les poussières. Selonles paramètres utilisés, la contribution SSC à haute énergie domine ounon. La ligne pointillée à basse énergie représente le flux dunoyau as-socié à une luminositéLnuc = 1039erg/s calculé à titre d’exemple. On voitque plusieurs scénarios sont capables de reproduire le spectre observé auTeV.

47


10 15 20 25-15

-14

-13

-12

-11

-10

(a)

δb 25B [G] 0.01K1 [cm−3] 4.3×105

n1 2.0n2 3.5γmin 1000γb 1.0×104

γc 2.0×106

rb [cm] 8.5×1014

TBB [K] 23370 (10 eV)Lnuc [erg/s] 1.0×1036

τ 1.0×10−3

(b)

FIG. 24 – Modélisation de la distribution spectrale d’énergie de M 87 dans le scé-nario de jet évasé, avec une contribution SSC dominante à haute énergiepour les données HESS de 2005 (en jaune). Les lignes pointillées re-présentent le flux du noyau à basse énergie, et la contribution EIC de lacouronne UV à haute énergie.

48

4.4 Discussion

4.4 Discussion

Nous avons vu que le scénario “blob-in-jet” semble être poussé dans ces limites en ce qui concernela modélisation du spectre de M 87, ce qui nous a amené à envisager que le blob émetteur au TeVse propage dans une zone évasée à la base du jet, dans une direction proche de la ligne de visée.Ceci nous rapproche du cas des blazars habituellement étudiés. Ce nouveau scénario permet de rendrecompte des observations de manière satisfaisante.

10 15 20 25-15

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-13

-12

-11

-10

(a)

δb 10B [G] 0.3K1 [cm−3] 2.7×105

n1 2.0n2 3.5γmin 1000γb 2.0×104

γc 1.4×106

rb [cm] 2.0×1014

TBB [K] 23370 (10 eV)Lnuc [erg/s] 1.0×1040

τ 1.5×10−3

(b)

FIG. 25 – Modélisation du spectre de M 87 dans le scénario de jet évasé, avec unecontribution EIC due à la couronne dominante à haute énergieavec unfacteur Doppler modéré.

Nous avons également vu qu’en introduisant un champ de rayonnement externe, nous pouvionsexpliquer l’émission au TeV par les deux contributions SSC et EIC qui peuvent chacune dominerselon les paramètres utilisés. Pour l’instant, les observations ne sont pas assez précises pour pouvoirtrancher entre ces deux scénarios. Nous pouvons également noter qu’il n’est pas nécessaire d’avoirun facteur Doppler important comme celui que nous avons choisi dans les modèles présentés à lasection 4.3.1. En effet, dans la figure 25, nous présentons pour exemple un cas où la contribution EICde la couronne domine à haute énergie avec un facteur Dopplerδb = 10 modéré.

Toutefois, nous pouvons remarquer qu’ici nous avons dû utiliser une luminosité intrinsèque du

49

4.4 Discussion

noyau plus importante qu’à la section 4.3.1. Il est alors possible d’imaginer que si des facteurs Dopplermodérés sont mis en évidence dans M 87, dans le cas où notre modèle EIC est correct, nous pourrionsalors en déduire indirectement l’état d’activité du noyau de M 87, qui pourrait être plus élevé que ceque l’on pensaita priori. Cependant, la déduction précise de ce paramètreLnuc est assez complexe, dufait que le paramètreτ , qui influe sur le rayonnement Compton inverse externe de manière inverse àLnuc (voir l’équation (28)) et dont la nature exacte diffère d’unarticle à l’autre, est assez mal compris.Nous notons également qu’un facteur Doppler modéré est en accord avec ce que Henri & Saugé(2006) préconisent.

Cependant, nous comprenons bien que nos prédictions sont très dépendantes du facteur Dopplerutilisé. Ainsi, pour une variabilité temporelle observée donnée, nous pourrions affirmer que la contri-bution SSC domine pour un facteur Doppler modéré, alors qu’il serait impossible de trancher sur ladomination des contributions SSC ou EIC pour un facteur Doppler élevé. Une idée pour lever cettedégénérescence est d’étudier la variabilité X. En effet, pour l’instant, nous avons raisonné sur nos mo-dèles à flux X constant. Cependant, une variation du flux X s’accompagne d’une variation corrélée duflux à haute énergie plus ou moins importante selon le type de rayonnement (SSC ou EIC) dominant.De plus, les résolutions temporelles en X sont généralementbien meilleures que celles actuellementatteintes au TeV.

Ainsi, à titre d’illustration, nous avons étudié le cas où lacontribution EIC due à la couronne UVdomine, avec un facteur Dopplerδb = 10 présenté à la figure 25. Nous avons simulé dans la figure 26une évolution du spectre vers un état plus haut, en raidissant la penten2 comme cela est généralementobservé (voir par exemple les deux états de PKS 2005-489 présentés aux sections 3.2.1 et 3.2.3), avecune diminution de la taillerb de la zone émettrice et une augmentation du facteur de densitéK1. L’étatde départ, en bleu, correspond aux paramètres de la figure 25,et nous avons fait évoluer le spectrevers un état haut, en rouge, dont les paramètres sont donnés dans le tableau de la figure 26. Nousvoyons à haute énergie que la contribution SSC (en pointillés) augmente plus significativement que lacontribution EIC (en traits pleins). Ainsi, la différence de variations de l’intensité de ces contributionsest notable, surtout au TeV. Nous voyons donc l’utilité de campagnes d’observations simultanéesmulti-longueurs d’onde. Si l’on observait une variation duflux X, accompagnée d’une variation duflux gamma, l’intensité de cette dernière nous renseignerait sur le type de rayonnement émis, SSC ouEIC.

Une contrainte supplémentaire, qui n’a pas été étudiée ici,pourrait venir de l’analyse des temps derefroidissements radiatifs des particules rayonnantes. En effet, on peut montrer que pour un électrondonné le temps de vie synchrotron est inversement proportionnel au carré du champ magnétique et àson facteur de Lorentz. Nos modèles permettraient d’évaluer les temps de vie synchrotron et Comptoninverse et de les comparer aux temps de variations observés.Un temps de vie radiatif très supérieurau temps de variation de la source (ou trop court pour une émission stationnaire) nous permettraitd’exclure le modèle incriminé, SSC ou EIC.

50

4.4 Discussion

10 15 20 25-15

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-10

10 15 20 25-15

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-13

-12

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-10

(a)

δb 10B [G] 0.3K1 [cm−3] 5.0×106

n1 2.0n2 3.2γmin 1000γb 2.0×104

γc 1.4×106

rb [cm] 1.0×1014

TBB [K] 23370 (10 eV)Lnuc [erg/s] 1.0×1040

τ 1.5×10−3

(b)

FIG. 26 – Evolution corrélée du flux X de la bosse synchrotron, de la contributionSSC (en pointillés) et de la contribution EIC (en traits pleins à hauteénergie) d’un état bas (en bleu) vers un état haut (en rouge).Le tableaudonne les paramètres de l’état haut simulé, l’état bas correspondant àceux de la figure 25.

51

5 Conclusion

5 Conclusion

Mon étude de PKS 2005-489, qui est une BL Lac typique, m’a permis de dégager une pléiade demodèles leptoniques permettant de rendre compte de sa distribution spectrale d’énergie. Nos résultatss’inscrivent dans le cadre du modèle SSC, qui est un modèle à la base relativement simple, mais raffinéici par une modélisation inhomogène du jet étendu, avec un nodule de matière se déplaçant dans cejet et responsable du rayonnement à haute énergie. Nous avons pu mettre en évidence l’état X le plusbas jamais observé pour PKS 2005-489 à partir d’une recherche bibliographique. Nous avons vu pardifférents arguments que les modèles avec un facteur Doppler de l’ordre de 15 sont à préférer, ce quinous a permis de mieux cerner le domaine de paramètres accessibles. Nos différents paramètres dansle cadre du modèle SSC sont cohérents avec les valeurs typiques rencontrées pour d’autres blazars,que ce soit pour l’état haut et l’état bas étudiés.

Mon étude de M 87 m’a amené à développer et à diversifier le modèle SSC. M 87 s’avère être lapremière source au TeV qui ne soit pas un blazar, ouvrant ainsi la voie à un nouveau champ d’investi-gation aux très hautes énergies en ce qui concerne les radiogalaxies. Avant notre travail, les modèlesSSC souffraient de difficultés à rendre compte de son fluxγ et étaient bloqués à cause des contraintesimposées par les facteurs Doppler et l’angle d’orientation. Avec notre étude, en particulier en invo-quant un blob de plasma pouvant se diriger dans une directionproche de notre ligne de visée dans unezone évasée d’accélération à la base du jet, nous pouvons maintenant tout à fait expliquer le rayon-nementγ de M 87 avec un modèle SSC. Un facteur Doppler au moins égal à 10semble nécessairedans nos modèles pour un scénario où le jet est évasé à sa base.Une première confrontation aux mo-dèles théoriques de formation des jets extragalactiques semble conforter cette approche. Nous avonsalors pu dégager la possibilité d’expliquer ce rayonnementdans le cadre d’un schéma unifié entre lesblazars et la radiogalaxie M 87.

Ce stage a été extrêmement enrichissant. Cette étude a fait appel à un grand nombre de domainesdifférents, comme par exemple la cosmologie en ce qui concerne l’absorption des rayonsγ par lefond de rayonnement infrarouge des galaxies, l’évolution des galaxies pour la modélisation de lacontribution de la galaxie hôte, et bien sûr les théories et les techniques associées à l’astronomieγ,qui est un domaine encore jeune de l’Astrophysique.

Malgré la multitude de résultats potentiels que nous avons obtenus, mes travaux restent à complé-ter. Une perspective de recherche serait de prendre en compte l’effet Compton inverse des électronsdu nodule de plasma sur le rayonnement synchrotron du jet étendu, ce qui permettrait de faire in-teragir les codessblob et SimpleJet de manière cohérente. Une étude dynamique incluant lapropagation du blob dans le jet serait certainement également très intéressante.

A travers ce travail, nous avons entrevu l’intérêt des études multi-longueurs d’onde et en particuliercelui des campagnes de monitoring multi-longueurs d’onde simultanés, certes complexes à mettre enplace, mais qui permettraient de mettre en évidence efficacement des variabilités et la corrélationde ces variabilités entre différentes longueurs d’onde. L’étude de ces variabilités permettraient decontraindre les modèles, comme on l’a vu, comme par exemple de discriminer entre une contributionEIC dominante ou une contribution SSC dominante à haute énergie. Nous avons également vu lanécessité de nouveaux instruments comme GLAST ou HESS II quipermettront de faire le pont entrele domaine des hautes énergies et celui des très hautes énergies et d’élargir l’échantillon de blazars etde radiogalaxies étudiés. De nouvelles contraintes sur le pic γ, très utiles pour discriminer les modèlesexistants, sont attendues.

52

5 Conclusion

Remerciements

Je souhaiterais remercier très chaleureusement CatherineBOISSON et Hélène SOL d’avoir bienvoulu m’accueillir au LUTh pour ce stage. Les discussions que j’ai pu avoir avec elles m’ont toujoursapporté beaucoup, en me faisant entrevoir des possibilitésque je ne soupçonnais pas, et m’ont vérita-blement enchanté. J’espère avoir la chance de pouvoir continuer de travailler avec elles dans le cadred’une thèse, qui porterait toujours sur l’étude du rayonnementγ des Noyaux Actifs de Galaxies dansle cadre de l’expérience HESS.

Je voudrais également remercier tous mes professeurs pour cette merveilleuse année de Master 2Recherche Astronomie & Astrophysique. Je les remercie pourm’avoir accepté dans ce Master. Cetteannée a été très riche et très intense, j’ai rarement autant travaillé, mais jamais avec autant de plaisir.J’ai pu entrevoir le vrai travail de recherche en Astrophysique pendant cette année, et j’espère pouvoircontinuer aussi longtemps que possible dans ce domaine, quiest vraiment ma passion depuis plus de14 ans maintenant.

Je remercie également tous les étudiants du Master 2, pour leurs passions et toutes les discussionsque j’ai pu avoir avec eux, scientifiques ou non. Je remercie aussi mes amis du Magistère de PhysiqueFondamentale de Paris XI, qui se sont maintenant orientés vers d’autres branches de la Physique, maisqui m’ont également apporté des idées pour ce stage et pour diverses réflexions en Astrophysique. Ungrand Merci à tous mes amis d’enfance de Strasbourg, ma villenatale, pour m’avoir supporté, danstous les sens du terme, depuis longtemps. Enfin, merci à ma famille de m’avoir toujours soutenu etencouragé dans cette voie.

53

A Influences deγmin sur la modélisation des spectres et sur l’équipartition

Annexes

A Influences deγmin sur la modélisation des spectres et sur l’équipartition

Tout au long de notre travail, nous avons modélisé la population d’électrons relativistes en utilisantune distribution en énergie de type loi de puissance brisée.Cependant une fonction en loi de puissancebrisée ne peut être seulement qu’une bonne approximation dela vraie fonction de distribution sur unintervalle d’énergie limité. Aux bornes de cet intervalle,la densité de particules doit tendre vers zéro.C’est ce qui est fait en introduisant des coupures enγmin etγc.

10 15 20 25-15

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FIG. 27 – Influence de la valeur deγmin sur la bosse synchrotron. Nous avons prisγmin = 100 en rouge,γmin = 500 en vert, etγmin = 1000 en bleu.

De manière générale, la valeur du paramètreγmin reflète le mécanisme d’accélération à l’œuvredans les différentes sources (voir Blandford et al. 1990, p.171). Si notre étude s’inscrit dans un cadreunificateur (voir Urry & Padovani 1995), nous devons prendreune valeur deγmin comparable entre nosdifférents modèles. La figure 27 présente des modélisationsde la bosse synchrotron pour différentesvaleurs deγmin. Nous voyons que ces différentes valeurs ne modifient pas radicalement le spectre.

Toutefois, le paramètreγmin a une influence non négligeable sur l’équipartition, en particulier surle calcul de la densité d’énergie cinétique des particules (voir l’équation (24)). Par exemple, pourn1 = 2, toutes choses étant égales par ailleurs, si l’on prendγmin = 100 ou 1000, la densité d’énergiedes particules peut varier d’un facteur∼ 4–5, modifiant grandement le résultat de l’équipartition.

B PKS 2005-489 : Données antérieures à 1995

Nous avons conclu à la section 3.3 que le fluxγ avait dû varier pour PKS 2005-489 entre lesobservations de Beppo-SAX en 1998 et celles de XMM en 2004. Cependant, nous n’avons pas discuté

55


des observations antérieures à 1995. Nous montrons dans la figure 28 quelques modélisations SSC dedonnées de PKS 2005-489 prises entre 1981 et 1995, où nous avions supposé que le fluxγ ne variaitpas. Les paramètres correspondants sont présentés dans le tableau 6. Par le manque de données multi-longueurs d’onde faites à ces époques, nous ne pouvons pas vraiment conclure quant à la pertinencede nos modèles. Au vu de la discussion de la section 3.3, il estclair que le fluxγ a varié entre toutesces observations.

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(a) Avant 1985

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(b) Entre 1985 et 1989

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(c) Entre 1990 et 1994

FIG. 28 – Modélisations SSC de PKS 2005-489 pour différentes époques en sup-posant que lesγ observés en 2004 par HESS n’ont pas varié.

Pour le peu que l’on puisse en dire, il semble que les pics synchrotron soient assez bien définis

56


par les observations pour les modèles avant 1985 et entre 1985 et 1989. Cependant, on voit que l’onpeut expliquer ces spectres avec des facteurs Doppler différents et des champs magnétiques différents.Dans le cas des observations entre 1985 et 1989, nous avons dûchanger la valeur de la penten1, cequi implique un changement dans la description de la population d’électrons. Ce qui paraît clair, c’estque PKS 2005-489 est une BL Lac typique, très variable.

Figure 28(a) 28(b) 28(c)δb 30 18 18B [G] 0.01 0.04 0.2K1 [cm−3] 1.5×101 2.3×100 1.9×103

n1 2.0 1.5 2.0n2 3.6 3.7 4.5γmin 100 100 100γb 2.0×104 2.0×104 1.8×104

γc 106 106 106

rb [cm] 3.0×1017 7.0×1016 2.0×1016

TAB. 6 – Paramètres utilisés pour modéliser le spectre de PKS 2005-489 entre 1981et 1995.

57

REFERENCES

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