Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...
Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...
Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...
Create successful ePaper yourself
Turn your PDF publications into a flip-book with our unique Google optimized e-Paper software.
60 Le chauffage par friction visqueuse<br />
base est alors nécessaire. Cependant, il est très probable que la puissance dissipée sature<br />
simplement à la valeur du flux <strong>de</strong> Poynting. Cette puissance est, rappelons le, <strong>de</strong> 2 × 10 38 erg<br />
s −1 pour un champ <strong>de</strong> 100 µG, soit un ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur plus grand que les pertes radiatives,<br />
et donc largement suffisant pour expliquer le chauffage du plasma à 8 keV.<br />
3.4.2 Les ailes magnétosonores lentes<br />
tel-00011431, version 1 - 20 Jan 2006<br />
Comme on l’a vu, la vitesse parallèle <strong>de</strong>s ailes lentes est probablement du même ordre<br />
que la perturbation <strong>de</strong> vitesse parallèle <strong>de</strong>s ailes d’Alfvén, mais opposée. Ce flux <strong>de</strong> masse<br />
est associé à un flux d’énergie interne qui domine les autres flux d’énergie. On trouve que le<br />
flux mis en jeu dans les ailes lentes <strong>de</strong> tous les nuages est :<br />
( ) (<br />
)<br />
F S = 2. × 10 37 erg s −1 Nc<br />
ρ<br />
3/2<br />
100 2.10 −25 g cm −3 (3.45)<br />
( ) 2 (<br />
)<br />
rc v 2 (<br />
)<br />
c<br />
c 2 ( )<br />
s<br />
B<br />
−1<br />
5 pc 100 km s −1 1000 km s −1 1 mG<br />
Puisque les on<strong>de</strong>s lentes sont compressibles, on pourrait s’attendre à ce que ce flux soit<br />
entièrement dissipé pour chauffer le plasma. Cependant, contrairement au flux <strong>de</strong> Poynting<br />
<strong>de</strong>s ailes d’Alfvén, le flux lent ne correspond pas à un terme quadratique. Il est uniquement dû<br />
à une vitesse moyenne. Par définition, cette partie constante <strong>de</strong> la vitesse ne correspond pas<br />
à une on<strong>de</strong> propagatrice et la compression liée à cette partie constante <strong>de</strong> la vitesse parallèle<br />
est nulle. Il s’agit donc encore d’un flux qui ne peut a priori pas être dissipé. Heureusement, le<br />
flux total d’énergie contient aussi <strong>de</strong>s contributions plus faibles <strong>de</strong> type Poynting qui peuvent<br />
être amorties. L’aile lente peut donc bien dissiper <strong>de</strong> l’énergie.<br />
Finalement, en oubliant un moment ce flux d’énergie et en nous concentrant sur la compression<br />
<strong>de</strong>s ailes lentes, on trouve d’après les relations <strong>de</strong> polarisation <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s lentes (voir<br />
sous-section 3.3.3) que D ∼ m A m s v c /r c . De même que précé<strong>de</strong>mment, en intégrant sur une<br />
surface πrc 2 autour <strong>de</strong>s ailes lentes, un hauteur 2h et N c nuages, on trouve que la puissance<br />
dissipée dans la région centrale par les ailes lentes <strong>de</strong>s nuages moléculaires est :<br />
( ) ( ) (<br />
)<br />
Q S = 3 × 10 36 erg s −1 Nc h<br />
ρ<br />
100 70 pc 10 −25 g cm −3 (3.46)<br />
( ) T 5/2 ( ) B −2 (<br />
)<br />
v 6 (<br />
)<br />
c<br />
c −2<br />
s<br />
8 keV .1 mG 100 km s −1 1000 km s −1<br />
Pour un champ <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 100 µG, cette puissance est un ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur plus faible<br />
que l’émission X du centre Galactique. Pour pouvoir assurer le chauffage du plasma chaud<br />
par <strong>de</strong> la dissipation dans les ailes lentes, il faut donc <strong>de</strong>s champs plus faibles ou <strong>de</strong>s taux<br />
d’accrétion plus élevés.<br />
3.4.3 La perturbation magnétosonore rapi<strong>de</strong><br />
Nous avons montré que, si les propriétés du flot en trois dimensions ne sont pas trop<br />
différentes <strong>de</strong> celles à <strong>de</strong>ux dimensions, on peut négliger, dans D, la contribution <strong>de</strong> la vitesse<br />
parallèle. Donc, <strong>de</strong> l’équation 3.30, on déduit facilement que :<br />
D ≈ m 2 v c<br />
a<br />
(3.47)<br />
r c<br />
au voisinage du nuage. Ici encore nous nous heurtons au problème <strong>de</strong> la propagation sphérique<br />
<strong>de</strong> ces mo<strong>de</strong>s rapi<strong>de</strong>s. Les perturbations diminuent probablement transversalement <strong>de</strong> la