Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...

136 Pompage magnétique
numériques, l’amplitude de la perturbation dans le disque est de l’ordre de b 0 /B 0 ∼ 0.1 − 0.3
(Caunt & Tagger 2001).
• Ensuite, la puissance prise au disque par l’AEI pour chauffer la couronne dépend de la
masse de la couronne. En effet, dans la limite ou la couronne possède une faible influence sur
le disque, la perturbation magnétique est indépendante de la masse de la couronne. Toutes les
particules résonnantes sont chauffées, indépendamment de leur nombre, contrairement à un
chauffage qui apporterait une énergie donnée à se partager parmi toutes les particules de la
couronne. La masse de la couronne est peu contrainte. Si cependant, on lui suppose une densité
de n = 10 13 cm −3 et une extension de 1000 km, alors, trouve que P ∼ 10 31 erg s −1 , soit
une puissance 5 ordres de grandeur plus faible que celle rayonnée par la couronne dans l’état
dur. Le mécanisme de pompage est donc parfaitement insuffisant à chauffer la couronne. • En
fait, ce résultat étant en partie prévisible dès l’obtention des caractéristiques du mouvement
d’équilibre des particules de la couronne. En effet, il est clair que le temps caractéristique de
chauffage ne peut être plus court que la période d’oscillation des particules de la couronne.
Celle-ci étant de l’ordre du temps dynamique un temps minimal pour le chauffage est donc
le temps képlérien. En effet, on trouve après ces longs calculs que :
tel-00011431, version 1 - 20 Jan 2006
τ ∼
(
b0
B 0
) −2
Ω −1
K
(8.55)
Le temps de chauffage est typiquement de l’ordre de 30 à 100 temps dynamiques. Ce temps
est certes compatible avec les temps de collision entre ions et électrons. En effet, toujours avec
cette densité de couronne, les ions perdent leur énergie en environ 60 s. Ils la perdent donc sur
la même échelle de temps que celle avec laquelle ils sont chauffés. On peut donc considérer que
les électrons sont chauffés dans le même temps, sans toutefois altérer le caractère cinétique du
système. En revanche, ce temps est incroyablement long devant le temps de refroidissement
Compton. Celui-ci dépend bien sûr des caractéristiques de la couronne, mais de manière
générale, il reste toujours inférieur à 10 −3 s.
8.4.3 Conclusion et perspectives....
L’idée de ce chauffage était intéressante. Les modèles actuels ne représentent en effet
que partiellement les observations liées à la couronne, signe qu’il manque probablement un
ingrédient majeur. Etant donnée la haute température de la couronne et sa faible densité, les
effets cinétiques pourraient être un élément important à prendre en compte. Ce mécanisme
de chauffage semblait prometteur car il repose sur un transfert direct de l’énergie d’accrétion
du disque dans la couronne.
Nous avons finalement pu montrer que le pompage magnétique, dans la forme qui vient
d’être présentée, est très loin de pouvoir chauffer suffisamment la couronne. Avec le recul,
le résultat semble naturel et découle immédiatement d’une sous-estimation de l’efficacité du
refroidissement Compton. Cette efficacité est un vrai défi pour tous les modèles de couronne
et a déjà mis en défaut certains modèles par le passé (voir Liu et al. 2002a, par exemple).
L’étude a cependant permis de comprendre les premiers effets du caractère cinétique
des particules sur l’évolution et les propriétés de la couronne. Dans une géométrie bipolaire
classique, la force miroir est répuslive. Les conditions nécessaires à l’équilibre de la couronne
sont donc plus délicates à obtenir que dans le cadre de la MHD (il faut maintenant des angles
typiques de 10˚ contre 30˚ dans l’approche de Blandford & Payne (1982)). Cependant, nous
avons en particulier pu mettre en évidence l’existence possible d’une population de particules
physiquement découplées du disque, en oscillation dans la couronne. Lorsque ces conditions
sont réunies, le temps de collisions n’est donc plus limité par leur retour dans le disque, et
peut en principe s’étendre sur plusieurs temps dynamiques si la densité le permet.