Astronomie

Accrétion de matériel en chute pour une jeune star de la séquence principale

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Je lis du matériel qui est apparemment contradictoire. Certaines sources indiquent que l'évolution d'une protoétoile vers une étoile de la séquence principale est caractérisée par un vent stellaire qui empêche l'accrétion d'autres matériaux en chute libre. C'est-à-dire que la (jeune) étoile a maintenant une masse constante. Cependant, d'autres sources suggèrent que la matière peut continuer à s'accumuler pendant une (brève) période après que la protoétoile soit devenue une étoile de la séquence principale.

Quelqu'un peut-il s'il vous plaît confirmer le processus réel?


À la fin de la phase de protoétoile, un écoulement vigoureux de l'étoile se développe appelé le vent T-Tauri et cela pourrait couper l'accrétion. Finalement, il se développe en une étoile normale et le vent fort s'apaise. Le matériau qui n'a pas été totalement emporté pourrait alors continuer à tomber et s'accumuler


Accrétion de matériel en chute pour une jeune étoile de la séquence principale - Astronomie

Nous présentons le résultat initial d'une vaste étude spectroscopique visant à mesurer l'échelle de temps de l'accrétion de masse chez les jeunes étoiles pré-séquence principale dans la gamme de type spectral K0-M5. En utilisant la spectroscopie multi-objets avec VIMOS au VLT, nous avons identifié la fraction d'étoiles en accrétion dans un certain nombre de jeunes amas stellaires et des associations d'âges compris entre 1 et 30 Myr. La fraction d'étoiles en accrétion diminue de

2% à 10 Myr. Aucune étoile en accrétion n'est trouvée après 10 Myr à une limite de sensibilité de 10 -11 M ⊙ an -1 . Nous avons comparé la fraction d'étoiles montrant une accrétion continue (f_acc) à la fraction d'étoiles avec un excès proche à moyen infrarouge (f_IRAC). Dans la plupart des cas, nous trouvons f_acc <f_IRAC, c'est-à-dire que l'accrétion de masse semble cesser (ou chuter en dessous du niveau détectable) avant que la poussière ne soit dissipée dans le disque interne. À 5 Myr, 95% de la population stellaire a cessé d'accréter de la matière à un taux de ⪆10 -11 M ⊙ an -1 , tandis que

20% des étoiles présentent un excès d'émission dans le proche infrarouge. En supposant une décroissance exponentielle, nous mesurons une échelle de temps d'accrétion de masse (τ_acc) de 2,3 Myr, par rapport à une échelle de temps d'excès infrarouge proche à moyen (τ_IRAC) de 3 Myr. La formation et/ou la migration des planètes, dans le disque interne, pourraient être un mécanisme viable pour arrêter une nouvelle accrétion sur l'étoile centrale sur une si courte échelle de temps.

D'après les observations recueillies à l'Observatoire européen austral, Paranal, Chili (Proposition ID : 078.C-0282 081.C-0208).


Accrétion de matériel en chute pour une jeune étoile de la séquence principale - Astronomie

Contexte : La luminosité des FUors augmente de plusieurs magnitudes en une à plusieurs années. L'explication actuellement privilégiée pour cette augmentation de la luminosité est celle de l'augmentation spectaculaire de l'accrétion du matériau du disque autour d'une jeune étoile. Le mécanisme conduisant à cette augmentation de l'accrétion fait débat.
Objectifs : En choisissant l'amas de la nébuleuse d'Orion comme représentatif, nous simulons des sursauts d'accrétion entraînés par des rencontres dans des environnements stellaires denses. Nous étudions si des propriétés telles que les temps de montée et de décroissance, la fréquence des événements, etc., parlent des rencontres comme cause possible des phénomènes FU ou FU.
Méthodes : Nous combinons des simulations d'amas réalisées avec le code Nbody6++ avec des simulations de particules qui décrivent l'effet d'un survol sur le disque autour d'une jeune étoile pour déterminer l'accrétion de masse induite.
Résultats : Les taux d'accrétion induite, le profil d'accrétion temporel global, le temps de décroissance et éventuellement le taux de binarité que nous obtenons pour l'accrétion induite par la rencontre concordent très bien avec les observations de FUors. Cependant, le temps de montée d'un an observé dans certains FUor est difficile à atteindre dans nos simulations à moins que la matière ne soit stockée quelque part près de l'étoile puis libérée après qu'une certaine limite de masse soit dépassée. L'argument le plus sérieux contre le phénomène FUors causé par les rencontres est que la plupart des FUors se trouvent dans des environnements à faible densité stellaire. Nous étendons la discussion aux binaires excentriques et aux disques gravitationnellement instables et trouvons que les deux modèles ont des problèmes similaires pour atteindre les temps de montée nécessaires.
Conclusions : Nous ne trouvons pas de réponse concluante quant à savoir si les FU observées sont déclenchées par des rencontres. Cependant, il semble qu'une intense phase de burst d'accrétion devrait exister - peut-être une phase FU - au début du développement des amas denses. Nous prédisons que dans les jeunes amas denses, ces explosions devraient se produire principalement près du centre de l'amas et avec des rapports de masse élevés entre les étoiles impliquées.


Accrétion sur les étoiles pré-séquence principale

L'accrétion à travers les disques circumstellaires joue un rôle important dans la formation des étoiles et dans l'établissement des propriétés des régions dans lesquelles les planètes se forment et migrent. Les mécanismes par lesquels les disques protostellaires et protoplanétaires s'accumulent sur les étoiles de faible masse ne sont pas clairs. On pense que le transport du moment angulaire par les champs magnétiques est impliqué, mais les conditions de faible ionisation dans les principales régions des disques protoplanétaires conduisent à une variété d'effets magnétohydrodynamiques complexes non idéaux. dont les implications ne sont pas entièrement comprises. Accrétion dans les étoiles pré-séquence principale de masses 1M (et dans au moins certains 2-3-M systèmes) est généralement canalisé par le champ magnétique stellaire, qui perturbe le disque à des échelles typiquement de l'ordre de quelques rayons stellaires. La matière se déplaçant à des vitesses proches de la chute libre des chocs à la surface stellaire les luminosités d'accrétion résultantes de la dissipation de l'énergie cinétique indiquent que l'addition de masse pendant la phase T Tauri sur la durée de vie typique du disque ∼3 Myr est modeste en termes d'évolution stellaire, mais est comparable aux réservoirs totaux du disque estimés à partir des émissions de poussières en ondes millimétriques (∼10 −2 M). L'accrétion pré-séquence principale n'est pas constante, englobant des échelles de temps allant d'environ des heures à un siècle, les variations à plus longue échéance ayant tendance à être les plus importantes. L'accrétion pendant la phase protostellaire - alors que l'enveloppe protostellaire tombe encore sur le disque - est beaucoup moins bien comprise, principalement parce que les propriétés de la protoétoile centrale obscurcie sont difficiles à estimer. Les mesures cinématiques des masses protostellaires avec de nouvelles installations interfométriques devraient améliorer les estimations des taux d'accrétion pendant les premières phases de la formation des étoiles.


Accrétion de matériel en chute pour une jeune étoile de la séquence principale - Astronomie

Figure 1 : Deux images de V1647 Orionis et McNeil&rsquos Nebula. L'image de gauche est un composite couleur optique pris il y a environ quatre ans avec GMOS-North le 14 février UT 2004. L'image de droite est également une image couleur optique prise il y a environ un an le 22 février 2007 UT.

Figure 2 : Vue agrandie de la région 2,12-2,35 microns de la spectroscopie proche infrarouge de V1647.

Figure 3 : Tracé de la profondeur optique de la bande d'absorption du silicate de 8-13 microns extraite du spectre infrarouge moyen.

Figure 4 : Spectroscopie optique de V1647 Orionis de GMOS-Nord obtenue le 22 février 2007 UT.

Une étoile &ldquonew&rdquo est apparue dans la constellation d'Orion à la fin de 2003 lorsque la jeune étoile pré-séquence principale V1647 Orionis a éclaté. L'éruption et l'énorme augmentation de la luminosité de l'objet ont entraîné l'apparition d'une nébuleuse par réflexion appelée &ldquoMcNeil&rsquos Nebula,&rdquo du nom de l'astronome amateur, Jay McNeil, qui a découvert l'objet et alerté le monde.

Pendant l'explosion, l'étoile et la nébuleuse sont restées brillantes pendant environ 18 mois avant de s'estomper rapidement sur une période de six mois. Au début de 2006, l'étoile et son environnement étaient très similaires à leur stade de pré-éclatement. L'événement a été surveillé et observé avec de nombreuses installations terrestres et spatiales et l'observatoire Gemini a joué un rôle clé dans la surveillance de l'événement pendant ses phases éruptive et de repos. Une équipe dirigée par Colin Aspin (IfA/Université d'Hawaï&lsquoi), Tracy Beck (STScI) et Bo Reipurth (IfA/Université d'Hawaï&lsquoi) a mené la campagne de suivi de cet événement unique.

L'éruption de V1647 Orionis est très probablement associée à un déversement massif des régions internes d'un disque circumstellaire chauffé sur la jeune photosphère stellaire. L'éclat spectaculaire de la luminosité de l'objet est dû à une augmentation significative de la luminosité d'accrétion et à l'élimination ou à la destruction de la poussière environnante par un vent énergétique qui a rendu l'étoile visible. On pense que ces éruptions sont répétitives et indiquent des périodes au cours desquelles une fraction importante de la masse finale de l'étoile s'est accumulée.

Les auteurs décrivent trois phases pour la dernière éruption du V1647 Orionis :

  1. Avant novembre 2004, c'est la phase de pré-explosion
  2. De novembre 2004 à février 2006, c'est la phase d'explosion
  3. A partir de février 2006, c'est la phase de repos

La campagne d'observation Gemini menée par Aspin a révélé des résultats intéressants, notamment pour la période de repos. Ceux-ci inclus:

  • La nébuleuse de McNeil est faiblement visible sur ces images GMOS-N (Figure 1 à droite) indiquant que le matériau nébulaire est encore faiblement éclairé par l'étoile V1647 Orionis. Au moment de l'acquisition des données d'imagerie et de spectroscopie GMOS-N, V1647 Orionis avait une magnitude r&rsquo de 23,3.
  • La spectroscopie NIRI a révélé pour la première fois dans ce type d'objet la présence d'absorption d'harmoniques moléculaires du CO et d'autres atomes diagnostiques clés comme Na et Ca (trahissant peut-être la photosphère de l'étoile), voir Figure 2. La spectroscopie 2um montrée dans le le papier provient de l'IRTF et non du NIRI. Nous avons publié la spectroscopie NIRI mais juste après l'explosion, pas au repos.
  • L'étoile a une masse d'environ 0,8 masse solaire et son âge est d'environ un demi-million d'années ou moins.
  • V1647 Orionis dans cette phase de pré-séquence principale est environ cinq fois plus lumineuse que le Soleil.
  • La matière tombe sur l'étoile à un rythme d'environ un millionième de masse solaire par an.
  • L'observation dans l'infrarouge moyen avec MICHELLE/Gemini montre des preuves de l'évolution de la poussière de silicate au cours de la période allant de l'explosion au repos, voir Figure 3.

Dans un article précédent sur V1647 Orionis, Aspin a étudié une précédente explosion de l'étoile qui s'est produite en 1966. Il semble que peut-être V1647 Orionis "se réveille" tous les 37 ans mais bientôt (après 1 à 2 ans) se fatigue et fait une autre longue sieste !

Pour plus de détails, lisez l'article "V1647 Orionis : un an de repos", par C. Aspin, T. Beck et B. Reipurth dans Le journal astronomique, janvier 2008, p. 423-440.

Pour plus de détails sur l'explosion de 1966 du V1647 Orionis, lisez l'article "L'explosion de 1966-1967 d'Orionis V1647 et l'apparition de la nébuleuse de McNeil", par C. Aspin et autres dans Le journal astronomique, Volume 132, Numéro 3, pp. 1298-1306.


Accrétion de matière en chute pour une jeune étoile de la séquence principale - Astronomie

Les Young Stellar Objects (YSO) sont des étoiles dans la première phase de leur vie, avant d'entrer dans la séquence principale du diagramme de Hertzsprung-Russell et d'être alimentées par une fusion stable d'hydrogène. Les YSO sont formés par contraction (et fragmentation) de nuages ​​moléculaires. La contraction peut être déclenchée par une variété de facteurs, tels que les fluctuations générales de densité dans le milieu interstellaire, la pression de rayonnement des étoiles proches ou les ondes de choc des événements de supernova qui conduisent à des compressions locales. La contraction du nuage moléculaire est entraînée par la gravité, le nuage s'effondre en fait en chute libre. L'énergie gravitationnelle est libérée par le rayonnement et influence à son tour l'effondrement par sa pression de rayonnement, qui contrecarre la gravité. Le centre dense du nuage moléculaire est la nouvelle protoétoile. Une protoétoile émet de la lumière en raison de la chaleur dégagée par l'effondrement gravitationnel. Sa température centrale, cependant, est encore trop basse pour maintenir la fusion nucléaire. Dans ce stade de protoétoile, l'étoile continue de croître par accrétion de masse à partir du nuage moléculaire environnant, qui dure jusqu'à ce que tout le nuage soit incorporé ou jusqu'à ce que la pression de rayonnement de la nouvelle étoile soit suffisamment puissante pour souffler les restes du nuage.

Protostars, disques proto-stellaires, jets et Herbig-Haro-Objects

En raison de la préservation du moment angulaire, le nuage moléculaire ne peut tout simplement pas s'effondrer. Au lieu de cela, un disque protostellaire se forme autour de la protoétoile lors de la contraction du nuage. Le long de l'axe de rotation, le matériau en chute n'a qu'un faible moment angulaire et la chute se déroule relativement sans entrave. Par conséquent, le nuage moléculaire s'amincit le long de l'axe de rotation et deux vides en forme de cône se forment aux pôles, ce qui permet à la lumière de l'étoile de s'échapper et d'éclairer ces cônes de l'intérieur. Selon l'angle de vue, nous voyons le nuage moléculaire illuminé par la jeune étoile comme une nébulaire bipolaire (vue de côté), comme une nébuleuse en forme d'éventail (à un angle faible au-dessus du disque) ou dans un croissant ou même un anneau forme avec un angle de vision croissant.

La matière migre à l'intérieur du disque protostellaire vers l'étoile par friction interne : la protoétoile accrète de la matière.

Cette image montre une vue artistique du disque protoplanétaire poussiéreux autour d'une jeune étoile massive.

La rotation de la protoétoile et du disque protostellaire entraîne des tourbillons magnétiques, entraînant de forts champs magnétiques le long de l'axe polaire et la formation d'écoulements ou de jets bipolaires. Ces jets peuvent frapper le milieu interstellaire environnant ou les restes du nuage moléculaire qui s'effondre, entraînant de forts fronts de choc, appelés objets Herbig-Haro (HH).

crédit : wikipédia

Des objets Herbig-Haro relativement brillants (HH1 et HH2) peuvent être trouvés, par exemple, dans un nuage moléculaire au sud de la Nébuleuse du Trou de Clé NGC 1999 à Orion au bord inférieur de cette image :

Patrick Hartigan de l'Université Rice à Houston a réussi à détecter la dynamique dans les jets et les fronts de choc de plusieurs HH à l'aide du télescope spatial Hubble. Des films de ces dynamiques sont disponibles sur ses pages Web.

Bewegung des Jets von HH 1, Patrick Hartigan

Plus loin sur l'évolution/contraction de la protoétoile, le mécanisme de transport de l'énergie gravitationnelle libérée hors du noyau de la protoétoile passe de la convection au rayonnement. Cela conduit à un refroidissement plus efficace du cœur, ce qui est important en particulier pour les protoétoiles les plus lourdes, car cela permet à la contraction de se dérouler plus rapidement. Au cours de ce processus, l'étoile se trouve dans le diagramme de Hertzsprung-Russell au-dessus de la séquence principale, se déplaçant vers le bas le long de la ligne dite Hayashi. Enfin, le noyau de la nouvelle étoile devient suffisamment chaud et dense pour maintenir une fusion d'hydrogène stable : une nouvelle étoile est née.

Les étoiles Herbig Ae/Be, T Tauri et FU Ori

Au cours de cette étape de transition, les nouvelles étoiles n'ont pas encore atteint un équilibre hydrostatique stable. Au lieu de cela, ils se contractent davantage malgré le fait que la fusion de l'hydrogène ait peut-être commencé. Les nouvelles étoiles n'ont pas encore atteint la séquence principale, mais se placent toujours au-dessus. Elles sont toujours plus grosses et donc plus brillantes que les étoiles de la séquence principale de même température (et donc de même classe spectrale). Au cours de cette étape de transition, les nouvelles étoiles sont assez variables et peuvent également montrer de forts éclats de luminosité (éruptions). Ces sursauts reflètent l'afflux erratique de matière du disque d'accrétion sur l'étoile. Par excitation de la mince atmosphère extérieure, les étoiles présentent des raies d'émission durant cette phase de leur vie.

Les étoiles inférieures à 2 masses solaires sont classées comme T Tauri étoiles, après leur prototype, tandis que les plus lourds sont appelés Étoiles Herbig Ae/Be (e signifie raies d'émission). Les étoiles sont identifiées par plusieurs critères : présence de raies d'émission (en particulier la série de Balmer de l'hydrogène), un excès infrarouge de leur rayonnement dû à la poussière enveloppante dans le disque environnant, et leur situation dans une région de formation d'étoiles. Ce dernier est vérifié par la localisation projetée (par exemple dans un nuage sombre) et la présence d'une nébuleuse par réflexion associée à l'étoile, qui sécurise la localisation de l'étoile au sein du nuage moléculaire. Les sous-types d'YSO se distinguent par leur classification spectrale et leur masse (B et A pour les étoiles Herbig Ae/Be et F, G, K ou M pour les types T Tauri). La phase pré-séquence principale est dans les deux cas courte par rapport à toute la durée de vie de l'étoile et dure de 1 à 10 millions d'années pour les étoiles massives Herbig Ae/Be à 10 à 100 millions d'années pour les étoiles T Tauri moins massives.

Les étoiles T Tauri ont un autre sous-groupe appelé FU Ori étoiles (ou court "Fours"), qui en raison de l'accrétion erratique sont soumis à des éruptions et à des éclats de luminosité très prononcés pouvant atteindre 6 magnitudes. Il est concevable que le comportement de type FU Ori représente une phase du développement de la plupart des étoiles T Tauri. Le type FU Ori n'est donc pas un type d'étoiles à part entière, mais représente plutôt une étape temporaire au cours de l'évolution d'une étoile T Tauri. En outre, il existe également le type Exor (après EX Lupi), montrant des éruptions à des échelles de temps plus courtes.

Évolution des jeunes objets stellaires

L'évolution d'un YSO est classée en quatre phases successives, qui sont plus ou moins corrélées avec l'exposition croissante de l'étoile dans son enveloppe et les changements qui en résultent de son spectre (ce schéma de classification est en fait basé sur la distribution spectrale d'énergie (SED) de l'YSO).

Au cours de la première phase, le nuage moléculaire s'effondre en un Protoétoile, qui reste complètement enfoui dans son enveloppe environnante, échappant à l'observation directe en lumière visible. Seul le rayonnement infrarouge de l'enveloppe chaude peut être observé. Ce stade d'effondrement gravitationnel s'accompagne d'une augmentation considérable de la fréquence de rotation de l'étoile et du disque d'accrétion (Tournoiement en haut). Dans la suite, l'étoile s'expose et le spectre de l'YSO montre le spectre du corps noir de l'étoile émergente, superposé à l'excès infrarouge encore important de l'enveloppe aux fréquences plus basses. Ces étapes sont l'étape classique de l'étoile T Tauri (CTTS), avec un disque actif, accompagné de la formation de jets et d'objets Herbig-Haro, et de l'étage d'étoile T Tauri à ligne faible (WTTS), avec un disque passif, le début de la fusion nucléaire et la fragmentation du disque protoplanétaire. Au cours de la dernière étape, l'étoile passe à la séquence principale avec une combustion continue d'hydrogène, le disque protoplanétaire se fragmente en un système planétaire (transportant la majeure partie du moment angulaire de l'YSO) et l'excès infrarouge dans le spectre disparaît.

Image du disque de poussière autour de la jeune étoile IM Lupi (en haut) et d'autres YSO (en bas). Les images proviennent de SPHERE, l'instrument de recherche sur les exoplanètes de l'ESO au VLT au Chili.

Les étoiles pré-séquence principale sont donc entourées de disques d'accrétion (poussiéreux) et des restes (poussiéreux) du nuage moléculaire dans lequel elles se sont formées. Les disques d'accrétion (ou protoplanétaires) sont les berceaux de nouvelles planètes autour de la jeune étoile. Le disque peut souvent masquer complètement l'étoile ou du moins atténuer fortement sa lumière, empêchant ainsi son observation directe. Le long de l'axe polaire avec ses vides en forme de cône, cependant, la lumière de l'étoile peut passer relativement sans entrave. Dans le télescope, cette lumière peut souvent être vue car elle éclaire le nuage moléculaire environnant où elle est diffusée par des particules de poussière. L'aspect bipolaire de la nébuleuse par réflexion est donc une conséquence directe de la présence d'un disque d'accrétion, qui réduit la lumière stellaire qui s'échappe en cônes de lumière étroits.

Nébuleuse et polarisation variables

Beaucoup de ces nébuleuses par réflexion sont très variables, ce qui peut avoir plusieurs raisons :

Un exemple très impressionnant d'une telle projection d'ombres est montré par Nébuleuse variable de Hubble, NGC 2261, dans la constellation du Monocéros. L'image animée ci-dessous montre une série unique d'images de Tom Polakis de Tempe/Arizona, qui a photographié NGC 2261 pendant plusieurs semaines. L'animation montre clairement la propagation de la lumière et des ombres le long de la nébuleuse par réflexion.

variabilité de la nébuleuse variable de Hubble NGC 2261, Tom Polakis

D'autres nébuleuses par réflexion à luminosité très variable sont Nébuleuse de Gyulbudaghian autour de PV Cephei , La nébuleuse de McNeil dans le nuage moléculaire de M78 à Orion, et la nébuleuse autour Z Canis Majoris . La nébuleuse par réflexion de PV Cephei, qui était une cible facile il y a quelques années avec des télescopes de taille moyenne, avait été très difficile même avec mon Dob 22" pendant plusieurs années, jusqu'à ce qu'elle s'éclaircisse à nouveau en 08/2013.

Variabilité du RN de PV Cephei sur plaques rouges DSS (comparer l'image d'Adam Block à la fin de 2008)

La nébuleuse de McNeil autour de V1647 Ori a été découverte photographiquement en 2004 par l'amateur Jay McNeil. En 2006, il s'était à nouveau estompé au-delà de la détection visuelle. En 2008, il s'est à nouveau éclairci et est resté à un niveau relativement élevé depuis lors (c'est l'état des choses jusqu'en 2011), étant accessible aux télescopes d'environ 18 pouces ou plus.

Nébuleuse de McNeil en 2006 (panneau inférieur) et 2011 (panneau supérieur).

Les trois étoiles, Z CMa, V1647 Orionis et PV Cephei, sont des variables FU Ori avec des éruptions (avec PV Cephei avec ses éruptions sur des échelles de temps plus courtes, les dernières éruptions datent de 2004 et 2013, étant plutôt une EXor). Une autre nébuleuse connue pour ses fluctuations de luminosité sur des échelles de temps historiques est Nébuleuse Variable de Hind autour de T Tauri.

Un autre phénomène est la polarisation de la lumière diffusée. La polarisation de la lumière peut être vérifiée par les filtres appropriés, similaires à ceux décrits pour la nébuleuse protoplanétaire. Ceux-ci n'ont, malgré leur nom, rien de commun avec les disques protoplanétaires, mais se forment pendant les phases tardives de l'évolution stellaire avant la formation d'une nébuleuse planétaire complète. Des observations similaires dépendantes de la polarisation des YSO sont naturellement limitées aux objets les plus brillants.

Formation de planètes autour des YSO

Dans un communiqué de presse de 2014, ALMA a résolu le disque protoplanétaire autour de l'étoile T Tauri HL Tauri à une longueur d'onde de 1,2 mm en anneaux et lacunes denses. Ces lacunes signalent vraisemblablement l'accrétion de matériau du disque par l'évolution des planètes à l'intérieur du disque.

HL Tauri est situé dans le même nuage moléculaire que Sharpless 239, et dans son voisinage direct plusieurs autres YSO peuvent être trouvés :

L'observation visuelle des YSO, c'est comme entrer dans un nouveau territoire. Ils sont tout simplement trop exotiques et surtout très sombres. Il n'y a que peu d'objets bien connus et plus brillants. Les représentants les plus connus sont certainement la nébuleuse variable de Hubble et NGC 1999, qui récompensent des objets, affichant une structure déjà dans de plus petits télescopes amateurs. D'autres objets à portée de télescopes de taille moyenne sont Ced 62 (NGC 2163) et Parsamian 21. La plupart des autres objets nécessitent de grands télescopes et sont même alors des cibles difficiles. Dans de nombreux cas, seul un objet stellaire peut être discerné, l'étoile pré-séquence principale elle-même. Les nébuleuses par réflexion environnantes, donc observables, sont souvent extrêmement faibles ou éclipsées par l'étoile. Leur structure parfois bizarre, très visible sur les images DSS, n'est visible visuellement que dans quelques cas. Bien qu'il ne soit généralement pas difficile de faire la distinction entre l'étoile et la nébulosité environnante, la distinction supplémentaire entre la nébuleuse par réflexion, le jet et l'objet Herbig-Haro est souvent difficile ou non sans équivoque. En particulier, les HH sont (malgré quelques exceptions) très petits et extrêmement faibles. Néanmoins, ce sont des objets très intéressants, et il est passionnant d'observer des étoiles à ces tout premiers stades de leur vie (qui est aussi le stade du développement des planètes). Et en raison de leur grande variabilité intrinsèque, on ne sait jamais à quoi s'attendre !

Le guide d'observation des jeunes objets stellaires

Ce guide d'observation présente plus de cinquante étoiles de la séquence pré-principale avec une nébuleuse à réflexion environnante avec des images DSS, des cartes de recherche et des rapports d'observation à l'oculaire de mon Dob 22 ".


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RÉSULTATS

Une coque dense se forme autour de la structure centrale choquée

Comme le montre la Fig. 1 (B à D), ce qui est observé en laboratoire et étayé par les deux simulations MHD (en 2D et 3D) (voir Matériels et Méthodes) est cohérent avec le scénario suivant : A l'impact, le ruisseau, arrêté par l'obstacle, induit la formation d'un choc vers l'intérieur et d'un choc inverse à l'intérieur même du cours d'eau. Le front du choc inverse est localisé par le saut de densité observé au bord du noyau central sur la figure 1 (B à D). Comme le montrent les matériaux supplémentaires, nous vérifions que, en laboratoire, l'augmentation de la densité électronique du plasma dans la région post-choc du cœur correspond étroitement à ce qui est attendu des conditions de choc fort de Rankine-Hugoniot (28).

Simultanément, entraîné par la pression thermique, qui surmonte localement la pression magnétique (β > 1), le plasma central hautement conducteur et chauffé par choc se dilate radialement vers l'extérieur, comprimant et déformant les lignes de champ magnétique (Fig. 1D, lignes blanches). L'expansion latérale est alors stoppée par l'augmentation du champ magnétique, qui redirige le flux de plasma vers le flux et forme une structure enveloppante que nous désignons ici sous le nom de « coquille ». Sur la figure 1 (B à D), on observe le flux éjecté, l'obus dépassant rapidement (le long z) le choc inverse se propageant dû à la redirection longitudinale du flux éjecté.

Nous soulignons que le plasma β du cœur détermine massivement la formation de la coque. Pour les régimes étudiés ici, les pertes radiatives et la conduction thermique jouent un rôle évident dans la détermination des détails des propriétés thermodynamiques des plasmas de laboratoire et d'astrophysique et, par exemple, leurs signatures spectrales. Cependant, tant que les plasmas de coeur β sont similaires (30 et 107 pour les plasmas de laboratoire et d'astrophysique, respectivement voir tableau S2), la dynamique de la couche de formation est largement insensible à ces détails.

On note également que les flux d'accrétion du laboratoire sont soutenus et interagissent avec l'obstacle sur une échelle de temps longue par rapport à celle de la formation de la coquille (c'est-à-dire celles représentées sur la figure 1C). Néanmoins, l'absence d'un champ gravitationnel capable d'exercer une influence sur le plasma entrave notre capacité à reproduire expérimentalement la dynamique à long terme d'une colonne d'accrétion astrophysique idéalisée (25). Au lieu de cela, les expériences sont limitées à l'impact initial et à la formation de l'enveloppe de plasma lorsque la gravité n'a pas un rôle appréciable (ce qui est valable pour les deux premières images de la figure 1, C et D voir Matériaux et méthodes). Ceci est confirmé en comparant les simulations sans gravité présentées dans notre article (Fig. 1D et film S2) avec des simulations astrophysiques MHD à long terme qui incluent la gravité (25). Une telle comparaison montre que la dynamique initiale et la formation de la coquille sont qualitativement similaires et ne sont en grande partie pas affectées par les forces gravitationnelles.

Nos simulations ne tiennent pas compte des effets de transfert radiatif, comme détaillé dans la section « Synthèse de l'émission de rayons X et comparaison avec des objets astrophysiques ». Cette hypothèse ne peut être considérée comme valable que dans la dalle chaude post-choc et dans la couronne (21). Là, la conduction thermique ainsi que les pertes radiatives du plasma optiquement mince jouent un rôle important dans le bilan énergétique. En particulier, le refroidissement radiatif intense à la base de la dalle prive le plasma post-choc de l'appui de pression, provoquant l'effondrement du matériau au-dessus de la couche refroidie. De ce fait, la position du choc peut varier dans le temps (25). La conduction thermique agit comme un mécanisme de refroidissement supplémentaire de la dalle chaude, drainant l'énergie du plasma chauffé par choc vers la chromosphère, et limite partiellement la croissance des instabilités thermiques (25).

Au contraire, la matière froide et dense du ruisseau et celle de la chromosphère sont très probablement optiquement épaisses. En conséquence, le transfert radiatif devrait jouer un rôle important dans le bilan énergétique, alors que la conduction thermique devrait être négligeable. Les principaux effets sont attendus dans la colonne d'accrétion sans choc où le matériau en chute libre peut être chauffé par rayonnement à des températures allant jusqu'à 10 5 K (21). De plus, le matériau optiquement épais de la chromosphère et/ou du flux non choqué situé le long de la ligne de visée (LoS) devrait absorber partiellement l'émission de rayons X provenant de la dalle chaude post-choc. Notez que nous ne considérons pas les effets du transfert radiatif sur la dynamique et l'énergétique du système, mais nous rendons compte de l'absorption dans la synthèse de l'émission de rayons X, comme décrit dans la « Synthèse de l'émission de rayons X et comparaison avec rubrique objets astrophysiques. Pour cette raison, notre modélisation n'est pas entièrement auto-cohérente. Néanmoins, nous nous attendons à ce que l'évolution du plasma post-choc chaud (T > 1 MK) soit modélisée avec précision par refroidissement radiatif.

Le plasma du cœur choqué et l'enveloppe sont observés simultanément dans les émissivités plasmatiques enregistrées en laboratoire. Le front de choc inverse et son évolution temporelle, se propageant en amont du courant à

14 ± 3 km/s, sont clairement visibles dans l'émission visible striée (voir Matériaux et méthodes) du plasma de laboratoire (Fig. 2A) : Le front de choc inverse identifié dans les cartes de densité (Fig. 2A, points rouges) correspond étroitement au bord de la région centrale post-choc émettant de la lumière qui s'étend vers le flux entrant. Dans la même carte d'émission, on peut aussi clairement identifier la coquille, de luminosité réduite, avec son front d'expansion dans les cartes de densité (Fig. 1C, points jaunes). De même, l'émission de rayons X provenant du laboratoire à proximité de la surface de l'obstacle (Fig. 2B), analysée par notre modèle non stationnaire (37) et détaillé dans les informations supplémentaires, affiche les caractéristiques caractéristiques de deux composants plasma distincts. Ici, l'apparition de raies intenses de la série He (provenant de l'émission d'ions F ionisés de type He) est le témoin d'un composant de plasma ayant une basse température (0,6 ± 0,1 MK) à une densité qui correspond bien à la densité de cœur observée sur la figure 1C. L'observation simultanée d'un Ly fortα (provenant de l'émission d'ions F ionisés de type H) atteste la présence d'un plasma à température électronique plus élevée, c'est-à-dire à 3,7 MK, analysé à l'aide du code atomique FLYCHK (41). Ce rayonnement synthétique, dérivé du rapport entre l'Heβ et Lyα intensités linéaires, a un volume et une densité cohérents avec ceux du plasma coquille mesuré (Fig. 1C). Notez que les températures de la coquille et du cœur dérivées de cette manière sont également bien cohérentes avec la simulation en laboratoire, comme détaillé dans les informations supplémentaires.


Titre : Perturbation par marée d'une étoile de la séquence principale par un trou noir de masse intermédiaire : une décennie brillante

Phase d'accrétion super-Eddington de 10 ans. L'émission photosphérique du flux sortant éjecté pendant cette phase domine le rayonnement observable et culmine dans les bandes UV/optique avec une luminosité de 10^42 erg/s. Une fois que le taux d'accrétion est tombé en dessous du taux d'Eddington, la luminosité bolométrique suit la décroissance conventionnelle de la loi de puissance t^ <-5/3> et les rayons X du disque d'accrétion interne commencent à être observés. Modeling the newly reported IMBH tidal disruption event candidate 3XMM J2150-0551, we find a general consistency between the data and predictions. The search for these luminous, long-term events in GCs and nearby dwarf galaxies could unveil the IMBH population.


Title: Detection of a Cool, Accretion Shock-Generated X-ray Plasma in EX Lupi During the 2008 Optical Eruption

0.4 keV plasma component, as expected for accretion shocks on low-mass, pre-main sequence stars. From 2008 March through October, this cool plasma component appears to fade as EX Lupi returns to its quiescent level in the optical, consistent with a decrease in the overall emission measure of accretion shock-generated plasma. The overall small increase of the X-ray flux during the optical outburst of EX Lupi is similar to what was observed in previous X-ray observations of the 2005 optical outburst of the EX Lupi-type star V1118 Ori but contrasts with the large increase of the X-ray flux from the erupting young star V1647 Ori during its 2003 and 2008 optical outbursts.


Voir la vidéo: Stage PAC - Les premiers sauts en Parachute CERPS Saumur (Février 2023).