Chauffage Compressionnel de l'Environnement des Disques ...

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60 Le chauffage par friction visqueuse base est alors nécessaire. Cependant, il est très probable que la puissance dissipée sature simplement à la valeur du flux de Poynting. Cette puissance est, rappelons le, de 2 × 10 38 erg s −1 pour un champ de 100 µG, soit un ordre de grandeur plus grand que les pertes radiatives, et donc largement suffisant pour expliquer le chauffage du plasma à 8 keV. 3.4.2 Les ailes magnétosonores lentes tel-00011431, version 1 - 20 Jan 2006 Comme on l’a vu, la vitesse parallèle des ailes lentes est probablement du même ordre que la perturbation de vitesse parallèle des ailes d’Alfvén, mais opposée. Ce flux de masse est associé à un flux d’énergie interne qui domine les autres flux d’énergie. On trouve que le flux mis en jeu dans les ailes lentes de tous les nuages est : ( ) ( ) F S = 2. × 10 37 erg s −1 Nc ρ 3/2 100 2.10 −25 g cm −3 (3.45) ( ) 2 ( ) rc v 2 ( ) c c 2 ( ) s B −1 5 pc 100 km s −1 1000 km s −1 1 mG Puisque les ondes lentes sont compressibles, on pourrait s’attendre à ce que ce flux soit entièrement dissipé pour chauffer le plasma. Cependant, contrairement au flux de Poynting des ailes d’Alfvén, le flux lent ne correspond pas à un terme quadratique. Il est uniquement dû à une vitesse moyenne. Par définition, cette partie constante de la vitesse ne correspond pas à une onde propagatrice et la compression liée à cette partie constante de la vitesse parallèle est nulle. Il s’agit donc encore d’un flux qui ne peut a priori pas être dissipé. Heureusement, le flux total d’énergie contient aussi des contributions plus faibles de type Poynting qui peuvent être amorties. L’aile lente peut donc bien dissiper de l’énergie. Finalement, en oubliant un moment ce flux d’énergie et en nous concentrant sur la compression des ailes lentes, on trouve d’après les relations de polarisation des ondes lentes (voir sous-section 3.3.3) que D ∼ m A m s v c /r c . De même que précédemment, en intégrant sur une surface πrc 2 autour des ailes lentes, un hauteur 2h et N c nuages, on trouve que la puissance dissipée dans la région centrale par les ailes lentes des nuages moléculaires est : ( ) ( ) ( ) Q S = 3 × 10 36 erg s −1 Nc h ρ 100 70 pc 10 −25 g cm −3 (3.46) ( ) T 5/2 ( ) B −2 ( ) v 6 ( ) c c −2 s 8 keV .1 mG 100 km s −1 1000 km s −1 Pour un champ de l’ordre de 100 µG, cette puissance est un ordre de grandeur plus faible que l’émission X du centre Galactique. Pour pouvoir assurer le chauffage du plasma chaud par de la dissipation dans les ailes lentes, il faut donc des champs plus faibles ou des taux d’accrétion plus élevés. 3.4.3 La perturbation magnétosonore rapide Nous avons montré que, si les propriétés du flot en trois dimensions ne sont pas trop différentes de celles à deux dimensions, on peut négliger, dans D, la contribution de la vitesse parallèle. Donc, de l’équation 3.30, on déduit facilement que : D ≈ m 2 v c a (3.47) r c au voisinage du nuage. Ici encore nous nous heurtons au problème de la propagation sphérique de ces modes rapides. Les perturbations diminuent probablement transversalement de la
3.5 Discussion 61 même manière que pour un cas à deux dimensions et l’on peut probablement se contenter d’intégrer perpendiculairement sur une surface perpendiculaire de πrc 2 . En revanche, il n’est pas évident de déterminer sur quelle hauteur cette dissipation peut être effective. Les relations de polarisation d’ondes planes semblent indiquer que k ‖
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