jrasc june 1998 final - The Royal Astronomical Society of Canada

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elativement arbitraires. Trois ensembles de ces paramètres sontcouramment utilisés lors du calcul de modèle d’atmosphèresconvectives de naines blanches: ils se nomment ML1, ML2 et ML3,en ordre croissant d’efficacité de transport convectif (Fontaine etal. 1981).On peut comprendre qualitativement l’effet de la convectionsur la structure atmosphérique des naines blanches de type DBavec l’expression suivante pour le flux radiatif dans l’approximationde diffusion, H convtotH 1 1 aRautour de 24 000 K. La dépendance du spectre visible aux paramètresde la théorie de la longueur de mélange est présentée à la figure 4,pour T eff 24 000 K. Les seules différences apparaissent dans lesrégions de superposition de raies fortes (entre 4388 et 4471 et,dans une moindre mesure, 3965 et 4026). Cette variation desprofils de raies, faible en apparence, introduit tout de même uneerreur systématique de quelques milliers de degrés dans la déterminationde la température effective obtenue à partir des spectres visibles.À 24 000 K, la dépendance de la température effective à l’efficacitéde 30 000 K, alors que la dépendance à ces paramètres est maximaled , (1) convective est moindre si T eff est déterminée à partir d’observationsultraviolettes; elle reste néanmoins de l’ordre de 1 000 K.Roù (T/P) ln T/ ln P est le gradient de température sur uneéchelle de pression, H conv /H tot est le flux d’Eddington convectifnormalisé par le flux total, R est le gradient qui serait présent si lechamp de radiation transportait tout le flux, ad est le gradientadiabatique, et est un nombre entre 0 et 1 qui dépend des conditionsthermodynamiques locales et des paramètres de la théorie de lalongueur de mélange. Cette équation, formellement valable uniquementdans les régions opaques de l’atmosphère, décrit néanmoins lecomportement approximatif de l’atmosphère dans les couchessuperficielles qui demeurent convectives, comportement quicorrespond à une diminution du gradient lorsque le transportconvectif est efficace.Il y a par contre une limite supérieure imposée au gradient.Pour un transport convectif très efficace, le paramètre de l’équation(1) converge vers l’unité, et le gradient devient identique au gradientadiabatique ad , qui est une propriété purement thermodynamiquedu gaz. On peut donc prédire deux régimes de température pourlesquels les incertitudes dans le traitement de la convection ontpeu d’impact sur les modèles d’atmosphères et spectres synthétiques:celui pour lequel le transport convectif est négligeable, et celui pourlequel le transport convectif est maximal pour tout choix raisonnabledes paramètres convectifs.En raison de l’adiabacité de la convection à faible température,et de son importance négligeable à haute température, le profil desraies de l’hélium neutre dans les spectres synthétiques d’étoiles detype DB est indépendant de la paramétrisation de la convectionpour des températures effectives inférieures à 18 000 K ou procheFig. 4 — Spectres synthétiques normalisés de naine blanche de type DBdans le domaine du visible à T eff = 24 000 K, pour les paramétrisations dela convection, ML1, ML2 et ML3.4. L’opacité de l’hélium dans le continuL’opacité monochromatique (T, P) est un ingrédient fondamentalde tout modèle d’atmosphères, car elle caractérise la capacitéd’absorption de la lumière par la matière.De par sa nature plus simple, l’hydrogène est l’atome que l’oncomprend le mieux. Des expressions semi-analytiques ou des tablessont depuis longtemps disponibles pour décrire les opacités del’hydrogène tant pour le continu que pour les raies. C’est pourquoiil est maintenant possible de reproduire presque parfaitement lesspectres de naines blanches de type DA observés dans le visible, etd’en analyser des échantillons importants. La situation est biendifférente pour l’atome d’hélium.Notre compréhension de la contribution du continu de l’héliumneutre a toujours accusé un certain retard sur celle de l’hydrogène.Des valeurs précises pour l’opacité de l’hélium due aux transitionsde type lié-libre (photoionisation) à partir des niveaux avec n 3(les plus peuplés dans les atmosphères d’étoiles de type DB) n’ont,en effet, été tabulées que relativement récemment (Koester et al.1985; Seaton et al. 1992), alors que celle de type libre-libre, diteopacité de He , demeure encore mal connue. Des valeurs théoriquesde la section efficace de He ont pourtant été tabulées par John(1968) et Bell et al. (1982), mais uniquement à des longueurs d’ondeplus grandes que 3000 Å et 4500 Å, respectivement. Dans un contexted’atmosphère riche en hydrogène, ceci est amplement suffisantparce que l’opacité de He diminue très rapidement avec la fréquence,et devient négligeable à des longueurs d’onde de l’ordre de quelques10 3 Å, où l’opacité de l’hydrogène prédomine. Dans les atmosphèresriches en hélium neutre, He reste une source d’opacité majeureautour de 10 3 Å, et il faut alors extrapoler les valeurs tabulées.L’hélium nous a même réservé une surprise récente. Par suitede l’observation de Gaur et al. (1988) suivant laquelle les populationsde la molécule He 2 n’étaient pas négligeables dans l’équation d’étatd’un gaz d’hélium aux conditions photosphériques des étoilesfroides de type DB, Stancil (1994) a calculé les sections efficacesd’absorption de cette molécule. Il se trouve qu’elle est la sourced’opacité continue la plus importante dans les atmosphères plusfroides que 15 000 K, où son importance est comparable à celle deHe .Dans ce contexte, la contribution de la molécule neutre He 2 ,qui serait extrêmement instable en raison de sa très faible énergiede dissociation, n’a encore jamais été étudiée. Pourtant, dans lesatmosphères froides, les deux principales sources d’opacité connuesdans le continu, soit He et He 2 , nécessitent la présence d’héliumJune/juin 1998 JRASC129

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