Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...

104 L’Instabilité d’Accrétion-Ejection
C’est à ce travail que je me suis intéressé, prenant donc le problème de la couronne dans
une optique originale : celle d’une couronne dominée par un champ magnétique à grande
échelle.
7.1.2 Géométrie
tel-00011431, version 1 - 20 Jan 2006
Les conditions nécessaires au lancement et à la collimation d’un jet sont celles que nous
avons déjà mentionnées : un champ magnétique dipolaire, structuré à grande échelle, principalement
vertical près du disque et fort dans le disque (β ∼ 1). Les propriétés des différents
modèles doivent donc être revues avec ces nouvelles conditions. En particulier, l’explication la
plus prometteuse, celle de Galeev et al. (1979) où l’émission provient d’une couronne chauffée
par la reconnection des boucles de champ issues du disque turbulent devient moins évidente.
En champ faible et principalement toroïdal, la matière possède suffisamment d’énergie pour
tordre les lignes de champ, créer des boucles qui se soulèvent et émergent dans la couronne.
En revanche, en champ fort (β 1) et géométrie principalement verticale, la situation est
différente. D’une part, on sait que la MRI sature lorsque le champ arrive en équipartition
avec le gaz. D’autre part, l’énergie nécessaire pour créer des boucles magnétiques en champ
vertical, et donc pour inverser la direction des lignes de champ est plus grande que dans le
cas d’un champ toroïdal. Les simulations numériques montrent que la turbulence dans les
disques peut se développer et chauffer la couronne en stabilisant à β ≈ 50 dans le disque
(Miller & Stone 2000). Par contre, en champ vertical, ces simulations n’arrivent pas à suivre
l’évolution du système sur plus de quelques temps dynamiques.
Si l’on suppose un champ ordonné ancré dans le disque, deux types de géométrie peuvent
être envisagées pour la couronne. Soit jet et couronne correspondent à deux sites spatialement
différenciés. La couronne pourrait alors remplir les domaines au-dessus du disque où les
conditions d’éjections du type Blandford & Payne (1982) ne sont pas réunies, notamment sur
l’inclinaison des lignes de champ. Soit elle constitue la base du jet, c’est-à-dire l’endroit où
la vitesse du flot est encore négligeable et où les processus de chauffage peuvent chauffer les
particules avant qu’elles ne s’échappent.
En fait, pour l’étude du chauffage, ces deux situations ne sont pas très différentes et il
suffit de supposer l’existence d’une couronne peu dense à peu près stable formant une couche
supplémentaire au-dessus du disque. Dans la mesure où dans la couronne la matière n’est pas
ou peu éjectée, elle n’a pas la force d’enrouler significativement les lignes de champ (on est en
dessous du point d’Alfvén) ; dans la suite, je supposerai donc un champ purement poloïdal.
7.1.3 Une instabilité du disque
Les conditions que je viens d’énumérer, à savoir un champ magnétique fort et bipolaire
à grande échelle, sont précisément celles nécessaires au déclenchement de l’Instabilité
d’Accrétion-Ejection (AEI pour Accretion-Ejection Instability). Cette instabilité MHD se
développe dans le disque et forme un onde spirale d’apparence semblable aux spirales galactiques
(voir figure 7.1).
Comme nous allons le voir, cette instabilité, caractéristique des disques magnétisés, possède
des propriétés originales qui lui font probablement jouer un rôle important dans le disque
d’accrétion où elle se développe, tout comme dans la couronne. En effet, l’AEI est d’une
part une instabilité du disque et puise son énergie dans le disque lui-même, c’est-à-dire dans
l’énergie d’accrétion et d’autre part une instabilité MHD globale. Contrairement aux instabilités
hydrodynamiques et à la MRI, elle s’étend loin au-dessus du disque et peut donc avoir
une influence sur les particules de la couronne. En l’occurrence, elle peut extraire de l’énergie
et du moment cinétique du disque et les envoyer dans la couronne.