Contribution à l`étude de l`atmosphère des étoiles de type spectral B
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...De là la prodigieuse variété extérieure de ces édifices au fond desquels réside tant d’ordre et d’unité. Le tronc de l’arbre est immuable, la végétation capricieuse. Extrait de Notre-Dame de Paris (Victor Hugo) Abstract In this work, we show that the spectral region near the Paschen discontinuity is very sensitive to the effective temperature and the superficial gravity. The shape of the pseudo-continuum and the line profile of the higher members of the Paschen series can be reproduced using a semi-empirical method in view to describe the effect of the collisional broadening. We show how these lines can be used to determine the fundamental parameters of B type stars. Assuming some requirements, this method can be extented to the study of late type Be stars. We have determined the effective temperature and superficial gravity of the B8 III chemically peculiar star γ Corvi. Its chemical composition put several constraints on the models which describe the radiative diffusion of elements in the atmosphere of Ap stars. Our work has also been extended to the study of the luminous star MWC314 whose spectrum is made of a great number of emission lines. The identification of the photospheric lines shows that it is a B1 hypergiant star, while the hydrogen and helium emission lines were used to determine its fundamental parameters and the geometry of the stellar wind. Our results confirm that MWC314 can be seen as an LBV star. Résumé de la dissertation Dans le présent travail, nous avons montré que le domaine spectral qui se situe à proximité de la discontinuité de Paschen était très sensible à toute variation de la température effective et de la gravité superficielle. La forme du pseudo-continuum et du profil des raies élevées de la série de Paschen peuvent être reproduits de manière très fidèle en utilisant, pour introduire la contribution de l’élargissement Stark, une méthode semi-empirique. Nous en avons déduit un moyen de déterminer les paramètres fondamentaux en nous basant sur la comparaison systématique des spectres calculé et observé. Moyennant certaines restrictions, cette procédure peut également être utilisée lors de l’étude des étoiles Be de type tardif. Nous avons appliqué la méthode des raies de Paschen afin de déduire les paramètres fondamentaux de l’étoile B8 III, chimiquement particulière, γ Corvi. L’analyse de sa composition chimique pose certaines questions concernant les modèles qui décrivent la diffusion radiative au sein de l’atmosphère des étoiles Ap. Notre étude a également été étendue à l’étoile lumineuse MWC314, dont le spectre est composé presque exclusivement de raies en émission. L’identification des raies d’absorption photosphériques permet de déduire qu’il s’agit d’une hypergéante de type spectral B1, tandis que l’analyse des raies d’hydrogène et d’hélium pose plusieurs contraintes tant du point de vue des paramètres qui caractérisent MWC314 que du point de vue de la géométrie du vent stellaire. Nos résultats confirment l’hypothèse selon laquelle elle appartiendrait à la classe des étoiles LBV. Thèse annexe Il est possible d’améliorer notablement les valeurs des potentiels d’ionisation des éléments légers (Z <50) compilées par le NIST. Table des matières Introduction générale I Acquisition des données Introduction . . . . . . . . . . . . L’Observatoire de Haute-Provence I.2.1 Le télescope de 1m93 . . . I.2.2 Le télescope de 1m52 . . . I.3 Le satellite Hipparcos . . . . . . . I.4 Le satellite IUE . . . . . . . . . . I.5 Le satellite TD1 . . . . . . . . . . I.6 Le système BCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 4 4 4 6 8 9 11 13 Détecteurs CCD et traitement des données II.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . II.2 Principe des CCD . . . . . . . . . . . . II.3 Les détecteurs CCD utilisés à l’OHP . II.3.1 Le CCD Tektronix TK512#1 . II.3.2 La barrette Thompson TH7832 II.4 Avantages et inconvénients des CCD . . II.4.1 Principaux avantages . . . . . . II.4.2 Inconvénients . . . . . . . . . . II.5 Traitement informatique des données . II.5.1 Images correctives . . . . . . . . II.5.2 Prétraitement . . . . . . . . . . II.5.3 Etalonnage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14 14 14 16 16 16 17 17 17 17 17 18 18 La photosphère des étoiles B III.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.2 Notions de transfert radiatif . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.3 Profil des raies spectrales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.3.1 Elargissement naturel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.3.2 Elargissement collisionnel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.3.3 Elargissement Doppler thermique . . . . . . . . . . . . . . . . . III.3.4 Rotation axiale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.4 Elargissement Stark des raies d’hydrogène . . . . . . . . . . . . . . . . III.4.1 Correction empirique apportée à l’approximation quasi-statique III.5 L’élargissement Stark des raies de l’hélium neutre . . . . . . . . . . . . III.6 Modèles d’atmosphère utilisés . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.6.1 Les modèles ETL de Kurucz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . III.6.2 Le programme TLUSTY et les modèles NETL . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22 22 22 23 24 25 25 26 26 27 28 28 28 29 La composition chimique des étoiles de type spectral B IV.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B . . IV.2.1 Les étoiles B proches du Soleil . IV.2.2 Variation du rapport He/H dans IV.3 Les étoiles B surabondantes en hélium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31 31 31 31 36 38 I.1 I.2 II III IV 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . notre galaxie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . TABLE DES MATIÈRES IV.4 IV.5 IV.6 IV.7 V VI IV.3.1 Les étoiles ((Helium-Strong)) IV.3.2 Les étoiles à hélium . . . . . Les étoiles B pauvres en hélium . . IV.4.1 Les étoiles Helium-weak . . . IV.4.2 Les étoiles Hg-Mn . . . . . . Les étoiles LBV . . . . . . . . . . . Abondance des éléments plus lourds Conclusions . . . . . . . . . . . . . ii . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . que l’hélium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38 39 40 40 40 42 43 43 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45 45 45 47 47 50 50 57 57 58 étoiles B à raies d’émission Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Echantillon d’étoiles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . L’absorption d’origine interstellaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Magnitude visuelle absolue . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Détermination de la température effective et de la gravité superficielle Etude des raies de la série de Paschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . Conclusions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61 61 61 63 64 65 68 71 76 Paramètres fondamentaux des étoiles de type spectral B V.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . V.2 Echantillon d’étoiles . . . . . . . . . . . . . . V.3 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . V.4 Description de la méthode utilisée . . . . . . V.5 Variation de la largeur équivalente . . . . . . V.6 Détermination des paramètres fondamentaux V.7 Effets NETL . . . . . . . . . . . . . . . . . . V.8 Précision de la méthode . . . . . . . . . . . . V.9 Conclusions . . . . . . . . . . . . . . . . . . Les VI.1 VI.2 VI.3 VI.4 VI.5 VI.6 VI.7 VI.8 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII Composition chimique de l’étoile Hg-Mn γ Corvi VII.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII.2 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII.3 Description du spectre . . . . . . . . . . . . . . . . VII.4 Détermination des paramètres fondamentaux . . . . VII.5 Description de la procédure utilisée . . . . . . . . . VII.6 Choix des données atomiques . . . . . . . . . . . . . VII.7 Résultats . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII.8 Précision . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII.9 Discussion et conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78 78 78 79 79 83 83 87 88 91 VIII Etude de l’étoile MWC314 VIII.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VIII.2 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VIII.3 Description du spectre . . . . . . . . . . . . . . VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile . . . . . . VIII.4.1 Modèle de la photosphère . . . . . . . . . VIII.4.2 Modèle de vent stellaire . . . . . . . . . . VIII.4.3 Calcul des raies d’hydrogène et d’hélium VIII.5 Conclusions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93 93 93 110 112 112 113 114 118 . . . . . . . . . . . . . . . . Conclusions générales 121 Références 128 Introduction générale La source principale d’information relative aux étoiles, autres que le Soleil, dont nous disposons est la lumière qui s’en échappe et que l’on recueille sur la Terre ou en orbite terrestre. Le terme d’atmosphère stellaire désigne les couches superficielles de l’étoile d’où provient la radiation et qui lui donnent ses propriétés. Dans cette région se forment, notamment, les raies spectrales caractéristiques des atomes et des molécules qui la composent. L’analyse spectrale du rayonnement fournit donc des informations concernant l’atmosphère et, par voie de conséquence, les propriétés d’ensemble de l’étoile elle-même. De manière générale, le spectre optique d’une étoile de type spectral B se caractérise par la présence des raies d’hydrogène de la série de Balmer et par l’apparition des raies d’hélium neutre qui atteignent leur maximum d’intensité vers le type spectral B2. Leur masse est généralement comprise entre 2 et 20 fois la masse du Soleil, tandis que leur température effective varie de 11000 à 31000 K. Il est donc possible de les observer à des distances considérables et, ainsi, d’étudier les caractéristiques et les conditions d’évolution des étoiles dans des régions variées de la Galaxie ou de l’Univers. De plus, comme elles émettent la plus grande partie de leur rayonnement dans l’ultraviolet, elles contribuent à ioniser les nuages interstellaires. L’atmosphère des étoiles de type spectral B se compose de la photosphère, dans laquelle se forment les raies spectrales en absorption, et d’une enveloppe où se forment des raies qui peuvent apparaître en émission. Selon leur comportement dans le visible, on en distingue différentes classes. Par abus de langage, on dit d’une étoile qu’elle est normale lorsqu’aucune raie d’émission n’est détectée dans le domaine optique et que sa composition chimique est similaire à celle observée dans le Soleil. A l’opposé, lorsque l’une de ces deux conditions n’est pas remplie, on parle d’étoiles B chimiquement particulières ou d’étoiles B à raies d’émission (Be). Dans le présent travail, nous abordons l’étude de l’atmosphère de ces étoiles, qu’elles soient normales, chimiquement particulières ou à raies d’émission. Notre approche consiste à mettre côte à côte les observations et les résultats issus de modèles d’atmosphère théoriques ou semi-empiriques. Nous décrivons l’origine des données observationnelles dans le Chapitre I tandis que les différentes procédures nécessaires à leur traitement sont détaillées dans le Chapitre II. Enfin, nous abordons le calcul des spectres synthétiques dans le Chapitre III. Les paramètres fondamentaux utilisés pour définir l’atmosphère d’une étoile sont, le plus souvent, la température effective (Tef f ), la gravité superficielle (g) et la composition chimique. Leur valeur permet de choisir ou de calculer le modèle mathématique adéquat et donc d’étudier les caractéristiques de l’étoile observée. Nous verrons dans le Chapitre IV quelle composition chimique adopter et sous quelles conditions. Dans le spectre d’une étoile B, les régions les plus sensibles à toute variation de la gravité superficielle et de la température effective se situent, sans nul doute, au voisinage des discontinuités dues à l’hydrogène. La forme du pseudo-continuum et le profil des raies d’hydrogène constituent de très bons outils de détermination de ces paramètres fondamentaux. L’avènement, durant la dernière décennie, des détecteurs à couplage de charges permet actuellement d’observer facilement et de manière très précise le voisinage immédiat de la discontinuité de Paschen. Au Chapitre V, nous développons une méthode de détermination basée sur le calcul de cette région spectrale. Dix-sept pourcents des étoiles de type spectral B sont actuellement classées Be (étoiles B à raies d’émission). Elles se caractérisent, notamment, par la présence d’émission dans les premières raies de la série de Balmer ainsi que dans le continuum, au voisinage des discontinuités de Balmer et de introduction générale 2 Paschen. Cette émission a lieu dans une enveloppe aplatie qui entoure la photosphère et interdit, dans la majorité des cas, d’appliquer aux étoiles Be les méthodes classiques de détermination des paramètres fondamentaux. D’autre part, pour les mêmes raisons, il est malaisé de mettre en évidence les effets de l’absorption interstellaire sur la distribution d’énergie observée. L’émission dans une raie d’hydrogène faiblissant rapidement avec son indice, nous montrons qu’il est possible de déterminer la température effective et la gravité superficielle d’un certain nombre d’étoiles Be en utilisant des critères liés aux raies élevées d’une série. En particulier, en s’adressant aux raies élevées de la série de Paschen, on allie à la fois les avantages d’une bonne précision observationnelle à ceux de la sensibilité des spectres aux paramètres fondamentaux. Une telle méthode n’est cependant pas d’application universelle et nous discutons ses limites au Chapitre VI. Un pourcentage non-négligeable des étoiles B de la séquence principale 1 possèdent un spectre avec des raies de mercure et de manganèse très intenses (étoiles Hg-Mn). On y observe également des abondances particulières pour un grand nombre d’autres éléments. Ainsi, on note que la valeur du rapport He/H dans les étoiles Hg-Mn est, le plus souvent, inférieur à celle observée dans le Soleil. Il est bien établi actuellement que la cause de ces particularités chimiques est due à la diffusion radiative des éléments dans l’atmosphère d’une étoile dépourvue de champ magnétique et dont la vitesse de rotation équatoriale est inférieure à 90 km/s. Les observations montrent que ce phénomène prend place dans les étoiles dont la température effective est comprise entre 9500 et 16000 K. γ Corvi, qui possède le type spectral B8 III, n’a été reconnue comme étoile Hg-Mn qu’en 1971 et nous apparaît comme l’une des plus brillantes de sa classe (V=2.62). Cette reconnaissance tardive a été attribuée, principalement, à la résolution des observations effectuées jusqu’alors. Au Chapitre VII, nous vérifions ce qu’il en est exactement. En utilisant, entre autres, les caractéristiques des raies élevées de la série de Paschen nous avons évalué les paramètres fondamentaux de γ Corvi. Ensuite, par comparaison des spectres observé et calculé, nous avons déduit sa composition chimique. Le Chapitre VIII est consacré à l’étude de l’étoile B particulière MWC314 dont la nature exacte n’est pas bien établie. Jusqu’à présent, aucune raie d’absorption d’origine photosphérique n’a été identifiée dans son spectre ce qui rend l’attribution d’un type spectral incertaine et mal aisée. Par ailleurs, la présence de nombreuses raies d’absorption interstellaire indique que cette étoile est très éloignée de nous et, donc, qu’elle possède une luminosité et une masse élevées. Les étoiles lumineuses telles que MWC314 jouent un rôle important dans l’évolution de la Galaxie car leur durée de vie est plus courte que celles des étoiles moins massives et parce qu’elles enrichissent le milieu interstellaire d’éléments plus lourds que l’hélium. De nouvelles observations de MWC314 ont, notamment, été effectuées à l’Observatoire de Haute-Provence avec une résolution égale ou meilleure que 1 Å. Non seulement, un grand nombre de raies d’émission ont ainsi pu être identifiées mais également des raies d’absorption photosphériques. Au Chapitre VIII, nous décrivons comment celles-ci nous permettent de fixer le type spectral de MWC314. En étudiant les raies en émission provenant de l’hydrogène et de l’hélium neutre, nous déduisons les paramètres fondamentaux de l’étoile et de son vent stellaire (température effective, gravité superficielle, taux de perte de masse et rayon de l’étoile). Finalement, sur la base de nos résultats, nous examinons différentes hypothèses quant à sa nature et son origine. 1. Ce pourcentage peut atteindre 25 % pour des étoiles de température effective égale à 15000 K. CHAPITRE I Acquisition des données I.1 Introduction Comme nous l’indiquions dans l’introduction générale, l’approche que nous adoptons pour étudier l’atmosphère des étoiles consiste à comparer les spectres synthétiques aux observations. Afin d’aboutir à une image la plus complète possible de l’étoile, il est utile d’analyser son spectre dans différents domaines de longueurs d’onde. L’ultraviolet est, par exemple, d’une grande importance lorsque l’on aborde les étoiles de type spectral B qui irradient la plus grande partie de leur énergie dans cette région. Le visible et le proche infrarouge rassemblent, quant-à-eux, les raies d’hélium neutre ainsi que les raies d’hydrogène provenant des séries de Balmer et de Paschen. La mesure des flux émis dans la partie ultraviolette des spectres stellaires requiert un observatoire situé en dehors de l’atmosphère terrestre. Dans le présent travail, nous utilisons les données recueillies par les satellites IUE et TD1. Le visible ainsi que le proche infrarouge ont été observés, dans la plupart des cas, à l’Observatoire de Haute-Provence à l’aide des télescopes de 1m93 et de 1m52. La connaissance de la distance qui nous sépare d’une étoile permet d’obtenir l’intensité absolue de son rayonnement telle qu’elle serait mesurée dans son voisinage. Grâce au satellite HIPPARCOS, lancé en 1987, nous disposons actuellement de parallaxes très précises. Nous avons utilisé ces données afin de déduire la distance des étoiles Be de notre échantillon ainsi que de γ Corvi. I.2 L’Observatoire de Haute-Provence L’Observatoire de Haute-Provence (unité propre du CNRS) est situé près de Forcalquier à 650 mètres d’altitude dans les Alpes de Haute-Provence. Au cours de deux programmes qui se sont déroulés en juin 1994 et juin 1996, nous avons utilisé les télescopes de 1m93 et 1m52 afin d’observer les différentes étoiles que nous étudions. Dans les paragraphes suivants, nous décrivons succinctement le matériel utilisé. I.2.1 Le télescope de 1m93 Le télescope de 1m93 de l’Observatoire de Haute-Provence a été mis en service en 1958. Le miroir principal est parabolique et possède un diamètre de 1906 mm. Deux combinaisons optiques sont disponibles: le montage Newton et le montage Cassegrain. Dans le montage Cassegrain, la distance focale est de 2860 cm et le foyer peut varier de -60 cm à 86 cm autour de cette position. Un trou de 25 cm (voir Figure I.1) est percé au centre du miroir principal. Le miroir secondaire hyperbolique, d’un diamètre de 524 mm, est placé entre le miroir primaire et le foyer afin de rediriger la lumière vers l’ouverture. Dans le montage Newton, la distance focale du télescope est de 960 cm et la lumière est redirigée perpendiculairement au tube par un miroir plan secondaire d’un diamètre de 510 mm. Deux spectromètres sont associés au télescope: le spectromètre CARELEC, mis en service en janvier 1986, et le spectromètre ÉLODIE dont l’exploitation a débuté en 1993. En juin 1994, sous la direction de Mme Y.Andrillat, nous avons utilisé le spectromètre CARELEC, que l’on distingue dans la photo de la Figure I.1, placé au foyer Cassegrain. Ce spectrographe est équipé d’une caméra dirigée vers la fente et utilisée également pour le repérage des champs. Un dispositif de guidage automatique est disponible sur le poste de travail du technicien d’observation. I.2 L’Observatoire de Haute-Provence Figure I.1 – 5 Schéma optique du télescope de 1m93 Le spectromètre CARELEC CARELEC (Lemaitre et al., 1990) est un spectrographe à fente longue (Figure I.2), à réseau asphérique et qui, afin de disposer de la totalité de la réponse spectrale des détecteurs, ne comporte que des miroirs. On le place au foyer Cassegrain du télescope, là où la résolution spatiale finale est de 1.1 seconde d’arc par pixel. Figure I.2 – Schéma optique du spectromètre CARELEC. Il est possible de choisir l’angle de position de la fente en faisant tourner la bonnette Cassegrain. La manœuvre s’effectue sur le télescope et sa position exacte s’affiche dans la salle d’observation. Le réseau du spectromètre est sélectionné en fonction du domaine spectral et de la résolution souhaitée (Table I.1). I.2 L’Observatoire de Haute-Provence Table I.1 – I.2.2 6 Description des réseaux disponibles pour CARELEC. Traits/mm Blaze (Å) Domaine (Å) Dispersion Å/mm 150 150 300 600 1200 1200 1200 5000 8000 5000 5000 4000 7500 7500 3600 - 7300 6000 - 11500 3600 - 7000 3600 - 7000 3600 - 6500 5500 - 10300 3700 - 5300 260 260 130 66 33 33 (1er ordre) 17 (2ème ordre) Le télescope de 1m52 Le télescope de 1m52 de l’Observatoire de Haute-Provence a été mis en service en 1967. Contrairement au télescope de 1m93, il ne peut-être utilisé que dans le montage Coudé (voir Figure I.3). La lumière est réfléchie sur le miroir primaire parabolique, puis sur le miroir secondaire hyperbolique - d’un diamètre de 344 mm - qui la renvoie vers un montage optique. Celui-ci dirige finalement la lumière vers l’ouverture du spectromètre AURÉLIE. Figure I.3 – Schéma optique du télescope de 1m52. Le spectromètre AURÉLIE Depuis mars 1989, toutes les observations au télescope de 1m52 sont effectuées à l’aide du spectromètre à réseau plan AURÉLIE (Gillet et al., 1994). Comme CARELEC, il permet de couvrir la totalité de la réponse spectrale du détecteur CCD utilisé. Il est toujours placé au foyer Coudé du télescope ce qui permet d’obtenir une résolution spatiale de 1 seconde d’arc par pixel 1 . 1. AURÉLIE est utilisée avec la double barrette Thompson dont la largeur d’un pixel mesure 13 µm. I.2 L’Observatoire de Haute-Provence Figure I.4 – 7 Schéma optique du spectromètre AURÉLIE. Le spectromètre est également équipé d’une caméra CCD qui vise la fente circulaire. Celle-ci est utilisée pour le repérage des champs ainsi que pour le guidage. Même si le pointage du télescope est manuel, un système de guidage automatique permet de garder l’objet étudié au centre du champ. Toutes les fonctions du spectromètre, à l’exception des changements de réseau, sont contrôlées par un ordinateur sur lesquels sont implémentés les logiciels MIDAS et IHAP. Sept réseaux plans sont disponibles (voir Table I.2) et balaient un domaine de longueurs d’onde très étendu, à moyenne et à haute-résolution. Chacun est monté sur un support spécial qui permet, lorsque l’on modifie la longueur d’onde centrale de la région spectrale étudiée ou lorsque l’on remplace le réseau, de centrer aisément le spectre sur le détecteur. Table I.2 – Description des réseaux disponibles pour AURÉLIE. Traits/mm Ordre Domaine (Å) Dispersion (Å/mm) 79 300 600 1200 1200 Echelle I I I I II I I 3800 - 10000 4500 - 8000 3800 - 7000 3800 - 7000 6200 - 8000 5500 - 7000 4000 - 6500 4500 - 5600 1-3 33 16.5 8 7.5 2.5 5 2.5 1800 3000 I.3 Le satellite Hipparcos I.3 8 Le satellite Hipparcos Figure I.5 – Le satellite Hipparcos. La connaissance des distances qui nous séparent des étoiles permet, notamment, de déduire l’intensité absolue de leur rayonnement. Dans notre travail, ces distances, déduites de mesures directes des parallaxes trigonométriques effectuées par le satellite Hipparcos, nous aideront à localiser les objets étudiés sur le diagramme de Hertzsprung-Russell. Le satellite Hipparcos a été lancé le 8 août 1989 par la fusée Ariane et, malgré quelques problèmes techniques lors de sa mise en orbite, il remplit sa mission jusqu’en août 1993. Il était équipé d’un télescope de 30 cm de diamètre et sa position, en-dehors de l’atmosphère terrestre, lui permettait d’apercevoir les astres jusqu’à une magnitude de 12.5. Plusieurs étoiles étaient observées simultanément dans deux directions distantes de 58 degrés l’une de l’autre et leurs images se formaient au plan focal de l’instrument sur une grille composée de zones, alternativement, transparentes et opaques. Derrière cette grille, un détecteur mesurait les fluctuations d’intensités enregistrées lors du déplacement des images dû à la rotation imposée au satellite. Ces fluctuations d’intensité lumineuse permettaient de localiser les étoiles de façon très précise. La mission Hipparcos a été entièrement planifiée avant le lancement et la liste des objets cibles fut optimisée de telle sorte que le satellite puisse en observer le plus grand nombre. On ne le pointait d’ailleurs pas en utilisant la même procédure que pour le télescope Hubble. Le balayage de la sphère céleste s’effectuait selon un parcours qui lui assurait de couvrir la totalité du ciel et lui permettait l’observation de toutes les étoiles cibles à, plus ou moins, 30 époques différentes. La mesure des fluctuations lumineuses sur la grille ne constitue que la première étape d’une longue chaîne de calculs devant mener aux parallaxes trigonométriques. Ces calculs ont été effectués par deux consortiums, d’une part le NDAC 2 qui regroupe le Royaume-Uni, la Suède et le Danemark, et d’autre part le FAST 3 composé principalement par la France et les Pays-Bas. Le traitement des données, obtenues durant les 37 mois de la mission, a ainsi permis de retrouver pour chaque étoile sa position sur le ciel à partir d’une trentaine de mesures. Pour les étoiles simples le problème était relativement aisé et, très vite, cinq paramètres astrométriques ont pu être déduits dont la parallaxe. Pour les étoiles les plus brillantes, la précision atteinte était de l’ordre de 0.001 seconde d’arc. Bien entendu, celle-ci variait notamment avec la distance de l’objet. Pour les systèmes d’étoiles doubles ou multiples, il a été possible de déterminer à la fois la séparation et l’angle de position des différentes composantes. 2. Northern Data Analysis Consortium 3. Fundamental Astronomy by Space Techniques I.4 Le satellite IUE 9 Au total, 118218 parallaxes d’étoiles ont pu ainsi être déterminées avec une précision de 0.001 seconde d’arc pour les objets les plus proches. Simultanément, pour chacune de ces étoiles, 110 observations photométriques ont été effectuées, permettant de déterminer, dans les cas les plus favorables, des magnitudes B et V précises au centième de magnitude près. Il en résulte une amélioration de deux ordres de grandeur par rapport aux mesures effectuées au sol. Depuis la fin de l’année 1997, toutes les données sont accessibles au plus grand nombre, soit sur CD-ROM, soit dans divers sites du réseau informatique mondial 4 . Nous utilisons dans le présent travail, les parallaxes mesurées pour les étoiles de notre échantillon ainsi que les magnitudes visuelles proposées dans la version finale du catalogue Hipparcos. I.4 Le satellite IUE Dans le cadre de l’étude de l’étoile γ Corvi, nous utilisons les observations effectuées à hauterésolution à l’aide du satellite IUE. Le projet IUE (International Ultraviolet Explorer) est né d’une collaboration entre l’agence spatiale américaine (NASA) et l’agence spatiale européenne (ESA). Le but était de placer en orbite un satellite destiné aux observations dans l’ultraviolet. Il fut lancé le 26 janvier 1978 et placé sur une orbite géostationnaire. Initialement prévu pour une mission de trois ans, le satellite n’a réellement cessé de transmettre que le 30 septembre 1996, après dix neuf années d’un fonctionnement presque ininterrompu. Figure I.6 – Le satellite IUE. Les opérations de guidage du satellite étaient réparties entre l’Europe et les USA. Chaque jour, durant 16 heures, le pointage et le traitement des données étaient effectués au Goddard Space Flight Center dans le Maryland. Les 8 heures restantes étaient assurées par l’ESA au centre de contrôle de Villafranca près de Madrid. Jusqu’en 1985, le guidage était réalisé par trois des six gyroscopes initialement embarqués. Le 15 août 1985, le quatrième gyroscope tomba en panne. Une solution fut apportée en utilisant l’appareillage 5 destiné initialement à diriger les capteurs solaires et qui permettait donc de mesurer la position du satellite relativement au Soleil. Même si la précision du pointage restait 4. Voir, par exemple, l’adresse suivante: http://astro.estec.esa.nl/Hipparcos/HIPcataloguesSearch.html. 5. Fine Sun Sensor (FSS) I.4 Le satellite IUE 10 identique à ce qu’elle était auparavant, il était désormais impossible de pointer le télescope dans une région de 28 degrés à l’opposé du Soleil. Finalement en 1996, un cinquième gyroscope rendit l’âme. Figure I.7 – Schéma optique des spectrographes emmenés à bord du satellite IUE Le satellite IUE (Figure I.6) était équipé d’un télescope du type Cassegrain dont le miroir primaire avait un diamètre de 45 cm et un foyer de 6.74 m. Deux spectrographes (Boggess et al., 1978) à réseau échelle (Figure I.7) assuraient l’observation de deux régions spectrales différentes, la première comprise entre 1150 et 2000 Å et la seconde entre 1850 et 3300 Å. Afin de limiter l’absorption dans l’ultraviolet, les réseaux étaient utilisés en réflexion. Deux modes de résolution étaient accessibles par un miroir mobile (voir Figure I.7): la haute résolution (0.2 Å) et la basse résolution (6 Å). Un système à prisme réfléchissant permettait l’observation d’un spectre de référence pour la calibration en longueur d’onde, tandis qu’une lampe spéciale fournissait une image corrective appelée Flat Field. Actuellement, des bases de données ont été constituées à partir des informations recueillies par le satellite IUE. Une grande partie des spectres observés sont déjà accessibles sur le réseau INTERNET. A titre d’exemple, les spectres basse-résolution, traités dans le cadre du projet ULDA 6 , sont disponibles et peuvent être téléchargés à partir, notamment, du server de l’Observatoire Royal de Belgique à Bruxelles. Les spectres observés avec une résolution élevée sont, quant-à-eux, disponibles sur l’un des server du centre de contrôle de Villafranca 7 . 6. Uniform Low Dispersion Archive: http://midas.oma.be/WWW− root/serverdoc/WWW/ulda.html. 7. Voir l’adresse suivante: http://iuearc.vilspa.esa.es/help/data− handling.html. I.5 Le satellite TD1 I.5 11 Le satellite TD1 Dans le cadre de l’étude des étoiles Be, et ceci afin d’avoir un ensemble cohérent de données, nous nous sommes principalement basé sur les observations du satellite TD1 (Figure I.8). Figure I.8 – Le satellite TD1 Le satellite européen TD1 (Boksenberg et al., 1973) a été mis en orbite le 12 mars 1972 et était destiné à observer les astres dans l’ultraviolet. A cet effet, deux instruments différents avaient été embarqués. L’un deux (Figure I.9), connu sous la référence S2/68, a été conçu conjointement par la Belgique et l’Angleterre. L’appareillage était composé d’un télescope doté d’un miroir parabolique principal de 27.5 cm. Dans le plan focal, deux entrées étaient prévues pour un spectrophotomètre et un photomètre. Ces deux appareils étaient utilisés successivement grâce au mouvement du satellite qui faisait passer la radiation de l’objet étudié de l’une vers l’autre entrée. Dans le spectrophotomètre, un miroir secondaire dirigeait la lumière vers un réseau plan (1200 traits mm−1 ) utilisé en réflexion. Elle était alors envoyée vers un détecteur à 3 canaux avec une dispersion de 36 Å mm−1 . Le domaine de longueurs d’onde étudié était couvert grâce au mouvement de l’image de l’étoile à travers la fente d’entrée. Il était balayé en 3.3 secondes et variait de 1350 à 2550 Å avec une résolution effective comprise entre 35 et 40 Å. Le photomètre quant-à-lui était composé d’un filtre et d’une photocathode. La bande passante était centrée sur 2740 Å et sa largeur à mi-hauteur était de 310 Å. La calibration en flux et en longueur d’onde du spectrophotomètre fut effectuée en laboratoire en envoyant, dans le télescope, un faisceau de lumière monochromatique d’intensité connue. La longueur d’onde était alors déterminée en considérant la position de l’image de l’objet observé sur la fente d’entrée. L’étalonnage en longueur d’onde pouvait également s’effectuer a posteriori en utilisant les spectres d’étoiles de comparaison. Principalement, deux catalogues (Jamar et al., 1976; Macau-Hercot et al., 1978) regroupent les données ultraviolettes du satellite TD1. Il s’agit généralement d’observations effectuées pour des étoiles brillantes. Certaines étoiles de faible magnitude ont toutefois pu être observées. Pour ces objets, les I.5 Le satellite TD1 12 flux ont été publiés (Thompson et al., 1978) après avoir été distribués sur trois bandes spectrales centrées sur 1565, 1965 et 2365 Å, chacune d’une largeur de 330 Å. Figure I.9 – Schéma optique du télescope S2/68. I.6 Le système BCD I.6 13 Le système BCD Parmi les méthodes qui permettent de déduire les paramètres fondamentaux des étoiles de type spectral B, il en est une qui consiste à étudier la discontinuité de Balmer dans le système BCD 8 (Chalonge & Divan, 1952; Chalonge & Divan, 1973). Dans les chapitres V et VI, nous utiliserons des déterminations de gravité superficielle et de température effective effectuées à l’aide de cette méthode. Figure I.10 – Définition des paramètres λ1 et D La discontinuité de Balmer apparaît à une longueur d’onde variable mais voisine de 3700 Å (longueur d’onde des points C’ et D’ sur la Figure I.10). Dans le système BCD, il est possible de définir deux paramètres, D et λ1 , qui définissent cette discontinuité. Si l’on se réfère à la Figure I.10, λ1 est la longueur d’onde 9 du point K’ situé sur la ligne qui relie B’ et D’, tandis que le paramètre D se définit comme suit: intensité en C 0 D = log . (I.1) intensité en D 0 L’avantage de la méthode est que ces deux paramètres ne sont affectés, ni par l’absorption interstellaire, ni par l’enveloppe qui entoure les étoiles B à raies d’émission, ni par la distance qui nous en sépare. La relation qui relie λ1 et D aux paramètres fondamentaux (température effective, gravité superficielle et magnitude absolue) des étoiles B a notamment été étudiée par Zorec (1986) et Zorec & Briot (1991) qui l’ont ensuite appliquée à l’étude des étoiles B à raies d’émission. 8. Barbier-Chalonge-Divan 9. Dans les chapitres V et VI cette longueur d’onde est exprimée relativement à 3700 Å: λ 1 = λ1 − 3700. CHAPITRE II Détecteurs CCD et traitement des données II.1 Introduction Ces dix dernières années ont vu l’avènement des détecteurs électroniques, dont les CCD 1 . La facilité d’utilisation et la sensibilité constituent leurs principaux avantages. Ils permettent désormais d’obtenir des spectres à haut rapport signal sur bruit même pour des objets de faible magnitude; ce qui est très important lorsque l’on étudie des étoiles très éloignées comme MWC314 (voir chapitre VIII). Différentes causes concourent néanmoins à la déformation de l’image obtenue. Ces défauts, dont l’ampleur peut varier selon l’appareil utilisé, sont notamment liés au fait que la sensibilité à la lumière n’est pas constante au sein du CCD lui-même. Chaque observation s’accompagne donc d’un ensemble d’opérations destinées à corriger et à réduire le plus possible leurs effets: il s’agit de l’étape du traitement des données. A la fin des années quatre-vingt, plusieurs détecteurs CCD ont été associés aux différents télescopes de l’Observatoire de Haute-Provence (OHP). Dans le présent chapitre, nous décrivons brièvement leur principe général ainsi que leurs avantages et leurs inconvénients. Nous détaillons, enfin, les procédures adoptées pour le traitement des données. II.2 Principe des CCD Le capteur CCD est constitué d’un détecteur photosensible associé à un dispositif électronique de transfert de charges. Il est constitué d’une mosaïque de micro-cellules électroniques sensibles à la lumière. Ces micro-cellules sont appelées photosites ou pixels 2 . Ils ont une forme rectangulaire ou carrée d’environ 15 micromètres de côté. La mosaïque de pixels est appelée matrice. Tout comme en photographie, on peut effectuer des poses de plusieurs minutes avec un CCD car chaque pixel garde en mémoire la quantité de lumière reçue. On peut faire ici une analogie entre le capteur CCD et un film photographique: la notion de grain pour le film photographique étant remplacée par la notion de pixel. Cependant, dans une émulsion photographique, les grains ont des tailles diverses et sont répartis de façon aléatoire, alors que les pixels d’un capteur CCD sont tous identiques et parfaitement rangés en lignes et en colonnes. Ainsi, l’image formée par un spectromètre sur un détecteur CCD est automatiquement découpée en pixels. Ce découpage est directement lié à la résolution maximale que l’on pourra atteindre. Le capteur est composé d’un substrat de silicium dopé, d’épaisseur variant entre 20 et 100 µm. Sous ce substrat se trouve une couche isolante, appelée diélectrique, sur laquelle sont implantées environ 400000 électrodes métalliques. Lorsqu’un photon d’énergie suffisante pénètre dans le silicium dopé il y a formation d’une paire électron - trou. Le capteur CCD convertit donc la lumière qui arrive sur chaque pixel en électrons. Dans chaque photosite, les électrons se regroupent près de l’électrode lorsque celle-ci est soumise à une tension positive. Ainsi un pixel se comporte comme un condensateur dont la charge, correspondant au nombre d’électrons piégés, est directement proportionnelle au nombre de photons reçus. 1. Charge Coupled Device 2. Pixel est la contraction du terme anglais picture element. II.2 Principe des CCD 15 Figure II.1 – Le capteur CCD. Le mécanisme de transfert de charges consiste à déplacer simultanément le contenu des capacités dans les capacités voisines par un jeu de tensions externes appliquées aux électrodes. Les tensions de commande sont distribuées par un circuit électronique oscillant appelé horloge. La collecte de toutes les charges contenues dans le réseau se fait par une électrode unique de sortie. Dans ce but, le capteur possède, à coté de la matrice photosensible, une ligne de cellules, que l’on appelle registre horizontal (voir Figure II.1), masquées afin d’être protégées de la lumière. Le mouvement d’horloge vertical permet de transférer chaque ligne de la matrice dans la ligne inférieure et la dernière dans le registre horizontal (voir Figure II.2). Le mouvement d’horloge horizontal permet de transférer les charges électriques de chaque cellule du registre horizontal dans la cellule immédiatement voisine et le contenu de la dernière vers la sortie (voir Figure II.2). Le cycle d’horloge horizontal est activé jusqu’à ce que tout le registre horizontal soit lu. A ce moment, le cycle d’horloge vertical est activé et chaque ligne descend à nouveau d’un rang. Ces deux opérations se renouvellent jusqu’à la lecture totale du capteur. La durée du cycle de base est de l’ordre de la microseconde. La broche de sortie voit défiler une à une les charges électriques contenues dans chacun des photosites de la matrice. (a) Figure II.2 – (b) Transfert de charges: (a) Cycle d’horloge vertical et (b) cycle d’horloge horizontal Le système électronique, même dans l’obscurité, génère des électrons qui sont piégés dans les capacités des pixels; leur nombre augmente avec la température et le temps de pose. On appelle ce phénomène courant d’obscurité. Pendant les poses longues, les photosites peuvent être saturés avant la fin de l’acquisition par ce courant qu’il faut réduire au maximum. Le refroidissement du capteur CCD et de son électronique permet d’abaisser l’agitation des électrons et ce courant d’obscurité. A l’OHP, les détecteurs CCD sont refroidis par un cryostat jusqu’à une température de -110 oC. II.3 Les détecteurs CCD utilisés à l’OHP II.3 16 Les détecteurs CCD utilisés à l’OHP II.3.1 Le CCD Tektronix TK512#1 Le détecteur Tektronix TK512#1 est installé dans la coupole du télescope de 1m93 et est utilisé avec le spectromètre CARELEC (Lemaitre et al., 1990). Il s’agit d’un CCD aminci, éclairé par l’arrière et ayant reçu un traitement anti-reflets (Goillandeau et al., 1992). Son format est carré (512x512) avec des pixels de 27 µm de côté. Un cryostat assure une température constante de -110 oC et limite l’effet du courant noir sur les observations. La courbe de réponse du détecteur est donnée dans la Figure II.3. Figure II.3 – II.3.2 Courbe d’efficacité quantique du CCD TK512 utilisé avec le spectromètre CARELEC. La barrette Thompson TH7832 Figure II.4 – Courbe d’efficacité de la double barrette TH7832 utilisée avec AURÉLIE. Le trait continu représente une réponse moyenne mesurée avec différents détecteurs. Les traits pointillés figurent la courbe de réponse obtenue pour le détecteur de l’OHP. Le détecteur utilisé avec le spectromètre AURÉLIE (Burnage, 1990; Gillet et al., 1990) est le TH7852 de chez Thompson CSF composé de deux barrettes indépendantes. Chaque barrette comporte un registre de 2048 photodiodes, chacune d’une taille de 750 µm sur 15 µm. Une seule barrette est utilisée pour l’observation. Les photodiodes sont couplées à deux registres de lecture CCD, un pour II.4 Avantages et inconvénients des CCD 17 les pixels d’ordre pair, l’autre pour les pixels d’ordre impair. Ces deux registres sont lus à travers deux systèmes d’acquisition identiques quant à leur composition, mais physiquement distincts, ce qui donne, même s’ils sont parfaitement réglés, une amplification différente des deux voies, comme dans les Reticons. Ceci est très bien corrigé par les flat fields, d’autant plus que la linéarité de réponse de l’ensemble est jugée très bonne (Burnage, 1990). II.4 II.4.1 Avantages et inconvénients des CCD Principaux avantages – La sensibilité. La caméra CCD est très sensible, ce qui lui confère un énorme avantage par rapport aux films photographiques, même hypersensibilisés. Ceci permet d’observer des objets de faible luminosité avec des temps de pose raisonnables. – La linéarité. Le CCD est un capteur pratiquement linéaire. C’est-à-dire que le nombre d’électrons générés dans un pixel est proportionnel à la quantité de lumière qu’il intercepte. II.4.2 Inconvénients – Le blooming. L’un des principaux avantages des détecteurs CCD est leur grande sensibilité. Toutefois, lorsque le temps d’intégration est trop élevé, les pixels peuvent se surcharger d’électrons, devenant ainsi saturés. Les électrons ont alors tendance à déborder sur les pixels voisins. – Le courant d’obscurité. Comme nous le signalions dans la section II.2, lorsque le CCD ne reçoit plus de lumière, des électrons sont générés malgré tout et affectent le fond de l’image ou du spectre. – L’électroluminescence. L’électronique de la caméra CCD biaise chaque mesure de sorte qu’à une intensité lumineuse nulle, un certain nombre d’électrons sont malgré tout libérés par les pixels. Ce nombre est indépendant de la température et est généralement uniforme sur tout le CCD. – Non-uniformité du CCD. Chaque photosite du capteur possède sa propre courbe de réponse. Ainsi, selon le pixel, le même nombre de photons ne libère pas exactement le même nombre d’électrons. II.5 Traitement informatique des données Les données recueillies ont toutes été traitées avec le logiciel MIDAS développé par l’ESO (European Southern Observatory) et utilisé notamment à l’OHP. Nous avons installé ce programme, ainsi que toutes les procédures de réduction des spectres, sur un pentium 120 après y avoir implémenté l’environnement LINUX requis. II.5.1 Images correctives L’image issue d’une caméra CCD est une image digitale. Une image brute est toujours entachée de dégradations d’origines diverses (voir paragraphe II.4.2) dont il faut minimiser l’influence. C’est le rôle des images correctives et du prétraitement des données. Courant d’obscurité Cette correction permet de tenir compte des électrons créés par l’agitation thermique. A la fin de chaque nuit d’observation, une pose, correspondant au temps de pose le plus long de la nuit, est effectuée à obturateur fermé afin d’estimer ce courant d’obscurité. Biais Une lecture du CCD effectuée à obturateur fermé et sans délai d’attente permet d’isoler le phénomène d’électroluminescence. Avant chaque observation, trois mesures de biais sont effectuées, puis moyennées. II.5 Traitement informatique des données 18 Flat field Chaque pixel du capteur possède sa sensibilité propre. Deux pixels différents recevant la même quantité de photons ne produiront pas exactement le même nombre d’électrons. Le flat field consiste à éclairer le CCD de manière uniforme afin que le même nombre de photons vienne impressionner tous les pixels. A l’OHP, on utilise pour ce faire une source au tungstène. Avant chaque observation, trois poses d’une durée identique sont effectuées. Elles sont ensuite moyennées pour obtenir le flat field. II.5.2 Prétraitement Lors de cette étape, nous tenons compte des différentes images correctives obtenues. Toutes les opérations effectuées sur l’image brute sont réalisées pixel par pixel. L’équation fondamentale sur laquelle se base le prétraitement des spectres est : Spectre prétraité = II.5.3 Spectre brut − Courant noir . F lat f ield − Biais (II.1) Etalonnage Le spectre que nous obtenons, après le prétraitement, permet d’obtenir un chiffre (en unités ADU 3 ) proportionnel au nombre de photons qui ont impressionné le pixel en fonction de son numéro. Le but de cette dernière phase du traitement des spectres est d’obtenir le flux de l’étoile, tel qu’il serait observé en dehors de l’atmosphère terrestre, en fonction de la longueur d’onde. Figure II.5 – Spectre d’étalonnage thorium-argon entre 6200 Å et 7050 Å. Etalonnage en longueur d’onde Pour étalonner les spectres en longueur d’onde, l’OHP met à la disposition des astronomes différentes cathodes creuses (thorium-argon ou hélium) dont le choix dépend du domaine spectral observé. Ainsi, pour étalonner des spectres dans la région 6200 à 7050 Å, nous avons identifié les différentes raies générées par la cathode thorium-argon (Figure II.5) et recensées par Palmer & Engleman (1983). Cette 3. Analogic-Digital Convert Unit II.5 Traitement informatique des données 19 opération permet d’obtenir une relation qui établit une correspondance entre un pixel et la longueur d’onde (Figure II.6) et, donc, permet d’étalonner les spectres de la source étudiée. 7200 Longueur d'onde (A) 7000 6800 6600 6400 6200 6000 0 500 1000 1500 2000 Numéro des pixels Figure II.6 – Courbe d’étalonnage en longueur d’onde. Extinction atmosphérique Pour des observations effectuées au sol, l’atmosphère terrestre affaiblit la lumière qui nous parvient des étoiles. Cette extinction est notamment due à des molécules absorbantes - telles que l’ozone - ainsi qu’à la diffusion atmosphérique. Le flux observé est relié au flux corrigé de l’absorption tellurique par la relation de Bouguer: µ Fc = Fo × 10 2.5 M (II.2) où – Fc et Fo sont, respectivement, les flux corrigé et observé; – µ est la densité optique de l’atmosphère au zénith; – M est la masse d’air. La densité optique de l’atmosphère au zénith à été mesurée à l’Observatoire de Haute-Provence notamment par Mianes (1963) et Burki et al. (1995). En première approximation, la masse d’air peut être obtenue par: M = sec(z) (II.3) où z est la distance zénithale de l’objet. Une formule corrective est néanmoins nécessaire lorsque l’angle zénithal est supérieur à 60o . Etalonnage en flux L’observation systématique d’une étoile de comparaison permet d’obtenir une courbe de réponse pour l’instrument utilisé. Plusieurs critères nous guident dans la sélection de cet objet : 1. Le flux de l’étoile, tel qu’il serait observé à l’extérieur de l’atmosphère terrestre, doit être connu dans la région spectrale étudiée; 2. L’étoile doit posséder une magnitude apparente voisine de celle de l’objet cible et doit se trouver aussi près que possible de celui-ci. II.5 Traitement informatique des données 20 Notons que la première condition limite beaucoup les choix possibles et rares sont les cas où la seconde contrainte est strictement vérifiée. La courbe de réponse, Sλ , de l’instrument est obtenue en divisant 4 les flux absolus de l’étoile de comparaison par le spectre observé. La calibration des spectres s’effectue alors en multipliant les flux observés par la courbe de réponse de l’instrument : Fλ = Sλ × Fλobs 4. La division s’effectue en tenant compte de la résolution respective des observations. (II.4) II.5 Traitement informatique des données c 21 CHAPITRE III La photosphère des étoiles B III.1 Introduction La lumière émise par les étoiles constitue la source principale d’information qui nous permet de mieux les comprendre. Elle se forme principalement à la surface de l’étoile, dans la photosphère. L’étude de l’interaction entre la lumière et la matière environnante va, dans un premier temps, nous fournir des renseignements sur les conditions physiques qui ont lieu dans cette région particulière. C’est également dans cette partie de l’atmosphère que se forment les raies spectrales induites par les atomes et les ions qui la composent et qui vont permettre l’étude de sa composition chimique. La procédure utilisée dans notre travail pour l’étude des étoiles de type spectral B consiste à comparer les observations aux résultats fournis par la théorie. Elle passe par le choix d’un modèle mathématique qui décrit, en adoptant plusieurs hypothèses, les conditions physiques qui règnent dans la photosphère. La comparaison du profil des raies spectrales, observées et calculées, va donc permettre de déterminer les paramètres fondamentaux de l’étoile puis d’analyser sa composition chimique. Dans le présent chapitre, nous précisons quelques notions de transfert radiatif et détaillons certaines des hypothèse effectuées lors du calcul des spectres synthétiques. III.2 Notions de transfert radiatif Lorsque la lumière passe dans un gaz, elle interagit avec les particules qui le composent. Ces interactions modifient notamment la distribution d’énergie du champ électromagnétique avec la longueur d’onde. Il s’agit des phénomènes d’absorption, d’émission et de diffusion. Figure III.1 – Définition de l’intensité spécifique Macroscopiquement, le champ électromagnétique peut être décrit par son intensité spécifique I(~r, ~n, ν, t) à la fréquence ν, en une position ~r, en un temps t et dans une direction de propagation ~n. On définit cette intensité comme étant la quantité d’énergie, δε, transportée dans un angle solide dω par la radiation à une fréquence comprise dans l’intervalle [ν, ν + dν] et qui traverse un III.3 Profil des raies spectrales 23 élément de surface dS dans un intervalle de temps dt: ~ δε = I(~r, ~n, ν, t)~n.dSdωdνdt. Figure III.2 – (III.1) Transfert radiatif dans un échantillon de matière Si l’on examine, dans l’atmosphère de l’étoile, un volume infinitésimal d’une hauteur ds et de section dS (Voir Figure III.2), l’intensité spécifique d’un faisceau de lumière qui le traverse dans une direction ~n perpendiculaire à dS varie en fonction de l’énergie absorbée et réémise lors de son trajet. Lorsque l’on exprime la conservation de l’énergie dans un tel système, on obtient l’équation du transfert radiatif; sa forme la plus générale est: 1 ∂ ~ + ~n.∇ I(~r, ~n, ν, t) = −χ(~r, ~n, ν, t)I(~r, ~n, ν, t) + η(~r, ~n, ν, t). (III.2) c ∂t Dans cette équation, η et χ sont, respectivement, les coefficients d’émission et d’absorption. Ils tiennent notamment compte de l’absorption et de l’émission vraie, c’est-à-dire de toutes les transitions atomiques bound - bound, bound - free ou free - free possibles, ainsi que de la diffusion. On introduit la notion de flux en intégrant l’intensité spécifique sur l’angle solide dω. Ainsi, le flux que reçoit d’une étoile, de rayon R, un observateur placé à une distance d est: R Fν (d) = d 2 2π Z +1 I(R, µ, ν, t)µdµ (III.3) 0 avec µ = cos(θ) (Voir Figure III.1). Il est habituel de négliger la variation de l’intensité spécifique avec le temps et d’utiliser le flux astrophysique définit comme suit: 1 Fν (r). (III.4) π Si l’on reporte le flux en fonction de la fréquence ou de la longueur d’onde, on obtient un spectre synthétique de l’étoile que l’on peut comparer aux observations. Fν (r) = III.3 Profil des raies spectrales Le coefficient d’absorption χ apparaissant dans l’équation de transfert radiatif (équation III.2) tient notamment compte des transitions radiatives entre états liés d’un même atome. Cette composante du coefficient d’absorption est d’autant plus importante qu’elle nous permettra, par la suite, de déterminer les paramètres fondamentaux de l’étoile ainsi que d’analyser sa composition chimique. Il s’agit, en fait, d’une absorption sélective, lν , qui se superpose à l’absorption continue 1 . On peut exprimer cette contribution à l’opacité comme suit: l ν = k ν Nb (III.5) où kν est le profil de l’absorption et Nb est le nombre d’atomes par gramme de matière capables d’absorber le rayonnement de longueur d’onde λlu : 1. Dans la majorité des cas, l’absorption continue est principalement due à l’ionisation de l’hydrogène. III.3 Profil des raies spectrales 24 Nb = ANH où: N r Nlr N Nr (III.6) – Nrl est la densité d’atomes, r fois ionisés, dans l’état d’énergie l; – Nr est la densité d’ions r; – N est la densité totale d’atomes de l’élément absorbant; – NH est la densité d’atomes d’hydrogène; – A est l’abondance de l’élément absorbant exprimée relativement à l’hydrogène (ie: N NH ). Si les niveaux d’énergie concernés par la transition n’étaient pas élargis, chaque raie aurait une fréquence ou une longueur d’onde parfaitement définie et serait infiniment fine. Dans ce cas, le profil en absorption qui apparaît dans l’équation III.5 serait semblable à une fonction de Dirac pondérée par la probabilité de transition. L’observation montre, toutefois, que divers processus physiques contribuent à l’élargissement des niveaux qui n’ont donc plus une énergie bien définie. La raie spectrale apparaît alors plus large que prévu. III.3.1 Elargissement naturel Lorsque l’on se limite à une description du phénomène dans le cadre de la mécanique classique, on peut assimiler l’électron, responsable de la transition du niveau d’énergie El vers le niveau d’énergie Eu , à un oscillateur harmonique possédant une fréquence caractéristique νlu constante et une amplitude décroissante avec le temps. Cette décroissance, due à la perte d’énergie par radiation synchrotron générée par l’accélération de l’électron dans le champ électromagnétique de l’atome, se fait à un taux donné par la théorie classique de l’électromagnétisme : − e2 2 dE(t) = ω 2 E(t) dt 3 mc3 4π0 0 (III.7) où : – 0 est la permittivité du vide; – m est la masse de l’électron; – ω0 est la fréquence caractéristique; – e est la charge de l’électron. Si l’on compare l’expression III.7 avec la variation d’énergie d’un oscillateur harmonique amorti: dE(t) = γnat E(t) dt on obtient pour le coefficient d’amortissement: − γnat = e2 2 ω2 . 3 3 mc 4π0 0 (III.8) (III.9) Notons qu’exprimée en Å, la largeur naturelle reste constante quelle que soit la longueur d’onde, ce qui met en évidence les limites de l’approche classique. Du point de vue de la mécanique quantique, l’absorption ou l’émission est la conséquence directe d’une transition entre deux niveaux d’énergie. Par le principe d’incertitude, ces niveaux ne possèdent pas une énergie bien définie et sont élargis. La largeur de la raie spectrale observée devient dans ce cas: 1 1 γnat = + (III.10) 2πτl 2πτu où τu et τl sont, respectivement, la durée de vie des niveaux supérieur et inférieur de la transition. Quelle que soit l’approche adoptée, l’expression du profil de l’absorption est: kν = où flu est la force d’oscillateur. γnat e2 2π flu nat 2 2mc (ν − ν0 ) + ( γ4π ) (III.11) III.3 Profil des raies spectrales III.3.2 25 Elargissement collisionnel On sait expérimentalement que, si la pression d’un gaz émetteur ou absorbant est augmentée, on observe un déplacement en longueur d’onde ainsi qu’un élargissement des raies spectrales. Dans certains cas, notamment pour les transitions de la série diffuse de l’hélium neutre (ie: 2 1,3 Po - n 1,3 D), on observe même l’apparition de composantes interdites par les règles de sélection qui rendent le profil de la raie asymétrique. Ces perturbations sont dues aux interactions des atomes avec d’autres particules (électrons, ions et atomes) qui élargissent les niveaux d’énergie jusqu’à les superposer; comme c’est le cas notamment pour les niveaux excités (n > 3) de l’hélium neutre. Ces perturbations ont pour effet de déplacer chaque niveau d’énergie et par là même de provoquer un déplacement en fréquence du centre de la raie, ν0 , tel que: ∆ν = ν0 − ν(r). ∆ν(r) dépend des niveaux d’énergie impliqués ainsi que de la position relative, r, entre l’atome perturbé et la particule perturbatrice. Chaque perturbation peut être exprimée comme une somme de termes du type: 1 . (III.12) rk Dans l’atmosphère des étoiles B, la majeure contribution à l’élargissement collisionnel des raies spectrales provient de l’interaction de l’atome avec les électrons et les ions. On parle alors de l’élargissement des niveaux d’énergie par effet Stark. Lorsque cet élargissement n’engendre pas la superposition des niveaux, la raie spectrale peut être considérée comme isolée et on introduit l’effet Stark en remplaçant directement dans l’expression III.11 γnat par le coefficient plus général Γ : ∆ν(r) = Σk Ck Γ = γnat + γe + γp (III.13) où : – γe est l’élargissement Stark dû aux électrons; – γp est l’élargissement Stark dû aux ions (généralement H+ ). III.3.3 Elargissement Doppler thermique L’élargissement Doppler se manifeste par un déplacement en longueur d’onde du signal émis par une source en mouvement par rapport à l’observateur. De ce fait, les particules s’approchant ou s’éloignant de l’observateur introduisent, respectivement, un déplacement vers les petites longueurs d’onde ou vers les grandes longueurs d’onde. Si la vitesse radiale des atomes est donnée par V r , alors le décalage en fréquence est : Vr ∆νD = ν . (III.14) c De sorte que, si on considère une distribution maxwellienne pour les vitesses des atomes, nous obtenons finalement pour le profil de l’absorption un profil de Voigt 2 : a kν = k 0 π avec : 2 e−y dy 2 a + (u − y)2 (III.15) √ π 2 1 mc e flu ∆νD ; – k0 = – a= Z Γ 4π∆νD ; – Γ = γnat + γe + γp – u= (ν−ν0 ) ∆νD ; – ∆νD = 2 – ξth = ν0 c 2kT M p 2 + ξ2 ξth micro ; . – ξmicro est la vitesse de microturbulence et tient compte de tous les mouvements, d’origine nonthermique, plus petits que le libre parcours moyen des photons. 2. Il s’agit en réalité de la convolution du profil de Lorentz de l’équation III.11 avec un profil Gaussien. III.4 Elargissement Stark des raies d’hydrogène III.3.4 26 Rotation axiale Lorsque l’axe de rotation d’une étoile ne se situe pas dans le prolongement de la ligne de visée, c’est le cas le plus fréquent, un des bords de l’étoile s’approche tandis que le bord opposé s’éloigne de l’observateur, le centre du disque restant fixe (si l’on suppose que l’observateur est au repos par rapport à l’étoile). Il en résulte un effet Doppler différentiel, chaque point du disque de l’étoile ayant sa propre vitesse radiale. De ce fait, un observateur éloigné, ne pouvant discerner les détails de la surface, voit les raies élargies. La rotation a généralement pour effet d’étendre les ailes des raies spectrales au détriment de leur intensité centrale, la surface du profil restant constante. III.4 Elargissement Stark des raies d’hydrogène Dans le paragraphe III.3.2, nous avons abordé l’élargissement collisionnel des raies spectrales et, en particulier, l’effet Stark. L’étude de l’élargissement Stark est très importante lorsque l’on considère le cas des raies d’hydrogène. En effet, étant donné que la majorité des photosphères stellaires sont composées de 90 % d’hydrogène, l’étude détaillée de leur profil permet un diagnostic précis des conditions physiques régnant dans celles-ci. Dans le cas de l’hydrogène, le terme prépondérant dans l’expression III.12 est celui du premier degré: on parle alors d’effet Stark linéaire. De plus, la présence d’un champ électrique lève la dégénérescence de chacun des niveaux. La raie d’hydrogène est donc constituée d’une superposition de raies plus fines que l’on nomme composantes Stark. Si l’on admet que l’élargissement Stark est la cause prédominante d’élargissement, on peut exprimer le coefficient d’absorption par atome comme suit: 2 πe2 dα n0 n n0 n H(a, u) λ n0 n lλ = + f0 (III.16) f Sn0 n (p, α) mc d∆λ ∆λD c où: – Sn0 n (p, α) est la fonction d’élargissement Stark pour la transition hydrogénoïde n0 → n; – a= γnat 4π∆νD ; – u= (ν−ν0 ) ∆νD ; – α= ∆λ F0 ; – p est le paramètre d’écrantage de Debye; – F0 est le champ électrique moyen; – e est la charge de l’électron; – c est la vitesse de la lumière; – m est la masse de l’électron; – ∆λD est le déplacement Doppler; 0 – f0n n est la force d’oscillateur de la composante Stark centrale; 0 – f n n est la force d’oscillateur de la transition n0 → n; – H(a, u) est le profil de Voigt; – γnat est le coefficient d’élargissement naturel. C’est la fonction d’élargissement S(p, α) qui introduit, dans le calcul du profil de la raie, l’effet Stark. Les premiers résultats obtenus pour cette fonction proviennent de calculs effectués par Griem et al. (1959). Selon cette procédure, la contribution à l’élargissement Stark des ions est introduite dans le cadre de l’approximation quasi-statique. Il s’agit d’une approche statistique qui suppose que le champ électrique engendré par les ions est fixe et est donné par la fonction de Holtsmark. Dans les ailes de la raie, la contribution électronique est traitée identiquement. Toutefois, lorsque l’on se rapproche du centre de la raie, au-delà d’une certaine longueur d’onde critique, cette approximation ne peut plus être introduite de la même façon. Griem et al. assimilent dans ce cas les interactions de l’atome d’hydrogène avec les électrons à des collisions élastiques; cette approximation est à la base de III.4 Elargissement Stark des raies d’hydrogène 27 la théorie des impacts. Bien entendu, la division de la raie en deux régions distinctes 3 est un artefact de la procédure de calcul utilisée. En 1969, une alternative fut proposée par Smith, Cooper et Vidal (Smith et al., 1969; Vidal et al., 1973) qui utilisèrent une théorie unifiée tenant compte, de façon plus naturelle, de ce passage du régime quasi-statique au régime des impacts. Depuis, différents auteurs ont tenté de tenir compte des effets dynamiques des ions en adoptant la méthode MMM (Model Microfield Method) décrite pour la toute première fois par Brissaud et Frisch (1971) puis appliquée aux raies d’hydrogène (Stehlé et al., 1983; Oza et al., 1988; Clausset et al., 1994; Stehlé, 1994a; Stehlé, 1994b). Il s’agit de la méthode la plus précise actuellement disponible. Malheureusement, elle n’a jamais été utilisée pour le calcul des raies élevées de la série de Paschen et aucune table ne fournit les fonctions d’élargissement Stark pour ces transitions. Seules existent des procédures - telles que celle proposée par Peterson (1969) - qui extrapolent les valeurs à partir de résultats obtenus pour les premiers membres de la série de Balmer. Ainsi, les codes de calcul SYNTH (Castelli, 1987) ou SPECTRUM (Gray, 1992), très souvent utilisés pour le calcul des spectres synthétiques, adoptent les sous-routines de Peterson. Pour pallier à ce manque de données, nous avons calculé les fonctions d’élargissement Stark en utilisant une méthode semi-empirique développée par Edmonds et al. (1967) et pour laquelle nous avons écrit une chaîne de sous-routines (Frémat, 1994). Cette méthode applique l’approximation quasi-statique aux ions et aux électrons, puis introduit une correction semi-empirique qui tient compte des effets dynamiques. Dans ce cas, la fonction d’élargissement s’écrit: Sn0 n (p, α) = où: X f n0 n 1 x n0 n ) 0 0 n H(p, α/cx n n n 2 cx n f± x (III.17) 0 nn – f± est la force d’oscillateur de la transition n0 → n; 0 – fxn n est la force d’oscillateur pour une composante x déterminée; 0 – cnx n est le déplacement de la composante x; – n0 et n sont, respectivement, les nombres quantiques des niveaux inférieur et supérieur de la transition; 0 – H(p, α/cxn n ) est la fonction de Holtsmark modifiée afin de tenir compte de l’écrantage électronique. III.4.1 Correction empirique apportée à l’approximation quasi-statique Dans la plupart des cas, vu l’abondance relative élevée de l’hydrogène, on peut considérer que le nombre d’ions est égal au nombre d’électrons. De ce fait, si N est le nombre de particules perturbatrices par unité de volume et Ne la densité électronique, on a: – N = Ne , si la seule contribution ionique est prise en compte; – N = 2Ne , si l’on considère les contributions électroniques et ioniques. La seconde égalité implique l’utilisation de la même fonction de distribution du champ électrique (i.e.: la fonction de Holtsmark modifiée) pour les électrons et les ions, et donc que ces particules provoquent les mêmes effets de corrélation et d’écran. Dans la mesure où les différences sont minimes et du même ordre de grandeur que les incertitudes affectant les calculs de la fonction de distribution du champ électrique, on peut, en première approximation, accepter cette assertion. Toutefois, cette approche n’est valable que pour de grandes valeurs de ∆λ ( 4 ). Au fur et à mesure que l’on se rapproche du centre de la raie spectrale, une étude du type impact s’impose de plus en plus. On peut donc subdiviser la raie en deux régions délimitées par le paramètre ∆λL . On propose généralement une estimation de cette longueur d’onde critique basée sur des observations dans le domaine des radiofréquences: ∆λL = 0.311010−12 λ2 v 2 F (n0 , n) 3. L’une où prévaut l’approximation quasi-statique et l’autre où la théorie des impacts est de rigueur. 4. ∆λ est une longueur d’onde exprimée par rapport au centre de la raie d’hydrogène. (III.18) III.5 L’élargissement Stark des raies de l’hélium neutre 28 où v est la vitesse relative moyenne entre l’atome perturbé et les particules perturbatrices, et F(n’,n) est une fonction de pondération qui a été tabulée par Edmonds et al. (1967). Lorsque ∆λ est petit relativement à ∆λL , on observe des écarts importants par rapport à l’approche quasi-statique. Ces écarts contribuent à une diminution de la contribution électronique au centre de la raie. On peut résumer la situation de la manière suivante: – pour ∆λ ≥ ∆λL , on considère que N = 2Ne ; – pour ∆λL /25 < ∆λ < ∆λL , on observe une décroissance logarithmique de N, en fonction de ∆λ/∆λL , qui peut varier entre 2Ne et Ne : (a∆λ)b − 1 N (∆λ) = Ne 1.5 + 0.5 ; (III.19) (a∆λ)b + 1 – pour ∆λ ≤ ∆λL /25, on fait l’hypothèse que N = Ne . Dans l’équation III.19, les paramètres a et b ont été choisis de façon à obtenir une bonne corrélation entre les calculs et les observations de laboratoire. Edmonds et al. (1967) préconisent les valeurs suivantes: a = 7 ∆λL b = 1. III.5 (III.20) (III.21) L’élargissement Stark des raies de l’hélium neutre La procédure décrite dans le paragraphe III.3.2 fournit un profil de type Lorentzien, c’est-à-dire symétrique. Lorsque l’on étudie les raies de la série diffuse (i.e.: 2 3 Po - n 3 D) de l’hélium neutre, le problème n’est plus aussi simple dans la mesure où, dans les atmosphères des étoiles B et O, il n’est pas rare de rencontrer des densités électroniques inférieures à 1013 cm−3 . Dans ce cas, une composante interdite (ie: 2 3 Po - n 3 Fo ) vient déformer l’aile bleue de la raie qui devient asymétrique. Pour tenir compte de cette déformation, il n’est plus possible d’utiliser une expression analytique du profil, comme dans l’équation III.11. Le calcul de celui-ci doit alors s’effectuer point par point et la présence de la composante interdite doit être prise en considération. Dans la chapitre consacré à l’étoile chimiquement particulière γ Corvi (Chapitre VII), nous nous basons principalement sur les profils calculés par Shamey (1969) et Barnard et al. (1974). III.6 Modèles d’atmosphère utilisés L’étude des spectres stellaires requiert, dans un premier temps, la construction d’un modèle théorique décrivant, souvent de façon approximative, les conditions physiques qui ont lieu dans la photosphère des étoiles. L’analyse de ce problème demande un développement complexe, qui passe par la résolution couplée, en chaque point de l’atmosphère, de l’équation du transfert radiatif et des équations exprimant l’équilibre statistique des niveaux d’énergie de chaque atome. Une solution, généralement adoptée, consiste à formuler un certain nombre d’hypothèses simplificatrices. Pour la détermination des paramètres fondamentaux des étoiles de type spectral B, nous nous sommes limité, dans un premier temps, à l’utilisation des modèles d’atmosphère ETL 5 de Kurucz. Puis, dans le but d’évaluer l’ampleur des écarts à l’équilibre thermodynamique dans la région spectrale étudiée, nous avons calculé différents modèles d’atmosphère en utilisant le programme tlusty. III.6.1 Les modèles ETL de Kurucz Jusqu’à présent, la série la plus complète de modèles d’atmosphère est l’œuvre de Kurucz (1979; 1994). La version la plus courante correspond à des modèles d’atmosphère dont la température effective varie de 3500 K à 50000 K et dont le logarithmique de la gravité superficielle est compris entre 0 et 5. (c.g.s.). Différentes valeurs du rapport He/H sont également proposées. La caractéristique la plus 5. ETL: Equilibre Thermodynamique Local III.6 Modèles d’atmosphère utilisés 29 notable de ces modèles est l’introduction, lors du calcul des opacités, de la contribution de nombreuses transitions apparaissant principalement dans l’ultraviolet et diminuant considérablement les flux à ces longueurs d’onde. Toutefois, comme nous le signalions plus haut, un certain nombre d’hypothèses simplificatrices ont dû être formulées par Kurucz pour obtenir ce résultat. Les hypothèses prises en compte: 1. L’atmosphère est en équilibre radiatif. On néglige le transport d’énergie par convection. 2. L’atmosphère est en équilibre hydrostatique. 3. La géométrie de l’atmosphère est de type plan-parallèle. Cette approximation se justifie dans la mesure où l’épaisseur de la photosphère est très petite relativement au rayon de l’étoile. 4. En chaque point de l’atmosphère règne un équilibre thermodynamique local (ETL) caractérisé par une température T et une pression gazeuse Pg . La répartition des vitesses est alors Maxwellienne; l’intensité spécifique du rayonnement est donnée par la loi de Planck; les densités de population obéissent à la loi de Boltzmann et les rapports d’ions sont directement calculés à l’aide de la loi de Saha. Il devient inutile de résoudre les équations de l’équilibre statistique traduisant les populations des niveaux d’énergie. III.6.2 Le programme TLUSTY et les modèles NETL Au cours des trente dernières années, de nombreux progrès ont été effectués dans le domaine du calcul hors équilibre thermodynamique (NETL) des modèles d’atmosphère. Les hypothèses formulées sont généralement les mêmes qu’au paragraphe III.6.1, si l’on excepte l’équilibre thermodynamique local. Dans ce cas, la résolution simultanée des équations de transfert, d’équilibre hydrostatique et de l’équilibre statistique des populations de niveaux est nécessaire. La première étape de l’évolution dans ce domaine fut l’introduction de la méthode de complète linéarisation (CL) par Auer et Mihalas (1969; 1970) et le calcul d’une grille de modèles d’atmosphères NETL pour des étoiles chaudes (Mihalas, 1972). Bien qu’elle soit très puissante, la méthode de complète linéarisation possède le désavantage de ne permettre l’introduction que d’un nombre très limité de sources d’opacité et de ne considérer que des modèles atomiques très simples. En effet, le temps de calcul étant proportionnel au cube du nombre d’équations à résoudre, celui-ci augmentera très rapidement avec le nombre de niveaux d’énergie et de transitions. Il en résulte que les efforts de ces dernières années portaient principalement sur le développement de nouvelles méthodes numériques capables de traiter davantage d’équations tout en réduisant le temps de calcul. Il y a quelques années, deux méthodes ont été développées et ont déjà montré leur efficacité. La première - désignée sous le sigle ALI 6 - est une application de la méthode, basée sur l’opérateur Λ, qui fut proposée par Cannon (1973; 1984) puis reformulée par Scharmer (1981) et, enfin, appliquée aux modèles d’atmosphère par Werner et Husfeld (1985) et Werner (1986). La seconde méthode, appelée algorithme de multi-fréquences/multi-gris, a été introduite par Anderson (1985; 1987). Celle-ci consiste à regrouper les fréquences selon certains critères prédéfinis, puis à en extraire des valeurs moyennes. Une dernière étape a été franchie grâce au code de calcul - baptisé tlusty - récemment développé et mis à jour par Hubeny (Hubeny, 1988; Hubeny & Lanz, 1992; Hubeny & Lanz, 1995). Au départ, il s’agit d’un programme utilisant une technique de calcul numérique hybride (CL/ALI) qui conjugue la méthode de complète linéarisation à la méthode des opérateurs Λ. A cette approche se sont ajoutés différents schémas d’accélération obtenus en réduisant la taille des matrices ou/et en diminuant le nombre d’inversions de matrices à effectuer. Le programme tlusty permet ainsi d’introduire un nombre plus élevé de transitions et des modèles atomiques plus complexes. 6. Accelerated Lambda Iteration III.6 Modèles d’atmosphère utilisés c 30 CHAPITRE IV La composition chimique des étoiles de type spectral B IV.1 Introduction La connaissance de la composition chimique d’une étoile est très importante, notamment, lorsque l’on calcule le modèle d’atmosphère ou le spectre synthétique. Le plus souvent, ce sont l’hélium et l’hydrogène qui, vu leur abondance élevée, auront la plus grande influence lors du calcul des modèles d’atmosphère. Dans la photosphère du Soleil, par exemple, la valeur du rapport He/H 1 généralement retenue (Anders & Grevesse, 1989) est: He/H = 0.098 ± 0.003. Notons que, même lorsque l’hydrogène et l’hélium sont les éléments les plus abondants, la présence, dans l’ultraviolet, de nombreuses raies d’éléments plus lourds abaisse le continu et tend à refroidir la photosphère. Malheureusement, par nécessité, la détermination de la température effective et de la gravité superficielle d’une étoile s’effectue toujours avant l’étude détaillée de sa composition chimique. Dans le présent chapitre, nous proposons une synthèse de différents travaux qui concernent la détermination des abondances chimiques. Nous examinons également les principaux types d’étoiles B à composition chimique particulière. Nos conclusions permettront, par la suite, de décider quel type de modèles d’atmosphère nous devons utiliser lors de la détermination des paramètres fondamentaux. IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B Les étoiles de type spectral B sont des étoiles dont le spectre visible est dominé par les raies de l’hélium neutre et les raies d’hydrogène de la série de Balmer. Il y a une trentaine d’années, les différentes déterminations du rapport He/H dans les étoiles B donnaient des résultats en complet désaccord les uns avec les autres et la validité de l’hypothèse de l’équilibre thermodynamique local généralement effectuée lors des calculs - était un sujet très débattu. Dans les années 1970, un progrès considérable fut effectué dans la connaissance des paramètres atomiques relatifs à l’élargissement des raies de la série diffuse de l’hélium neutre (voir section III.5). Notons que celles-ci forment un échantillon important des raies disponibles de l’élément dans le visible et que, par voie de conséquence, elles sont très souvent utilisées pour déterminer le rapport He/H. Les travaux de Barnard et al. (1969) ont, finalement, permis de résoudre une grande partie des désaccords relevés. Durant les mêmes années, Auer et Mihalas (1973a; 1973b) développaient un outil de calcul permettant la résolution des équations couplées du transfert radiatif et de l’équilibre statistique traduisant la population des niveaux. Le calcul détaillé du profil des raies de l’hélium neutre, hors équilibre thermodynamique, devint alors possible et permit dans les années 1970 et 1980 une étude plus réaliste du rapport He/H dans les étoiles B. IV.2.1 Les étoiles B proches du Soleil En utilisant les résultats obtenus par Barnard et al. (1969), Auer et Mihalas (1973a; 1973b) ont calculé le profil des raies de l’hélium neutre pour plusieurs étoiles B. Leurs calculs étaient effectués 1. On appelle rapport He/H l’abondance de l’hélium exprimée relativement à celle de l’hydrogène. IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B 32 hors équilibre thermodynamique (NETL) dans l’hypothèse d’un équilibre statistique pour décrire la population des niveaux. Dans leur étude, ils ont adopté un rapport He/H égal à 0.1, ce qui leur permit d’obtenir un très bon accord entre les profils observés et calculés. De manière générale, ils notèrent que les écarts à l’équilibre thermodynamique local étaient négligeables pour les raies apparaissant dans la partie bleue du spectre visible (λλ4026, 4387, 4471 et 4922) mais qu’ils devenaient appréciables pour les raies de longueur d’onde plus grande (λλ5876, 6678 et 7065). Il découle des travaux de Auer et Mihalas que l’utilisation d’une théorie réaliste pour l’élargissement Stark et la prise en compte des effets NETL permettent d’obtenir, dans la majorité des cas, des profils de raies de l’hélium neutre en très bon accord avec les observations. Toutefois, des auteurs tels que Dufton et McKeith (1980) ont souligné que la profondeur observée pour certaines raies, telles que λ3187 He I, était systématiquement plus élevée que la valeur prédite par les calculs. Selon ces auteurs, les écarts seraient dus à la contribution de l’enveloppe de l’étoile à la formation des raies. Dans la Table IV.1, nous avons regroupé les principales déterminations du rapport He/H effectuées jusqu’à présent pour les étoiles B, géantes ou de la séquence principale, proches de nous. Dans les colonnes 1 et 2, nous avons indiqué, respectivement, le numéro HR de l’étoile et sa désignation dans la notation de Bayer et Flamsteed ou, lorsque celle-ci n’existe pas, son numéro HD. La troisième colonne contient la moyenne des différentes valeurs du rapport He/H trouvées pour chaque étoile dans les références indiquées en colonne 6. La colonne 4 est dévolue au type spectral des objets qui varie, pour le plus grand nombre, entre B5 et B0. Ceci s’explique par le fait que les raies de l’hélium neutre atteignent leur intensité maximale dans les étoiles de type B2. La vitesse de rotation axiale apparente (V Sin(i)) des étoiles, extraite du Bright Star Catalogue (Hoffleit & Jaschek, 1982), est indiquée en colonne 5. Table IV.1 – Déterminations du rapport He/H dans les étoiles B proches HR HD/ID He/H Type spectral V Sin(i) (km/s) Réf. 38 * 39 * 153 * 189 801 811 * 847 896 910 989 1005 * 1011 1044 1074 1174 1191 1214 * 1253 1258 1397 * 1443 * 1595 * 1640 1696 1756 1757 HD829 γ Peg ζ Cas HD4142 35 Ari π Cet σ Ari λ Cet 93 Cet 31 Per τ 1 Ari HD20809 34 Per HD21856 30 Tau HD24131 HD24626 40 Tau HD25631 HD28114 δ Lac HD31726 HD32612 ι Lep λ Lep ν Lep 0.089 0.106 0.138 0.074 0.079 0.093 0.093 0.098 0.098 0.069 0.085 0.081 0.069 0.088 0.089 0.068 0.098 0.089 0.083 0.100 0.106 0.104 0.074 0.083 0.089 0.093 B2 V B2 IV B2 III B5 V B3 V B7 V B7 V B6 III B7 V B5 V B5 IV B5 V B3 V B1 V B5 V B1 V B6 V B3 V B2.5 V B6 IV B2 IV-V B1 V B2.5 V-IV B8 V B0.5 IV B7 IV 15 13 18 177 132 18 195 150 80 298 20 244 202 150 52 140 35 51 190 25 36 20 60 193 67 370 4,5 1,4,5 5 4 4 1 4 4 4 4 4 4 4 4,5 4 4,5 4 4 4,5 1 4,5 4,5 4 4 5 4 IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B 33 Table IV.1 (suite) HR HD/ID He/H Type spectral V Sin(i) (km/s) Réf. 1763 1765 * 1820 * 1833 1840 * 1842 * 1848 * 1851 1855 * 1871 1918 1933 1996 2010 * 2031 2056 2058 * 2154 * 2213 2288 2361 2494 * 2619 * 2739 * 2806 * 2922 2928 * 3016 3023 * 3055 * 3091 3107 3159 * 3250 3468 * 3582 * 3658 3663 * 3935 4119 4219 4234 4329 4674 5191 5320 5488 5780 * 6092 * 6502 6580 6588 * 6684 HD34989 22 Ori HD35912 HD36166 HD36285 33 Ori HD36430 δ Ori ν Ori HD36741 HD37303 HD37481 µ Col 134 Tau 55 Ori λ Col HD39777 HD41692 HD42927 HD44506 λ CMA 16 Mon HD52092 HD55879 0.103 0.085 0.083 0.085 0.104 0.085 0.085 0.092 0.102 0.122 0.114 0.101 0.093 0.110 0.082 0.078 0.097 0.120 0.072 0.107 0.093 0.069 0.087 0.078 0.093 0.083 0.094 0.079 0.104 0.102 0.078 0.083 0.076 0.093 0.100 0.074 0.131 0.081 0.079 0.074 0.071 0.087 0.078 0.069 0.079 0.150 0.166 0.120 0.092 0.085 0.065 0.091 0.085 B1 V B2 IV-V B2 V B2 V B2 IV-V B1.5 V B2 V B2 V B0 V B2 V B1 V B1.5 V O9.5 V B9 IV B2 IV-V B5 V B1.5 V B5 IV B3 III B1.5 V B4 V B2.5 V B3 V B0 III 57 14 32 175 10 38 25 77 20 198 260 105 153 22 164 88 20 20 70 211 135 20 36 50 20 222 38 50 25 81 0 0 0 21 114 228 55 62 255 205 57 53 24 32 251 131 11 120 2,4,5 2 4 4,5 4,5 2 4 4,5 5 4,5 4,5 4,5 5 1 4,5 4 4,5 1 4 5 4 4 4 3 3 4 3,4,5 4 3,4,5 3 4 4,5 4 4,5 3,4,5 4 4,5 4 5 4 4 4 4 4 4 3,6 3 1 4,6 4 6 4,6 6 HD60863 HD61068 HD62991 HD63271 HD63922 HD64802 HD65315 HD66591 HD69302 HD74575 HD77002 HD79275 HD79447 HD86352 β Sex HD93540 HD93845 HD96726 β Cha η UMA HD124471 HD129557 HD138764 τ Her HD158148 κ Sco ι Her HD163472 B8 V B2 III B3 IV B2 IV-V B0 III B2 V B2 V B3 V B2 IV-V B1.5 III B2 IV-V B2 IV-V B3 III B2 IV-V B6 V B6 V B2.5 IV B2 V B5 V B3 V B1.5 III B2 III B6 IV B5 IV B5 V B1.5 III B3 IV B2 IV-V IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B 34 Table IV.1 (suite) HR HD/ID He/H Type spectral V Sin(i) (km/s) Réf. 6719 6787 * 6845 6897 * 6941 6946 * 7029 7100 7121 7210 * 7287 * 7298 * 7318 7358 * 7446 7567 7608 7688 7700 7862 * 7899 8579 8663 * 8733 8797 * 9005 * 9006 HD164432 102 Her HD167965 α Tel HD170580 HD170740 HD172910 HD174585 345 Sgr HD177003 21 Aql η Lyr 2 Vul 3 Vul κ Aql HD187879 23 Cyg 17 Vul HD191263 HD196035 HD196775 6 Lac ξ Oct HD217101 1 Cas HD223128 σ Phe 0.119 0.080 0.071 0.117 0.068 0.075 0.093 0.081 0.091 0.100 0.098 0.115 0.070 0.098 0.075 0.075 0.112 0.085 0.071 0.083 0.091 0.091 0.093 0.076 0.091 0.082 0.105 B2 IV B2 IV B7 IV B3 IV B2 V B2 V B2.5 V B3 IV B2.5 V B2.5 IV B8 II-III B2.5 IV B0.5 IV B6 III B0.5 III B1 III - B3 V B5 V B3 V B3 V B3 IV B3 V B2 IV B6 IV B2 IV-V B0.5 IV B2 IV B3 V 60 33 201 35 95 50 65 140 201 15 19 24 332 40 259 79 145 214 60 25 74 0 168 50 10 217 3,4,5 6 4 4 4 6 4 4 4,6 4,6 1 6 6 4 6 6 4,6 4,6 4 4 4 5 1 4 5 4,5 4 * Etoiles qui ont contribué au calcul du rapport He/H moyen. Références: 1. 2. 3. 4. 5. 6. Adelman & Philip (1996); Kaufer et al. (1994); Kilian (1992); Nissen (1974); Nissen (1976); Wolff & Heasley (1985). L’étude du rapport He/H réalisée sur le plus grand nombre d’étoiles B galactiques a été effectuée par Nissen (1974; 1976) qui utilisa une méthode photométrique. Toutes les autres déterminations notées dans la table ont été effectuées par la méthode des spectres synthétiques; soit par comparaison des largeurs équivalentes, soit par comparaison des profils. Dans la mesure du possible, nous avons privilégié celles provenant de l’étude de la raie λ4026 He I qui est généralement la moins influencée par les effets NETL (Auer & Mihalas, 1973a). De plus, nous avons systématiquement exclu les étoiles reconnues aujourd’hui comme chimiquement particulières dans la base de données SIMBAD mise à jour par le Centre de Données Stellaires (CDS). Nous avons finalement sélectionné 43 étoiles afin de déduire une valeur moyenne du rapport He/H. Dans la table, les étoiles retenues sont marquées d’un astérisque et ont été choisies de telle sorte que V Sin(i) soit inférieur ou égal à 50 km/s. La raison essentielle de cette limitation provient du fait que lorsque la vitesse de rotation apparente, V Sin(i), augmente, les ailes des raies s’étendent et une partie non négligeable de la raie se confond avec le continu. Cet effet, qui dépend également du rapport S/B, devient décelable lorsque V Sin(i) dépasse 50 km/s. IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B 35 Dans tous les articles consultés, l’incertitude sur les déterminations du rapport He/H est généralement comprise entre 0.01 et 0.02 2 . Cette imprécision dépend principalement du rapport signal sur bruit (S/B) des observations et du choix de la température effective, de la gravité superficielle et de la vitesse de rotation axiale. Pour les 43 étoiles que nous avons considérées, la valeur moyenne du rapport He/H est: <He/H>= 0.095 ± 0.014. Cette valeur, dont l’incertitude correspond à la déviation standard, est très proche de celle observée pour le Soleil. Il existe toutefois une dispersion importante des valeurs individuelles. Ces différences dépendent du choix de la méthode utilisée et du choix des paramètres fondamentaux. Si l’on étend la moyenne à l’ensemble de notre échantillon, on obtient: <He/H>= 0.091 ± 0.017. 10000 9500 9000 Dgal 0 Centre de la Galaxie 8500 8000 7500 -1000 Figure IV.1 – -500 0 500 1000 Position de chaque étoile relativement au Soleil (croix) et au centre de la galaxie. Les bras 0 et -1 de la galaxie sont représentés en pointillés et leur position a été évaluée par l’observation de régions H II (Humphreys, 1976).Toutes les étoiles caractérisées par un rapport He/H inférieur à 0.081 sont symbolisées par des cercles (◦) et par des carrés (2) lorsqu’il est supérieur à 0.108. En utilisant les parallaxes observées par le satellite Hipparcos que nous avons converties en parsecs, nous avons reporté chacune des étoiles de notre échantillon dans la Figure IV.1. La distance du Soleil relativement au centre de la galaxie a été supposée égale à 8700 parsecs (Scheffler & Elsasser, 1987). Notre échantillon est donc constitué exclusivement "d’objets" appartenant au même bras de la Galaxie que le Soleil (Bras 0). Toutes les étoiles caractérisées par un rapport He/H inférieur à 0.081 sont symbolisées par des cercles (◦) et par des carrés (2) lorsqu’il est supérieur à 0.108. Les étoiles ayant 2. Nissen (1974), toutefois, estime l’erreur affectant ses déterminations inférieure à 0.01 alors que Auer et Mihalas (1973a) ont montré que, dans le cadre de l’approximation ETL, celle-ci est supérieure à 0.01. IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B 36 un rapport He/H proche de celui observé dans le soleil (•) semblent se distribuer de manière uniforme dans le bras de la galaxie. Toutefois, comme le montrent les résultats obtenus par Nissen (1976) il existe différentes régions peuplées d’étoiles moins riches en hélium. IV.2.2 Variation du rapport He/H dans notre galaxie 0.15 0.14 0.13 0.12 0.11 He/H 0.10 0.09 0.08 0.07 0.06 0.05 0.04 0.03 8 10 12 14 16 18 Dgal (kpc) Figure IV.2 – Variation du rapport He/H avec la distance par rapport au centre de la galaxie (Dgal ). Les rapports observés dans plusieurs amas (points) ne sont pas significativement différents de la moyenne obtenue pour les étoiles proches (trait continu) si l’on tient compte de l’incertitude (traits pointillés). En utilisant une procédure identique à celle adoptée pour les étoiles B proches, différents auteurs ont déterminé l’abondance en hélium d’objets plus lointains appartenant à divers amas ou associations d’étoiles. La Table IV.2 contient les valeurs moyennes du rapport He/H (colonne 2) observé dans plusieurs étoiles de différents amas (colonne 1). Sur la Figure IV.2, nous avons porté le rapport He/H moyen en fonction de la distance qui sépare l’amas du centre de la galaxie. Si l’on tient compte de l’incertitude qui affecte notre estimation de la moyenne du rapport He/H dans les étoiles B de notre voisinage ainsi que sur les moyennes obtenues pour les amas, nous n’observons qu’un seul cas où l’abondance en hélium est significativement inférieure à celle généralement observée. Des observations radiométriques effectuées pour plusieurs nuages H II ont montré que le rapport He/H varie de 0.105 à 0.095 pour des régions qui se situent entre 7 et 9 kpc du centre de la galaxie, puis reste environ constant - la valeur de He/H valant 0.075 - au-delà de 9 kpc. Toutefois, les résultats obtenus, caractéristiques de ces régions, sont très dispersés et les mesures entachées d’erreurs importantes. Certains modèles théoriques (Götz & Köppen, 1992) de la Galaxie ont, par ailleurs, montré que la variation des abondances chimiques avec la distance galactocentrique (D gal ) pouvait être très faible. Dans ce cas, elle passerait inaperçue à cause de l’incertitude de chacune des moyennes estimées. Si la plus grande partie des études effectuées sur les amas ouverts montrent que le rapport He/H ne varie pas avec la distance au centre de la galaxie, elles montrent également que deux amas situés dans une même région peuvent avoir une abondance en hélium différente. Ainsi, les valeurs estimées pars Nissen (1976) pour les amas CepOBIII et 1 Lacearta sont, respectivement, de 0.060 et 0.085. IV.2 Le rapport He/H dans les étoiles B Table IV.2 – 37 Détermination du rapport He/H d’étoiles B appartenant à différents amas Amas He/H Réf. NGC6531 NGC6823 NGC6910 Scorpio Centaurus 1 Lacearta 1 CepOBIII Orion OB1 h + χ Per NG4567 Be 94 S 247 NGC1893 S 285 S 301 Bochum 1 S 217 S 208 S 289 S 283 0.093±0.02 0.093±0.02 0.115±0.02 0.110±0.040 0.081±0.015 0.060±0.012 0.094±0.019 0.089±0.013 0.076±0.014 0.074±0.010 0.093±0.02 0.092±0.016 0.0945±0.01 0.093±0.02 0.0831±0.01 0.065±0.02 0.087±0.016 0.098±0.015 0.107±0.010 1 1 1 2;3;4 2;3 3 1;2;3;4 1;3 7 7 1 1;5 6,8 1 5 1 1,8 8 8 Références : (1) Kaufer et al. (1994) ; (2) Wolff & Heasley (1985); (3) Nissen (1974; 1976); (4) Kilian (1992); (5) Rolleston et al. (1993); (6) Rolleston et al. (1994); (7) Dufton et al. (1994); (8) Smartt et al. (1996). IV.3 Les étoiles B surabondantes en hélium IV.3 38 Les étoiles B surabondantes en hélium Un certain nombre d’étoiles de type spectral B se caractérisent par une composition chimique particulière. On connaît, principalement, deux types d’étoiles B surabondantes en hélium qui présentent des raies spectrales de l’hélium neutre anormalement intenses. Dans le premier type d’objets, le profil de ces raies spectrales peut varier avec une période comparable à la période de rotation de l’étoile. En moyenne, on observe dans leur atmosphère un rapport He/H compris entre 0.1 et 10. On parle dans ce cas d’étoiles Helium-Strong. Le second groupe d’objets possède un spectre qui ne présente pas le même type de variations. Dans leur atmosphère, le rapport He/H est supérieur à 6 et peut même dépasser 10000. Ces étoiles à hélium, appelées également extreme-Helium, arrivent à la fin de leur évolution et se contractent pour devenir des naines blanches. IV.3.1 Les étoiles ((Helium-Strong)) Les étoiles de type spectral B qui possèdent un rapport He/H compris entre 0.1 et 10 sont généralement désignées sous le terme anglais Helium-Strong. Il s’agit, typiquement, d’étoiles se situant sur la séquence principale, ayant un type spectral voisin du type B2 V et une température effective comprise entre 20000 K et 25000 K. Un grand nombre d’entre-elles présentent des variations spectroscopiques dont la période coïncide avec la période de rotation de l’étoile. Ces variations affectent notamment le profil des raies de l’hélium neutre qui apparaissent toujours plus intenses que dans les étoiles B de même type spectral. Figure IV.3 – Modèle pour l’étoile He-rich σ Ori E (Hunger & Groote, 1993). On attribue généralement l’enrichissement en hélium à un mécanisme de discrimination engendré par le vent stellaire. En effet, lorsque pour des objets de la séquence principale la température effective devient inférieure ou égale à 20000 K, la pression radiative diminue et le taux de perte de masse de l’étoile décroît rapidement avec la température. La densité du vent stellaire devient alors beaucoup moins importante. L’hélium est le premier élément à rester confiné dans la photosphère dont le rapport He/H augmente. On s’attend en réalité à ce que le domaine de températures effectives où ce phénomène a lieu soit très limité, ce qui réduit les possibilités de l’observer. Toutefois, si l’étoile possède un champ magnétique important ainsi qu’une vitesse de rotation axiale non nulle, le vent stellaire devient inhomogène et différents modèles théoriques ont montré que les chances de déceler ce mécanisme devient plus élevé. Dans ce cas particulier, l’abondance en hélium n’est plus distribuée de manière uniforme à la surface de l’étoile ce qui engendre la variation du profil des raies de l’hélium neutre. Parmi les étoiles Helium-Strong, σ Ori E (HD37479) est sans aucun doute la plus étudiée. On évalue sa température effective à 22500 K pour une valeur de Log(g) égale à 3.95 (Hunger et al., 1989). Elle IV.3 Les étoiles B surabondantes en hélium 39 présente des variations spectroscopiques, photométriques et magnétiques dont la période est de 1.19 jour (Walborn, 1982). Bohlender et al. (1987) ont estimé que l’intensité du champ magnétique pouvait atteindre 2400 Gauss. Comme pour les étoiles B à raies d’émission (Be), la raie Hα est observée en émission et son intensité est variable. Les spectres IUE de cette étoile ont montré que plusieurs raies de résonance ont un profil de type P-Cygni également variable. Hunger et al. (1989) ont appliqué à l’étoile le modèle du rotateur oblique afin d’expliquer les différentes observations (Voir Figure IV.3). A la surface de l’étoile, autour des deux pôles magnétiques (+ et -), deux régions circulaires sont sous-abondantes en métaux. Deux lobes enrichis en hélium (qui apparaissent hachurés dans la figure) se situent à l’intersection de l’équateur de l’étoile et de l’équateur magnétique, l’axe de rotation étant perpendiculaire à la Figure IV.3. Autour de l’étoile, deux nuages, principalement constitués d’hydrogène, sont confinés par le champ magnétique et entraînés dans la rotation. Une vingtaine d’étoiles, plus brillantes que la magnitude 11, sont actuellement reconnues HeliumStrong. Sous différents aspects, elles sont semblables aux étoiles B de la séquence principale: elles ont des masses, des luminosités et une distribution de la vitesse de rotation pouvant être considérées comme normales. Leurs principales particularités sont un champ magnétique trois fois plus élevé que la majorité des autres étoiles (Bohlender et al., 1987) et des types de variations très diverses: photométriques, magnétiques, polarimétriques et spectroscopiques. IV.3.2 Les étoiles à hélium Dans le spectre des étoiles à hélium, les raies de l’oxygène sont généralement absentes et les raies d’hydrogène de la série de Balmer sont quelquefois beaucoup trop faibles pour être observées. Dans la majorité de ces étoiles, l’azote et le carbone sont surabondants. On observe également dans l’ultraviolet un grand nombre de raies intenses appartenant au pic du fer. Contrairement à toute attente, ces nombreuses raies ne sont pas dues à la surabondance de ces éléments qui sont, en moyenne, aussi abondants dans les étoiles à hélium que dans le Soleil. Il s’agit en réalité d’un phénomène provoqué par la transparence de l’hélium, vis-à-vis de la radiation, engendrée par son potentiel d’ionisation (24.6 eV) deux fois plus élevé que celui de l’hydrogène (13.6 eV). En fait, si dans les étoiles B dites normales 3 l’opacité des raies métalliques est faible comparée à l’opacité continue, il n’en est pas de même dans les étoiles à hélium où l’opacité continue due au contributeur principal (l’hélium) est beaucoup moins élevée. Table IV.3 – Rapport He/H dans 7 étoiles à Hélium Nom/Numéro Tef f Log(g) He/H Réf HD 168476 BD+10o2179 HD 124448 BD-9o 4395 DY Cen LSE 78 V652 Her 14000 16000 16000 22700 19500 18000 22500 1.50 2.30 2.20 2.55 2.15 2.00 3.50 5248 1071 10715 692 6 10715 110 4 6 5 3 2 1 7 Références : (1) Jeffery (1993); (2) Jeffery et Heber (1993); (3) Jeffery et Heber (1992); (4) Walker et Schonberner (1981); (5) Wolff et Schonberner (1974); (6) Heber (1983); (7) Jeffery (1996). Les étoiles à hélium sont des objets un peu plus massifs que le Soleil. Leur origine exacte n’a pas encore été parfaitement établie, mais leur état actuel d’évolution semble assez bien connu. Il s’agirait d’étoiles ayant un noyau constitué de carbone et d’oxygène entouré d’une couche d’hélium qui, par le processus 3-α, transforme de l’hélium en carbone (Paczynski, 1971; Schonberner, 1977). Cette couche serait responsable de la luminosité qui apparaît être, dans toutes les étoiles à hélium, 10000 fois plus grande que dans le Soleil. Issue de la région des supergéantes rouges, l’étoile se contracterait, à luminosité constante, vers la zone des naines blanches (Heber & Schonberner, 1981). Ainsi, la 3. Dans ces étoiles, l’hydrogène contribue le plus à l’opacité continue IV.4 Les étoiles B pauvres en hélium 40 surabondance de l’hélium dans l’atmosphère de l’étoile serait due aux résidus des réactions nucléaires qui ont lieu dans les couches plus profondes. La composition chimique de la surface des étoiles à hélium est donc en quelque sorte un enregistrement de l’évolution passée de l’étoile. Jusqu’à présent, 21 étoiles sont reconnues comme faisant partie de cette classe d’objets et 3 autres sont suspectées en faire partie. Dans la Table IV.3, nous avons porté les valeurs du rapport He/H pour les 7 étoiles les plus étudiées. Même si elles ont toutes un rapport He/H supérieur à 6, la Table IV.3 nous montre qu’il peut prendre une grande variété de valeurs qui ne sont corrélées d’aucune façon. De manière générale, la température effective des étoiles à hélium est comprise entre 14000 et 30000 K, et le logarithme de leur gravité superficielle est inférieur à 3. Toutefois, on aperçoit dans le diagramme H-R qu’un autre type d’objets - les étoiles de type R Coronae Borealis (RCrB) - semble prolonger la classe d’étoiles à hélium vers les températures effectives plus froides. A cause de leur trop faible température, leur spectre ne montre aucune raie de l’hélium. Néanmoins, tout porte à croire qu’il s’agit également d’étoiles à hélium, dans la mesure où elles ont la même luminosité et où les raies d’hydrogène sont très faibles. IV.4 IV.4.1 Les étoiles B pauvres en hélium Les étoiles Helium-weak Le groupe des étoiles Helium-weak est constitué d’objets que l’on retrouve dans la partie supérieure du diagramme H-R, sur la séquence principale. Leur particularité est une abondance en hélium plusieurs fois inférieure à l’abondance solaire. La majorité des étoiles Helium-weak sont des rotateurs lents, dont la température effective est comprise entre 13000 et 20000 K, et qui appartiennent à des amas d’étoiles jeunes. Certaines sont sujettes à des variations photométriques et spectroscopiques; d’autres ont un champ magnétique variable qui peut dépasser 1000 Gauss (Borra et al., 1983). De manière générale, ce champ magnétique est inférieur à 1500 Gauss et le rapport He/H est souvent inférieur à 0.06. Ce rapport n’a pas une valeur constante comme dans les étoiles B normales, toutefois, il n’est pas aussi dispersé que dans les étoiles à hélium. En fait, on peut observer que dans un domaine de températures compris entre 13000 et 17000 K sa valeur la plus probable est comprise entre 0.01 et 0.02. Le mécanisme à l’origine des sous-abondances observées est un phénomène de diffusion décrit par Michaud (1970) ainsi que par Vauclair et al. (1991). L’idée de base est que la densité des constituants les plus abondants dans une atmosphère est déterminée par l’équilibre des forces de pression et de gravité, où le terme de pression comporte une composante due à la radiation. Dans un gaz, soumis uniquement à un champ gravifique, les éléments les plus lourds tendent à se diriger vers le bas tandis que les éléments les plus légers remontent à la surface. Dans une étoile, les éléments les plus lourds subissent une pression radiative plus importante que les éléments légers. Vauclair et al. (1991) ont montré que, dans le cas d’une étoile de deux masses solaires, l’hélium présentait une tendance à s’accumuler à la base de la photosphère lorsque le taux de perte de masse de l’étoile est compris entre 10−13 et 10−15 M par an. Pour des taux encore moins élevés cette concentration d’hélium augmente et appauvrit la photosphère de l’étoile qui devient Helium-weak. Ce processus de diffusion est très important dans la mesure où il explique l’appauvrissement de la photosphère en hélium. De plus, on observe, pour certaines étoiles dont le champ magnétique est non nul, que l’hélium ne se distribue pas uniformément dans toutes les couches de l’atmosphère (Leone & Lanzafame, 1997). Dans ce cas, on parle de la stratification de l’hélium dans l’atmosphère. IV.4.2 Les étoiles Hg-Mn Un pourcentage non-négligeable d’étoiles de la séquence principale ayant des températures effectives comprises entre 11000 et 16000 K présentent un spectre caractérisé par des raies intenses de mercure et de manganèse. Aucune d’entre elles n’a une vitesse de rotation apparente supérieure à 90 km/s. Il s’agit d’objets stables ne montrant aucune variation spectroscopique ou photométrique et dont le champ magnétique est rarement supérieur à 200 Gauss. En plus de leurs abondances anormales pour des éléments tels que le gallium, l’aluminium et le béryllium, ces objets sont très souvent sousabondants en hélium. Leur rapport He/H est en moyenne de 0.014 et peut varier de 0.006 à 0.031 (Dworetsky, 1993). Le mécanisme à l’origine des abondances particulières observées dans les étoiles Hg-Mn est identique à celui invoqué pour les étoiles Helium-weak. Michaud (1981) a par ailleurs montré que la diffusion IV.4 Les étoiles B pauvres en hélium 41 9 Log (NMn ) 8 HR6000 112 Her 7 HR2676 6 46 Aql 5 4 10000 HR7664 χ Lup 11000 Abondance solaire 36 Lyn 12000 13000 14000 15000 Température effective (K) Figure IV.4 – Variation de l’abondance en manganèse avec la température effective. Les étoiles Hg-Mn intermédiaires se situent dans la région hachurée. IV.5 Les étoiles LBV 42 des éléments plus lourds ne prenait place que lorsque l’hélium est devenu suffisamment sous-abondant dans l’atmosphère et que la vitesse de rotation équatoriale est inférieure à 90 km/s. Selon cette théorie, l’abondance en manganèse est proportionnelle à la température effective de l’étoile, ce qui est confirmé par les observations effectuées notamment par Smith & Dworetsky (1993). Ces mêmes auteurs indiquent également que sur, les vingt six étoiles Hg-Mn étudiées, cinq (Figure IV.4) ont une abondance en manganèse intermédiaire comprise entre la valeur solaire et celle généralement observée dans les objets de ce type. Nous avons indiqué ces étoiles dans la Table IV.4: dans les colonnes 1 et 2 sont inscrits leurs numéros HR et HD, dans les colonnes 3 et 4 se trouvent leurs température effective et gravité superficielle, et en colonne 5 nous avons indiqué la valeur logarithmique de leur abondance en manganèse telle qu’elle fut déterminée par Smith & Dworetsky (1993). Smith & Dworetsky (1993) désignent ces cinq étoiles comme Hg-Mn intermédiaires et soulignent qu’elles ont une température effective comprise entre 13000 et 14000 K. Notons que les trois étoiles qui possèdent un logarithme de la gravité superficielle inférieur à 3.7 ont également des abondances en manganèse très proches. Dans le chapitre VII, nous étudions la composition chimique d’une étoile qui possède les mêmes particularités. Table IV.4 – Etoiles Hg-Mn intermédiaires ID HD Tef f (K) Log(g) (c.g.s.) Log(NM n ) (Log(NH )=12) HR 2676 HR 6000 112 Her 46 Aql HR 7664 53929 144667 174933 186122 190229 14050 14000 13450 13000 13200 3.60 4.30 4.15 3.65 3.60 6.15 6.70 6.75 6.30 6.30 De manière plus générale, même si les modèles qui décrivent la diffusion radiative des éléments dans l’atmosphère des étoiles Hg-Mn permettent de retrouver un grand nombre de leurs caractéristiques, ils ne permettent pas encore d’expliquer la diversité des abondances pour des objets dont les paramètres fondamentaux sont identiques. IV.5 Les étoiles LBV Un certain nombre d’étoiles de type spectral B ont quitté la séquence principale et occupent la partie supérieure du diagramme H-R (log(L/L ) > 5.5), au voisinage de la limite d’instabilité (Humphreys & Davidson, 1979; Humphreys, 1989). Certaines sont connues sous les termes anglais Luminous Blue Variables ou LBV. Leur particularité principale est d’être instable et de montrer des variations photométriques spectaculaires d’une amplitude qui dépasse trois magnitudes et dont la période peut varier entre 100 et 1000 années. On parle dans ce cas d’éruptions. Les exemples les plus connus sont P Cygni et η Car qui ont atteint leur magnitude visuelle maximale vers 1600 et 1840, respectivement. Durant ces phases éruptives, l’étoile peut perdre plus d’une fois la masse du soleil. Elles sont suivies de périodes plus calmes qui correspondent aux minimas de magnitude visuelle et durant lesquelles le spectre de l’étoile correspond à celui d’une supergéante dont la température effective est supérieure à 15000 K. Notons que lorsque la magnitude visuelle est maximale, sa température effective est de l’ordre de 8000 K. On dénombre actuellement une trentaine d’étoiles LBV, dont quatre appartiennent à notre Galaxie (Pcygni, η Car, AG Car et HR Car).Elles sont caractérisées par leurs variations importantes en température effective, en rayon ainsi que par le changement des propriétés du vent stellaire. On note que leur photosphère est surabondante en hélium et en azote, tandis que le carbone et l’oxygène y sont sous-abondants, ce qui confirme le fait qu’il s’agit d’étoiles ayant quitté la séquence principale. Le plus souvent, les raies de l’hélium neutre indiquent un rapport He/H compris entre 0.15 et 0.7 (Maeder, 1989; Langer et al., 1994). Dans le chapitre VIII, nous étudions une étoile qui présente plusieurs de ces caractéristiques. IV.6 Abondance des éléments plus lourds que l’hélium IV.6 43 Abondance des éléments plus lourds que l’hélium Généralement, l’hydrogène et l’hélium constituent à 98 pourcents la photosphère d’une étoile de type spectral B. Les 2 pourcents restants proviennent d’éléments plus lourds tels que le fer, l’oxygène et le carbone. Pour des températures effectives comprises entre 10000 et 30000 K, ces éléments apparaissent le plus souvent, dans la photosphère, sous la forme d’atomes ou d’ions une fois ionisés et se manifestent par un nombre important de raies spectrales dans l’ultraviolet. Ces transitions ont pour effet d’abaisser le flux de l’étoile aux courtes longueurs d’onde et de diminuer la température en surface. Lors de la modélisation de la photosphère, il est donc important de tenir compte de la présence de raies spectrales d’éléments plus lourds que l’hélium dans l’ultraviolet. Les études réalisées sur la composition chimique des étoiles indiquent que celle-ci est, dans la plupart des objets de la séquence principale, identique à celle observée dans la photosphère solaire, même s’il existe une dispersion importante pour certains éléments. Différents auteurs (Fitzsimmons et al., 1992; Rolleston et al., 1993; Dufton et al., 1994; Kilian et al., 1994) ont par ailleurs montré que, pour les éléments les plus abondants, il n’existe aucune variation des abondances moyennes avec la distance comptée à partir du centre de la Galaxie. Toutefois, plusieurs travaux (Talent & Dufour, 1979; Rolleston et al., 1994; Kilian et al., 1994) ont mis en évidence que la distribution des éléments pouvait être inhomogène dans une même région. Kilian (1992) et Lemke (1989; 1990) indiquent par exemple qu’il existe, au sein des étoiles B, une grande variété de valeurs pour les abondances d’azote et de carbone. Dans certains cas, la rotation axiale de l’étoile pourrait expliquer l’évolution de l’abondance avant la fin de la séquence principale (Schonberner et al., 1988). IV.7 Conclusions La méthode la plus utilisée actuellement pour l’étude des atmosphères stellaires et la détermination de leur composition chimique consiste en l’utilisation de spectres synthétiques. Les profils des raies spectrales sont alors confrontés directement aux observations. Cette opération nécessite le choix d’un modèle d’atmosphère qui se rapproche le plus possible de la photosphère de l’étoile étudiée. De manière générale, trois grandeurs caractérisent le plus souvent les modèles d’atmosphère: la température effective, Tef f , la gravité superficielle, g, et la composition chimique de l’étoile. Si l’on excepte le cas des étoiles à hélium, la majorité des travaux que nous avons consultés évaluent la température effective et la gravité superficielle en supposant une composition chimique solaire pour les modèles d’atmosphère. Même si dans la plupart des cas, cette hypothèse s’avère justifiée, elle est plus discutable pour des étoiles chimiquement particulières, telles que les étoiles Hg-Mn, où la distribution de certains éléments peut, en plus, ne pas être uniforme dans l’atmosphère. Toutefois, la totalité des déterminations de composition chimique publiées pour les étoiles Hg-Mn ont été effectuées en adoptant des modèles d’atmosphère à composition chimique solaire. Dans le but de comparer les résultats que nous obtenons pour γ Corvi (Chapitre VII) aux valeurs obtenues par d’autres auteurs, nous travaillerons dans les mêmes conditions. IV.7 Conclusions c 44 CHAPITRE V Paramètres fondamentaux des étoiles de type spectral B V.1 Introduction Les modèles d’atmosphère plan-parallèle, qui sont généralement utilisés afin de représenter la photosphère d’une étoile, peuvent être définis en fixant la température effective, la gravité superficielle et la composition chimique (Chapitre III). Dans le présent chapitre nous allons, en première approximation, adopter une composition chimique de type solaire. Cette affirmation peut se justifier dans la mesure où le rapport He/H observé dans les étoiles de type spectral B est, en moyenne, très proche de la valeur observée dans le Soleil (Chapitre IV). Il existe plusieurs méthodes (Underhill & Doazan, 1982) indirectes permettant de déterminer la température effective (Tef f ) et la gravité superficielle (g) d’un objet. Elles utilisent certaines propriétés bien spécifiques des spectres stellaires telles que l’importance de la discontinuité de Balmer, le profil des raies d’hydrogène ou encore le rapport d’intensité de deux raies provenant d’un même élément observé dans deux états d’ionisation différents. Un point commun de ces méthodes réside dans le fait que la température effective et la gravité superficielle sont fixées séparément. Dans ce chapitre, nous étudions le comportement du profil des raies élevées de la série de Paschen dans un échantillon d’étoiles standards en utilisant la procédure des spectres synthétiques. Nous en déduisons une méthode permettant la détermination simultanée de la température effective et de la gravité superficielle. V.2 Echantillon d’étoiles Nous avons sélectionné les étoiles de notre échantillon sur la base d’une liste établie par Garcia (1989) et d’une analyse critique de leur comportement dans l’infrarouge proche effectuée par Andrillat et al. (1995). Nous avons également ajouté plusieurs objets étudiés par Jaschek et Andrillat (1998) qui possèdent un spectre infrarouge particulier eu égard à leur type spectral. Dans la Table V.1, nous décrivons l’échantillon d’étoiles choisies; les colonnes 1 et 2 permettent l’identification des étoiles par leurs numéros HD et HR tandis que leur type spectral et leur vitesse de rotation - V Sin(i) - sont donnés, respectivement, dans les colonnes 3 et 4. Le type spectral des objets a été extrait du Bright Star Catalogue (Hoffleit & Jaschek, 1982). Il existe, à ce jour, six sources principales pour les vitesses de rotation apparentes. Par ordre de préférence, il s’agit de : 1. Slettebak et al. (1975); 2. Halbedel (1996); 3. Wolff & Preston (1978); 4. Wolff et al. (1982); 5. Slettebak (1982); 6. Hoffleit & Jaschek (1982). V.2 Echantillon d’étoiles 46 Table V.1 – Echantillon d’étoiles. HD HR Type sp. V Sin(i) (km/s) 36512 28446 204172 24131 3901 208947 218440 30836 35468 206165 20365 34503 164353 36371 90994 21071 23324 222173 23850 176437 1855 1417 8209 1191 179 8384 8803 1552 1790 8279 987 1735 6714 1843 4119 1029 1144 8965 1178 7178 B0 V B0 III B0 Ib B1 V B2 V B2 V B2 V B2 III + IV B2 III B2 Ib B3 V B5 III B5 Ib B5 Iab B6 V B7 V B8 V B8 V B8 III B9 III 15 (1) 260 (6) 80 (3) 140 (5) 190 (5) 300 (5) 30 (5) 35 (5) 50 (1) 36 (3) 156 (3) 65 (1) 22 (3) 41 (3) 80 (1) 43 (3) 240 (2) 84 (3) 180 (2) 60 (1) Références : (1) Slettebak et al. (1975); (2) Wolff & Preston (1978); (3) Hoffleit & Jaschek (1982); (4) Slettebak (1982); (5) Wolff et al. (1982); (6) Halbedel (1996). V.3 Observations 47 Une grande partie des valeurs proposées dans le Bright Star Catalogue sont des valeurs extraites d’une compilation effectuée par Uesugi & Fukuda (1976). Les résultats de Slettebak et al. (1975) ont été obtenus en comparant des spectres à haute-résolution à des profils calculés. Une procédure analogue fut utilisée par Halbedel (1996) qui compara les largeurs a mi-hauteur observées pour les raies λλ 4471 He I et 4481 Mg I à des valeurs théoriques. Toutes les autres références utilisent l’ensemble des spectres observés par Slettebak et al. (1975) comme échantillon de comparaison. Une préférence plus grande a été accordée aux résultats issus de la comparaison des profils observés aux profils calculés. Ensuite notre critère de sélection se base principalement sur la résolution des observations utilisées par les différents auteurs. V.3 Observations Tous les spectres que nous avons utilisés ont été obtenus à l’Observatoire de Haute-Provence (Voir section I.2) entre 1990 et 1994 en utilisant le spectrographe CARELEC placé au foyer du télescope de 1m93. La procédure de prétraitement des données que nous avons adoptée est décrite dans la section II.5.2. Une lampe au néon a été utilisée lors de la calibration en longueur d’onde. Après avoir corrigé les spectres observés de l’absorption tellurique, nous avons tenu compte de l’absorption interstellaire à l’aide de la courbe d’extinction moyenne proposée par Mathis (1990) et combinée aux indices E(B-V) compilés par Savage et al. (1985). Le domaine spectral observé est compris entre 8400 et 8800 Å. C’est dans cette région que l’on retrouve les raies élevées 1 de la série de Paschen. Etant donné que la principale particularité de ces raies est de se superposer les unes aux autres et, ainsi, d’abaisser artificiellement le continuum vrai, il est difficile de déterminer leur largeur équivalente. Nous avons donc eu recours à une pseudolargeur équivalente mesurée relativement au pseudo-continuum formé par la superposition des raies d’hydrogène. En plus des raies d’hydrogène, on peut également observer l’apparition de transitions d’autres éléments (Voir la Table V.2 et la Figure V.1), tels que l’hélium neutre lorsque la température effective dépasse 15000 K et le calcium une fois ionisé pour les étoiles plus froides. Nos identifications sont un peu différentes de celles proposées par Andrillat et al. (1995). Par exemple, nous ne pensons pas que la raie à 8620 Å soit due au Fe ii contenu dans l’étoile mais nous considérons qu’il s’agit d’une raie du milieu interstellaire (Herbig, 1995). V.4 Description de la méthode utilisée La méthode que nous adoptons pour la détermination de la température effective et de la gravité superficielle dans les étoiles de type spectral B s’inspire de celle développée par Delcroix (1974). Delcroix utilisait les raies de la série de Balmer et comparait de manière systématique le spectre observé des étoiles aux spectres calculés pour différentes valeurs des paramètres fondamentaux. Il ne tenait pas compte, toutefois, de la forme du pseudo-continuum ni de la présence de raies d’éléments autres que l’hydrogène, ce qui limitait considérablement la précision des paramètres fondamentaux obtenus. Nous avons utilisé le programme synspec développé par Hubeny (1988) et nous lui avons ajouté les sous-routines de calcul des raies d’hydrogène selon la méthode décrite au paragraphe III.4. Cette procédure a été testée en comparant (Figure V.2) les spectres observés pour Véga par Hayes & Latham (1975) et Cochran & Barnes (1981) au spectre calculé à l’aide du modèle d’atmosphère proposé par Castelli & Kurucz (1994). L’accord que nous obtenons est nettement meilleur que celui obtenu par ces derniers auteurs. De plus, si l’on compare (Figure V.3) les profils d’hydrogène calculés à l’aide de la méthode semi-empirique proposée par Edmonds et al. (1967) à celles que nous obtenons en utilisant les sous-routines écrites par Peterson (Voir section III.4) pour la méthode VCS (Vidal et al., 1973), on note, qu’à partir de P14, notre programme conduit à de meilleurs résultats. Dans une première étape, nous avons donc adopté les modèles d’atmosphère obtenus par Kurucz (1979; 1994) dans l’approximation ETL (Voir section III.6.1). Nous avons calculé la région spectrale comprise entre 8400 et 8800 Å pour différentes valeurs de la température effective et de la gravité superficielle: 9000 ≤ Tef f ≤ 35000K ; ∆Tef f = 500K 2.0 ≤ Log(g) ≤ 4.5 ; ∆Log(g) = 0.2 . 1. Nous nommons raies élevées de la série de Paschen celles provenant de transitions entre le niveau d’énergie de nombre quantique n = 3 et les niveaux de nombre quantique principal supérieur à 11. He I (8779) N I (8703) N I (8712) N I (8719) He I (8733) P12 H I P13 H I N I (8680+8683+8686) IS (8620) N I (8629) 48 He I (8567) He I (8583) P14 H I He I (8521) ? P15 H I + Ca II (8542) Fe II (8491) P16 HI + Ca II (8498) 3.5 P17 H I P18 H I O I (8447) P19 H I V.4 Description de la méthode utilisée He I (8476) 3.0 2.5 8400 Figure V.1 – 8500 8600 8700 8800 HD164353: Identification des raies spectrales apparaissant entre 8400 et 8800 Å. La zone hachurée est susceptible d’être contaminée par l’absorption atmosphérique. Figure V.2 – Comparaison des spectres calculé (traits interrompus) et observé pour Véga. Les observations sont de Hayes & Latham (1975) (croix) et de Cochran & Barnes (1981) (trait continu). Figure 1 V.4 Description de la méthode utilisée Table V.2 – 49 Identification des transitions apparaissant entre 8400 et 8800 Å. λ (Å) Elément Transition 8413 8438 8447 8467 8476 8498 8503 8521 8542 8545 8568 8585 8598 8620 8629 8662 8665 8671 8680 8683 8686 8703 8712 8719 8733 8751 8779 Hi Hi Oi Hi He i Ca ii Hi He i Ca ii Hi He i He i Hi DIB Ni Ca ii Hi He i Ni Ni Ni Ni Ni Ni He i Hi He i P19 P18 2p3 (4S o )3s 3 So - 2p3 (4 So )3p 3 P P17 1s3p 1 Po - 1s19d 1 D 3d 2 D - 4p 2 Po P16 1s3s 1 S - 1s8p 1 Po 3d 2 D - 4p 2 Po P15 1s3p 1 Po - 1s16d 1 D 1s3p 3 Po - 1s10d 3 D P14 2p2 (3 P)3s2 P - 2p2 (3 P)3p 2 Po 3d 2 D - 4p 2 Po P13 1s3p 1 Po - 1s14d 1 D 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 2p2 (3 P)3s 4 P - 2p2 (3 P)3p 4 Do 1s3p 1 Po - 1s13d 1 D P12 1s3p 3 Po - 1s9d 3 D 1.1 1.0 0.9 0.8 0.7 0.6 8400 8500 8600 8700 8800 Longueur d'onde (A) Figure V.3 – Comparaison de la théorie VCS (traits interrompus) à la méthode semi-empirique ESW. Les observations (croix) ont été effectuées en juin 1994 à l’OHP. V.5 Variation de la largeur équivalente 50 Afin de tenir compte de toutes les raies spectrales susceptibles de déformer les raies de Paschen, nous avons introduit dans les calculs la liste des transitions établie et tenue à jour par Hubeny. Toutefois, nous avons systématiquement omis les raies provenant de l’hélium neutre. Il s’agit en effet de transitions impliquant des niveaux d’énergie très élevée dont l’élargissement Stark exige un traitement particulier. Pour ces transitions aucun calcul d’élargissement Stark n’a encore été effectué. De plus, comme l’ont montré Auer et Mihalas (1973a), les raies de l’hélium neutre apparaissant dans l’infrarouge proche sont très affectées par les écarts à l’équilibre thermodynamique. C’est pourquoi, nous avons préféré ne pas en tenir compte lors de la comparaison avec les observations. Les flux et les intensités spécifiques ainsi obtenus constituent un atlas spectral auquel nous avons comparé, un à un, les spectres observés. L’effet de la rotation axiale et du profil instrumental sur les raies spectrales a été introduit, avant chaque comparaison, à l’aide d’un programme initialement écrit par Delcroix (1974). V.5 Variation de la largeur équivalente Comme le montre la Table V.2, le profil des raies de Paschen peut être déformé par des transitions d’éléments autres que l’hydrogène. Leur pseudo-largeur équivalente va donc être fortement influencée par la présence de ces raies. Nous avons choisi les raies P12 et P14 2 - qui sont très peu influencées par ces blends - et nous avons étudié leur comportement. Lorsque l’on représente la pseudo-largeur équivalente en fonction de la température effective, on observe qu’elle a tendance à diminuer pour une gravité superficielle croissante. On note, cependant, l’effet inverse lorsque l’on étudie, par exemple, P7 qui se trouve plus éloignée des autres raies d’hydrogène (Figure V.4). La variation du rapport, WP 12 /WP 14 , des pseudo-largeurs équivalentes des raies P12 et P14 est encore plus intéressante. En effet, nous avons constaté que, pour des étoiles de type spectral B, ce rapport varie très peu avec la température effective mais qu’il est très sensible à une variation de la gravité superficielle (Figure V.5). Par comparaison des valeurs calculées aux observations dans notre échantillon d’étoiles, un critère pour la classe de luminosité se dégage: WP 12 /WP 14 1.3 ≤ WP 12 /WP 14 ≤ 1.3 → I ≤ 2. → III 2. ≤ WP 12 /WP 14 →V Par ailleurs, si l’on représente ce rapport en fonction de la gravité superficielle, on obtient la loi suivante: log(g) avec lr = 1.39 + 15.81 × lr − 35.63 × lr 2 + 32.89 × lr 3 (V.1) = log(WP 12 /WP 14 ). (V.2) La précision de cette expression approximative diminue lorsque la valeur logarithmique de la gravité superficielle croît et dépasse 4.0. On constate, en effet, que le rapport des largeurs équivalentes dépend alors de la vitesse de rotation (Figure V.5a). V.6 Détermination des paramètres fondamentaux En utilisant la méthode décrite dans la section V.4, nous avons déterminé la température effective et la gravité superficielle des étoiles de notre échantillon. L’accord entre les spectres observés et calculés a été quantifié en évaluant l’erreur standard sur un nombre N de points: cf = X N λi Fλthi − Fλobs i 2 /N 21 (V.3) sont, respectivement, les flux théoriques et observés. Il en découle que plus cf est petit, où Fλthi et Fλobs i plus l’accord entre les observations et les calculs est bon. Notre méthode consiste donc à minimiser l’erreur standard et à en déduire les paramètres fondamentaux (Figure V.6). Les températures effectives et les gravités superficielles déterminées pour les étoiles de notre échantillon sont notées dans la Table V.3 où elles sont comparées aux valeurs publiées par différents auteurs. 2. Les raies P12 et P14 font référence aux transitions partant du niveau d’énergie de nombre quantique principal n = 3 et aboutissant, respectivement, aux niveaux d’énergie n = 12 et n = 14. V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 51 20 I III V 16 4.5 WP7 (Å) 4.0 12 3.5 3.0 2.5 8 2.0 4 0 9000 14000 19000 24000 29000 34000 Température effective (K) 7 2.5 6 3.0 5 WP14 (Å) V III I 4 3.5 3 4.0 2 4.5 2.0 1 0 9000 14000 19000 24000 29000 34000 Température effective (K) Figure V.4 – a. Variation de la largeur équivalente calculée (trait noir) et observée (courbes de couleur) de la raie P7 en fonction de la température effective et de la gravité superficielle. b. Variation de la pseudo-largeur équivalente calculée (trait noir) et observée (courbes de couleur) de la raie P14 en fonction de la température effective et de la gravité superficielle. V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 4 52 5 V sin(i) = 0. Km/s V sin(i) = 300. Km/s Log(g) = 4.5 4 Log(g) WP12 / WP14 3 Log(g) = 4.0 21071 3 2 Log(g) = 3.5 222173 2 3901 34503 176437 Log(g) = 3.0 Log(g) = 2.5 1 10000 Log(g) = 2.0 15000 20000 Teff (K) a 1 25000 30000 1 2 3 WP12 / WP14 b Figure V.5 – a. Variation du rapport de la pseudo-largeur équivalente des raies P12 et P14 en fonction de la température effective et de la gravité superficielle pour une vitesse de rotation V Sin(i) nulle (trait continu) ou égale à 300 km/s (traits interrompus). Sur la même figure, nous avons reporté les rapports observés dans les étoiles de notre échantillon (• : V ; ◦ : III ; 4 : III-IV ; 3 : I). b. Variation moyenne du rapport avec la gravité superficielle. Figure V.6 – Le coefficient cf est représenté en fonction de la température effective et de la gravité superficielle pour l’étoile HD23850. Le minimum de la surface courbe obtenue indique qu’il s’agit d’une étoile de température effective égale à 12100 K et dont le logarithme de la gravité superficielle est égal à 3.33. V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 7.0 6.5 HD36512 B0 V 6.5 6.0 6.0 5.5 5.5 5.0 5.0 4.5 4.5 8400 3.6 8500 8600 8700 8800 HD24131 B1 V HD28446 B0 III 4.0 8400 4.5 53 8500 8600 8700 8800 8600 8700 8800 8600 8700 8800 8600 8700 8800 HD3901 B2 V 3.4 4.0 3.2 3.0 3.5 2.8 3.0 2.6 2.4 8400 3.0 8500 8600 8700 8800 2.5 8400 3.6 HD208947 B2 V 8500 HD218440 B2 V 2.9 3.4 2.8 3.2 2.7 2.6 3.0 2.5 2.8 2.4 2.6 2.3 2.2 8400 4.0 8500 8600 8700 8800 2.4 8400 2.1 HD30836 B2 III 8500 HD35468 B2 III 2.0 1.9 3.5 1.8 1.7 3.0 1.6 1.5 2.5 8400 8500 8600 8700 8800 1.4 8400 8500 Longueur d’onde (Å) Figure V.7 – Comparaison entre les spectres calculés (trait interrompu rouge) et observés (trait continu noir). V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 1.7 HD20365 B3 V 54 HD34503 B5 III 1.6 4.0 1.5 1.4 1.3 3.5 1.2 1.1 1.0 3.0 0.9 8400 3.5 8500 8600 8700 8800 0.8 8400 8500 8600 8700 8800 8600 8700 8800 8600 8700 8800 8600 8700 8800 HD36371 B5 Iab HD164353 B5 Ib 4.0 3.0 3.5 3.0 2.5 2.5 2.0 8400 2.7 8500 8600 8700 8800 8400 4.5 HD90994 B6 V 8500 HD21071 B7 V 2.6 2.5 2.4 4.0 2.3 2.2 2.1 3.5 2.0 1.9 1.8 8400 2.0 8500 8600 8700 8800 3.0 8400 3.5 HD23324 B8 V 8500 HD222173 B8 V 1.9 1.8 3.0 1.7 1.6 2.5 1.5 1.4 1.3 8400 8500 8600 8700 8800 2.0 8400 8500 Longueur d’onde (Å) Figure V.7 – noir). (Suite) Comparaison entre les spectres calculés (trait interrompu rouge) et observés (trait continu V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 4.0 4.0 HD 23850 B8 III 3.5 3.5 3.0 3.0 2.5 2.5 2.0 8400 8500 8600 8700 8800 55 HD176437 B9 III 2.0 8400 8500 8600 8700 8800 Longueur d’onde (Å) Figure V.7 – (Suite) Comparaison entre les spectres calculés (trait interrompu rouge) et observés (trait continu noir). Table V.3 – HD 36512 28446 24131 37018 3901 208947 218440 30836 35468 20365 34503 164353 36371 90994 21071 23324 222173 23850 176437 Détermination de la température effective et de la gravité superficielle Tef f (K) Ce travail Publiées 30000 28600 26780 26000 16500 19200 19240 20600 21500 15400 13240 14500 13200 14840 15900 13000 11900 12100 9900 BCD Ce travail 31500 (3) 33429 27500 (5) 26802 4.20 3.84 3.94 4.30 3.53 4.00 4.00 3.31 3.40 4.08 3.44 2.50 2.20 3.92 3.98 3.80 3.25 3.33 2.87 17760 (4) 20558 (4) 19604 (4) 20360 (1) 21040 (1) 16600 (6) 13510 (1) 14000 (7) 13500 (8) 14540 (1) 15850 (4) 13120 (4) 11850 (1) 11458 (2) 9820 (4) 20284 21801 16499 14678 12500 11493 11750 10000 Log(g) (c.g.s.) Publiées BCD 4.13 (3) 4.10 4.14 (5) 4.01 3.23 3.41 4.00 3.32 2.50 2.15 4.16 3.06 3.50 4.02 (1) (1) (6) (1) (7) (8) (1) 3.38 (1) 3.8 (2) 4.22 4.05 3.54 3.25 éq. V.2 3.84 3.43 4.02 4.51 3.27 3.88 4.04 3.57 3.62 3.90 3.40 2.13 2.18 4.03 4.02 3.97 3.15 3.13 2.86 (1) Castelli (1991) ; (2) Glushneva (1990) ; (3) Kilian (1992) ; (4) Morossi & Malagnini (1985) ; (5) Nissen (1974) ; (6) Wolff & Heasley (1985) ; (7) Boesgaard & Heacox (1978) ; (8) Lamers (1981) V.6 Détermination des paramètres fondamentaux 56 35000 Gray & Corbally (1994) V III I Température effective (K) 30000 25000 20000 HD 90994 HD 3901 HD 21071 15000 HD 23324 10000 5000 B0 B2 B4 B6 B8 Type spectral Figure V.8 – Température effective en fonction du type spectral. Nos résultats sont comparés à la calibration effectuée par Gray et Corbally (1994). Lorsque la discontinuité de Balmer a été observée dans le système BCD, nous avons également adjoint les résultats obtenus en appliquant la calibration mise au point par Zorec (Zorec, 1986). Sur la Figure V.7, nous comparons systématiquement les spectres observés et ceux calculés à l’aide des paramètres fondamentaux que nous avons déterminés. Il existe toujours un bon accord entre les spectres observés et calculés, autant en ce qui concerne la forme du pseudo-continuum que le profil des raies d’hydrogène. On peut formuler la même remarque pour les raies de l’oxygène et de l’azote, ce qui indiquerait que les effets NETL affectant ces profils peuvent être négligés en première approximation. Il est à noter cependant que dans les étoiles les plus chaudes, HD36512 et HD28446, la raie λ8447 O i observée est systématiquement plus intense que la raie calculée. Une grande partie des désaccords proviennent de la présence de nombreuses raies d’hélium neutre. Nos valeurs de la température effective indiquent la même dépendance vis-à-vis du type spectral (Figure V.6) que celle obtenue par Gray et Corbally (1994) pour des étoiles de la séquence principale. Il est intéressant de noter que les étoiles pour lesquelles Jaschek et Andrillat (1998) annoncent un comportement particulier eu égard à leur type spectral apparaissent en dehors de la courbe de calibration. V.7 Effets NETL V.7 57 Effets NETL Figure V.9 – Comparaison des spectres observé (croix) et calculé pour l’étoile HD149757 dans l’approximation ETL (trait continu) et NETL (traits interrompus). On sait que les écarts à l’équilibre thermodynamique local influencent la discontinuité de Paschen et le profil des raies d’hydrogène (Auer & Mihalas, 1973a, 1973b). Afin de quantifier ces effets, nous Figure 7 HD149757 de type spectral O9.5 V dont avons étudié, dans l’infrarouge proche, le spectre de l’étoile la température effective est de 32500 K et le logarithme de la gravité superficielle égal à 3.5 (Herrero et al., 1992). Pour cet objet, nous avons calculé un modèle d’atmosphère NETL à l’aide du programme tlusty (Voir section III.6.2) écrit par Hubeny (1988). Nous avons tenu compte de la présence, dans l’atmosphère, d’hydrogène, d’hélium, de carbone, d’azote et d’oxygène. Dans la Figure V.9, nous comparons les calculs NETL aux observations ainsi qu’aux calculs ETL effectués dans deux domaines de longueurs d’onde différents: 8400-8800 Å et 9900-10200 Å. L’influence des écarts à l’ETL est principalement décelable au centre des raies spectrales, qui se forme plus haut dans l’atmosphère. Ces effets NETL ont également tendance à augmenter la discontinuité de Paschen et, ainsi, de diminuer la température effective des modèles d’atmosphère ETL présentant les mêmes caractéristiques. Dans le cas de l’étoile HD149757, cette diminution est de l’ordre de 1500 K. De manière générale, leur ampleur ne dépasse pas un pourcent si l’on prend en considération le flux au centre de la raie P7. Nous pouvons donc négliger les effets NETL lors de l’étude des raies élevées de la série de Paschen dans les étoiles de type spectral B. V.8 Précision de la méthode Estimer la précision de la méthode que nous utilisons lors de la détermination des paramètres fondamentaux n’est pas une chose aisée. Cette précision dépend principalement: 1. du choix de la longueur d’onde de normalisation 3; 2. du rapport signal sur bruit (S/B) des spectres observés; 3. de la sensibilité du profil des raies d’hydrogène relativement à toute variation de la température effective et de la gravité superficielle; 4. de la sensibilité de la forme du pseudo-continuum à toute variation des paramètres fondamentaux. Pour limiter l’influence du choix de la longueur d’onde de normalisation, nous l’avons laissée varier à intervalle régulier et finalement sélectionnée en minimisant l’erreur standard. La sensibilité des spectres aux paramètres fondamentaux va, bien entendu, dominer l’estimation de la précision de 3. La longueur d’onde de normalisation correspond à un point particulier des spectres calculé et observé où l’on admet que les flux sont égaux. V.9 Conclusions 58 notre méthode. Sur la Figure V.10, nous avons représenté, pour les étoiles HD23850 et HD24131, le coefficient cf en fonction de la température effective et de la gravité superficielle. On peut noter que pour les étoiles les plus froides nos critères de sélection sont davantage sensibles à la température effective qu’ils ne le sont pour les étoiles plus chaudes. En fait, la discontinuité de Paschen est plus prononcée dans le premier cas et les températures effectives que nous déterminons sont plus précises pour les étoiles B tardives. 1.4e-3 1.4e-3 HD23850 Teff = 12100 K HD23850 Log(g) = 3.33 1.0e-3 cf 1.0e-3 6.0e-4 6.0e-4 ∆N ∆N 2.0e-4 11000 12000 13000 14000 15000 2.8 3.0 3.2 3.4 3.6 Température effective (K) Log(g) HD24131 Log(g) = 3.94 HD24131 Teff = 23780 K 4.6e-4 2.0e-4 4.0 3.8 5.2e-4 4.8e-4 4.2e-4 4.4e-4 cf 4.4e-4 ∆N ∆N 4.0e-4 4.0e-4 21000 22000 23000 24000 Température effective (K) 25000 3.2 3.4 3.6 3.8 4.0 4.2 4.4 Log(g) Figure V.10 – L’erreur standard déduite de la comparaison des spectres observés et calculés est dessinée en fonction de la température effective et de la gravité superficielle. La zone hachurée, de largeur ∆ N , représente l’incertitude liée au rapport signal sur bruit des observations. Si l’on admet qu’il ne varie pas avec la longueur d’onde, le rapport signal sur bruit va principalement affecter nos déterminations de paramètres fondamentaux par le biais de la longueur d’onde de normalisation. Nous avons calculé le rapport S/B de nos spectres. La procédure de minimisation a ensuite été effectuée pour différentes valeurs de la longueur d’onde de normalisation. En examinant l’effet du rapport signal sur bruit sur cf , nous pouvons estimer une zone d’incertitude sur ce coefficient de largeur moyenne ∆N (Figure V.10). On peut en conclure que l’erreur relative possible sur la température effective est de l’ordre de 5% pour les étoiles B1 et de 4% pour les étoiles B8. Dans la majorité des cas, l’incertitude sur la gravité superficielle est comprise entre 3 et 4%. Nous nous attendons à ce que les déterminations de la gravité superficielle déduites par le biais de l’équation V.2 soient moins précises que celles dérivées de la comparaison directe des profils. Si l’on compare les deux procédures, il n’existe aucune dépendance apparente vis à vis de la vitesse de rotation. Les écarts observés sont principalement dus à l’omission des raies d’hélium neutre dans nos calculs. V.9 Conclusions Nous avons développé une méthode de détermination des paramètres fondamentaux basée sur une comparaison systématique des spectres observés et calculés. Son principal avantage est d’associer la précision d’une procédure basée sur l’étude du profil des raies d’hydrogène à la possibilité de déterminer simultanément la température effective et la gravité superficielle. L’incertitude estimée est du même ordre de grandeur que celle généralement admise dans d’autres méthodes. Notre méthode est toutefois plus fiable, dans la mesure où elle considère l’ensemble du spectre au voisinage de la discontinuité de Paschen. Les effets NETL sur les raies élevées de la série de Paschen peuvent, en V.9 Conclusions 59 première approximation, être négligés lors de l’étude des étoiles B précoces, géantes ou de la séquence principale. Toutefois, l’inclusion de ces effets et des raies de l’hélium neutre ainsi que l’utilisation d’une théorie appropriée pour l’élargissement Stark amélioreraient la sensibilité de la procédure aux températures effectives plus élevées. De plus, elles permettraient son extension à l’étude des étoiles de type spectral O tardif. V.9 Conclusions c 60 CHAPITRE VI Les étoiles B à raies d’émission VI.1 Introduction Collins définit (1986) les étoiles B à raies d’émission (Be) de la manière suivante: Une étoile Be est une étoile géante ou de la séquence principale dont le spectre présente, ou a présenté à un instant donné, une ou plusieurs raies de Balmer en émission. En nombre, les étoiles Be représentent 17% des étoiles de type spectral B ou, plus particulièrement, 64% des étoiles B1 connues (Zorec & Briot, 1997). Il s’agit généralement d’étoiles en rotation rapide, ce qui affecte leurs indices de couleur, leur type spectral et leur magnitude absolue (Collins et al., 1991). Les raies en émission se forment le plus souvent dans une enveloppe, autour de l’étoile. Etant donné leur diamètre angulaire, il est très difficile d’observer directement la forme de cette enveloppe. Plusieurs observations ont, toutefois, été effectuées par interférométrie (Mourard et al., 1989; Quirrenbach, 1994; Vakili et al., 1994) et ont montré qu’elles étaient de forme aplatie, comme un disque. Plusieurs études indiquent également que la lumière provenant des étoiles Be est polarisée linéairement et donc que l’enveloppe est axisymétrique plutôt que sphérique (Juza et al., 1994; Bjorkman, 1994). Avant le lancement du satellite Hipparcos (Voir section I.3), très peu de parallaxes trigonométriques fiables étaient connues pour les étoiles de type spectral B. Les magnitudes absolues des étoiles Be étaient alors, le plus souvent, déterminées par des méthodes indirectes et leur position dans le diagramme de Hertzsprung-Russel était un sujet très débattu. Certains travaux indiquaient qu’elles se situaient toutes sur la séquence principale, d’autres montraient qu’elles étaient situées au-dessus de celle-ci. Une étude récente effectuée sur un échantillon numériquement important d’étoiles Be observées à l’aide du satellite Hipparcos a montré, qu’en moyenne, les étoiles Be tardives sont localisées au-dessus des objets de même type spectral (Briot et al., 1997). Les paramètres fondamentaux des étoiles Be sont également très difficiles à déterminer. En effet, l’enveloppe réémet de la lumière non seulement, localement, dans certaines raies spectrales mais également dans le continuum de Balmer et de Paschen. Il est donc malaisé de séparer les composantes spectrales dues à la photosphère, de l’enveloppe ou à l’absorption interstellaire. Nous avons vu, dans le paragraphe précédent, que le profil des raies élevées de la série de Paschen permettait de déterminer les paramètres fondamentaux des étoiles de type spectral B. La situation est plus complexe pour les étoiles Be où, pour les types spectraux compris entre B0 et B2, les raies de Paschen sont, dans 78 % des cas, déformées par de l’émission (Andrillat, 1985) provenant du triplet Ca ii et de l’hydrogène. Ce pourcentage se réduit à 25 % pour les types B4 et B5 et devient nul pour les types B6, B7, B8 et B9. Dans le présent chapitre, nous étudions plusieurs étoiles Be pour lesquelles Andrillat (1985) et Andrillat et al. (1988) ont trouvé les raies de Paschen en absorption. Nous examinons dans quels cas la méthode décrite dans le Chapitre V peut être appliquée et permettre la détermination de la température effective de l’étoile et de sa gravité superficielle. VI.2 Echantillon d’étoiles Nous avons sélectionné dans la liste d’étoiles Be publiée par Andrillat (1985) et Andrillat et al. (1988) les objets qui présentent leurs raies de Paschen en absorption et pour lesquelles des mesures directes de la discontinuité de Balmer ont été effectuées dans le système BCD. Ces étoiles sont notées dans la Table VI.1 où nous indiquons la magnitude V telle qu’elle apparaît dans les catalogues Hipparcos et Tycho (colonne 3), leur type spectral (colonne 4), les parallaxes trigonométriques mesurées par VI.2 Echantillon d’étoiles 62 Table VI.1 – Echantillon d’étoiles Be. Nous avons repris le type spectral des étoiles brillantes d’un article de Zorec & Briot (1991), tandis que pour les étoiles de magnitude V supérieure à 7 il provient de la base de données SIMBAD. HD BD/HR 20336 22192 23480 25940 30076 37202 45542 58715 138749 142926 142983 209409 217891 HR985 HR1087 HR1156 HR1273 HR1508 HR1910 HR2343 HR2845 HR5778 HR5938 HR5941 HR8402 HR8773 21650 33604 40978 89884 175863 189689 BD+41 696 BD+40 1213 BD+46 1091 BD-17 3133 BD+59 1929 BD+32 3662 V Type spectral π (10−3 s d’arc) Etoiles brillantes (V <7) 4.74 B2 V 4.32 B4 III-IV 4.14 B6 IV 3.96 B4 IV 5.78 B1.5 V 2.97 B2 III 4.13 B5-6 IV 2.89 B8.5 IV 4.14 B5 V 5.73 B8 V 4.95 B3-4 IV 4.74 B6 IV 4.48 B5-6 IV-V Etoiles faibles (V >7) 7.32 B5 7.38 B2 V 7.30 B3 V 7.12 B5 III 7.05 B4 V 7.29 B9 σπ (10−3 s d’arc) 4.07 4.66 9.08 5.89 2.43 7.82 6.49 19.16 10.49 6.77 6.36 8.56 6.62 0.62 0.73 1.04 0.72 0.82 1.02 1.06 0.85 0.66 0.53 0.79 0.81 0.81 3.18 0.28 1.00 2.64 1.31 1.76 0.85 0.92 0.90 0.73 0.48 0.66 Hipparcos (colonne 5) ainsi que leurs incertitudes relatives (colonne 6). Nous avons également ajouté six étoiles Be peu brillantes 1 et, jusqu’à présent, très peu étudiées: HD21650: Cette étoile fut classée B7 par Mendoza (1958) et B7 III-IV par Beer (1964). En étudiant la raie Hγ celui-ci estime la distance de l’objet à 390 parsecs. Copeland & Heard (1963) relevèrent également des variations d’intensité pour certaines raies. Si l’on excepte une raie Hα très intense, aucune autre émission n’a été observée par Houziaux & Andrillat (1982). HD33604: Morgan et al. (1955) et Hiltner (1956) ont déduit pour cette étoile un type spectral B2 V. Mendoza (1958) estima qu’elle était distante de 1100 parsecs, tandis que Dixon (1967) et Danziger et al. (1967) ont obtenu, respectivement, 933 et 479 parsecs. Houziaux & Andrillat (1982) observèrent les raies de Paschen et les raies de Ca ii en émission. HD40978: Pour cette étoile, Mendoza (1958) déduisit le type spectral B2.5. Merrill et Burwell (1949) n’ont relevé aucune émission dans la raie Hα tandis que Houziaux & Andrillat (1982) mentionnent une raie Hα intense. Beeckmans & Hubert-Delplace (1980) notent une variation des raies en émission. HD89884: Mendoza (1958) et Briot (1986) ont déduit, respectivement, un type spectral B5 et B6 V. Briot (1986) nota la présence de fines raies d’absorption centrées sur plusieurs raies photosphériques tandis que Andrillat et al. (1988) ne remarquent aucune variation spectrale. Hα est une raie intense en émission tandis qu’une fine composante en absorption est centrée sur Hβ. Aucune émission n’est décelée dans les raies élevées de la série de Paschen (Houziaux & Andrillat, 1982). HD175863: Copeland & Heard (1963) notent que les raies d’hydrogène et d’hélium neutre apparaissent en absorption. L’étoile a été classée B5 par Mendoza (1958) et B8 iii par Herman et al. (1959) qui mentionnent également une enveloppe variable. Schmidt-Kaler (1967) détermina un type spectral B2.5 IV. L’étoile alterne entre des phases où apparaissent, puis disparaissent, les émissions. Une fine composante en absorption due à l’enveloppe se superpose aux raies d’hydrogène d’origine photosphérique. Houziaux & Andrillat (1982) ne notent aucune émission dans les raies de Paschen. HD189689: Gunn & Stryker (1983) ont classé cette étoile B9 V. Les spectres d’Houziaux & Andrillat (1982) indiquent une raie Hα en émission très intense tandis que les raies élevées de la série 1. Dont la magnitude apparente V est supérieure à 7. VI.3 Observations 63 de Paschen apparaissent en absorption. VI.3 Observations Nous avons utilisé les données du satellite TD1 obtenues entre 1972 et 1974 dans le cadre de la mission S2/68. Tous les flux observés avec une résolution de 35 Å ont été regroupés et moyennés sur des bandes de 100 Å centrées sur douze longueurs d’onde comprises entre 1350 et 2500 Å. Pour les six étoiles les moins brillantes de notre échantillon, nous donnons ces flux, Fλ , dans la Table VI.2 où nous les avons convertis en magnitudes monochromatiques, mλ (Hayes & Latham, 1975): (VI.1) mλ = −2.5 log(Fλ ) − 21.17. Table VI.2 – Magnitudes monochromatiques observées par le satellite TD1 λ HD21650 HD33604 HD40978 HD89884 HD175863 HD189689 1400 1500 1600 1700 1800 1900 2000 2100 2200 2300 2400 2500 5.70 5.74 5.86 5.84 6.02 6.24 6.51 6.66 6.84 6.66 6.59 6.46 5.34 5.26 5.13 5.09 5.60 5.90 5.90 6.45 6.41 6.28 6.17 6.31 4.53 4.66 4.77 4.83 4.97 5.18 5.32 5.58 5.59 5.58 5.53 5.67 4.89 5.00 5.14 5.14 5.21 5.52 5.44 5.42 5.64 5.66 5.77 5.73 4.71 4.74 4.87 4.90 4.98 5.16 5.22 5.36 5.38 5.46 9.57 5.69 5.80 5.83 6.07 6.27 6.07 6.18 6.27 6.55 6.49 6.68 6.55 6.48 Si l’on excepte HD33604, HD40978 et HD189689, toutes les étoiles de notre échantillon ont été observées à l’OHP par Andrillat et al. (1988) dans le proche infrarouge, entre 8400 et 8800 Å, avec une résolution de 10 et de 20 Å. Les valeurs des paramètres λ1 et D (Voir section I.6) qui décrivent la discontinuité de Balmer des étoiles brillantes dans le système BCD sont issues d’une compilation effectuée par Zorec & Briot (1991). La plupart proviennent de mesures directes menées par Chalonge & Divan (1952; 1973), Underhill et al. (1979) et Zorec (1986). Les paramètres BCD des six objets de magnitude supérieure à 7 ont été déterminés par Berger & Fringant (1986). Table VI.3 – a Types spectraux et magnitudes visuelles absolues des étoiles peu brillantes. HD D λ1 Type spectral E(B-V) 21650 33604 40978 89884 175863 189689 0.268 0.147 0.158 0.250 0.250 0.365 55 54 48 - B5 V B2 V B2 III B5 IV B5 III B8 III 0.19 0.26 0.11 0.03 0.04 0.03 MV a -0.76 -3.04 -0.86 -2.49 -1.58 MV b -0.98 -2.44 -1.55 - Magnitudes absolues obtenues grâce aux parallaxes trigonométriques absolues obtenues par la calibration BCD b Magnitudes Nous avons déterminé la distance qui nous sépare de ces étoiles grâce aux parallaxes trigonométriques (Table VI.1, colonne 5) mesurées par le satellite Hipparcos. Dans deux cas (HD33604 et VI.4 L’absorption d’origine interstellaire 64 HD40978), l’incertitude (Table VI.1, colonne 6) des mesures est supérieure à 40%. Ces erreurs ont tendance à devenir plus élevées pour les étoiles des premiers types B (Briot et al., 1997). VI.4 L’absorption d’origine interstellaire Il est important de déterminer l’influence de l’absorption interstellaire sur les spectres. L’effet le plus significatif est un rougissement de l’étoile que l’on estime le plus souvent grâce à l’excès de couleur E(B-V). L’indice E(B-V) des étoiles brillantes de notre échantillon a été déterminé par Zorec & Briot (1991) tandis que deux méthodes différentes ont été utilisées pour évaluer sa valeur dans les six objets de magnitude V supérieure à 7. Dans une première approche, nous avons étudié la bande d’absorption interstellaire centrée sur 2200 Å en adoptant une procédure décrite par Beeckmans & Hubert-Delplace (1980) et où nous avons tenu compte d’une correction introduite par Zorec & Briot (1985). Cette méthode relie la profondeur, ∆m2200 , de la bande d’absorption à l’indice E(B-V). Table VI.4 – Etoiles standards utilisées lors de la détermination de l’indice E(B-V). HD Type Spectral E(B-V) Réf. 28446 184915 147165 30836 184502 183144 34503 182255 144661 186568 176437 36512 144470 208947 20365 83754 21071 23324 100889 B0 III B0.5 III B1 III B2 III B3 III B4 III B5 III B6 III B7 III B8 III B9 III B0 V B1 V B2 V B3 V B5 V B7 V B8 V B9.5 V 0.46 0.28 0.39 0.07 0.19 0.12 0.05 0.02 0.06 0.00 0.03 0.04 0.22 0.19 0.14 0.01 0.06 0.03 0.00 1 1 1 1 1 1 1 1 1 2 2 1 1 1 1 1 1 2 2 Références : 1. Savage et al. (1985); 2. Jamar et al. (1976). Dans la seconde méthode, les paramètres BCD 2 nous ont permis d’attribuer un type spectral aux étoiles de faible magnitude (Table VI.3, colonne 4). Nous avons ensuite sélectionné dans la liste établie par Garcia (1989) plusieurs étoiles standards (Table VI.4) de même type spectral pour lesquelles nous avons corrigé les flux TD1 de l’absorption interstellaire. Dans ce cas, les indices E(B-V) ont été extraits de Savage et al. (1985) et de Jamar et al. (1976) tandis que nous avons adopté la courbe moyenne d’extinction proposée par Mathis (1990). La même opération fut répétée pour les étoiles de notre échantillon et pour des valeurs de E(B-V) variant de 0 à 1 par pas de 0.01. En comparant ces flux à ceux obtenus pour les étoiles standards, nous avons obtenu les indices E(B-V) recherchés. Les deux méthodes fournissent des résultats cohérents. Nous avons donc estimé l’indice E(B-V) final en moyennant ces deux valeurs (Table VI.3). 2. Lorsque le paramètre λ1 est inconnu, il a été remplacé dans la procédure par la magnitude visuelle absolue calculée à l’aide des parallaxes trigonométriques et des indices E(B-V) déterminés par la première méthode. VI.5 Magnitude visuelle absolue VI.5 65 Magnitude visuelle absolue La magnitude visuelle absolue, MV , des étoiles observées par le satellite Hipparcos peut être déterminée directement à l’aide de la parallaxe trigonométrique (Table VI.3, colonne 5): (VI.2) MV = V − 3.2E(B − V ) + 5(1 + log π). Toutefois, les étoiles Be sont entourées d’une enveloppe qui peut affecter leur magnitude V. Une façon de contourner ce problème consiste à exprimer la magnitude visuelle absolue en fonction des paramètres BCD qui ne sont pas influencés par la présence de cette enveloppe. A cet effet, nous avons sélectionné plusieurs étoiles standards, de type spectral B, dont les paramètres BCD ont été compilés par Zorec & Briot (1991) et qui ont été observées par le satellite Hipparcos. Dans cet échantillon, nous n’avons retenu que les étoiles dont l’erreur relative commise sur les parallaxes est inférieure à 30 % (Table VI.5). Pour chacune d’elles, nous avons déterminé la magnitude visuelle absolue et avons indiqué sa valeur en fonction de λ1 et D (Figure VI.1). Table VI.5 – Echantillon d’étoiles standards. HD Type spectral V π (10−3 s d’arc) Erreur relative (%) 886 3360 4142 4727 11241 11415 13866 14055 16582 16908 17081 17573 19356 20365 20809 21071 21091 21181 21278 21362 21375 21428 21447 21481 21551 21672 21699 21931 22136 22401 22928 23288 B2 IV B2 IV B5 V B5 V + F8 V B1.5 V B3 III B2 Ib A1 V B2 IV B3 V B7 V B8 V B8 V B3 V B5 V B7 V B9.5 V B8-9 V B5 V B6 V A1 V B3 V A1 V A0 V B8 V B8 V B8 III B9 V B8 V A0 V B5 III B7 IV 2.83 3.69 5.66 4.53 5.53 3.35 7.51 4.03 4.08 4.65 4.24 3.61 2.09 5.16 5.32 6.09 7.5 6.85 4.99 5.58 7.47 4.67 5.09 7.67 5.82 6.62 5.47 7.35 6.89 7.45 3.01 5.45 9.79 5.46 4.29 4.8 3.17 7.38 2.92 27.73 5.04 8.82 7.4 20.45 35.14 6.18 5.22 5.41 6.01 5.55 5.72 5.89 5.86 5.84 17.07 5.3 3.75 4.9 5.57 3.59 4.56 4.45 6.18 9.75 8 11 16 16 21 8 28 3 16 20 11 4 3 11 14 15 15 15 11 12 15 15 4 18 21 17 13 24 17 0 14 11 VI.5 Magnitude visuelle absolue 66 Table VI.5 (suite) HD Type spectral V π (10−3 s d’arc) Erreur relative (%) 23324 23338 23408 23432 23441 23568 23642 23850 23873 23923 24131 24640 24760 25539 27396 30211 30739 31647 32630 35468 35497 36822 41753 44743 45563 47105 48977 53244 71155 77327 83754 87901 116658 120315 123299 147394 155763 160762 166182 172167 176437 177724 177756 182255 186882 191692 192425 195556 195810 196867 199081 205021 206672 B8 V B6 IV B8 III B8 V A0 V B9.5 V A0 V B8 III B9.5 V B8 V B1 V B1.5 V B0.5 V + A2 V B3 V B4 IV B5 IV A1 V A1 V B3 V B2 III B7 III B0 III B3 V B1 II-III B9 V A0 IV B2.5 V B8 II A9 V A1 V B5 V B7 V B1 III-IV + B2 V B3 V A0 III B5 IV B6 III B3 IV B2 IV A0 V B9 III A0 V B9 V B6 III B9.5 IV + F1 V B9.5 III A2 V B2.5 IV B6 III B9 IV B5 V B1 IV B3 IV 5.66 4.3 3.87 5.76 6.43 6.83 6.83 3.62 6.62 6.17 5.78 5.49 2.9 6.87 4.8 4.01 4.35 4.93 3.18 1.64 1.65 4.39 4.42 1.98 6.48 1.93 5.92 4.11 3.91 3.57 5.07 1.36 0.98 1.85 3.67 3.91 3.17 3.82 4.37 0.03 3.25 2.99 3.43 5.22 2.86 3.24 4.94 4.94 4.03 3.77 4.8 3.23 4.69 8.87 8.75 9.06 8.43 9.21 6.66 9.05 8.57 8.02 8.58 3.15 3.36 6.06 4.19 7.03 6.13 16.84 20.5 14.87 13.42 24.89 3.31 6.1 6.53 6.67 31.12 2.92 8.4 26.09 7.71 6.33 26.49 12.44 32.39 10.56 10.37 9.6 6.58 2.14 128.93 5.14 39.18 26.05 8.1 19.07 11.36 21.24 3.75 9.09 13.55 6.51 5.48 1.94 10 12 12 11 10 15 11 12 11 11 27 23 14 23 11 17 8 5 5 7 4 23 14 10 13 7 28 8 3 11 14 3 7 2 5 5 5 9 29 0 10 2 3 8 2 8 4 13 9 9 9 9 27 VI.5 Magnitude visuelle absolue 67 Table VI.5 (suite) HD Type spectral V π (10−3 s d’arc) Erreur relative (%) 207330 212061 212120 213558 213976 213998 214263 214432 214680 214923 214993 214994 216684 218376 222173 B3 III A0 V B6 V A1 V B1.5 V B9 IV-V B2 V B3 V O9 V B8 V B2 III A1 IV B8 V B0.5 IV B8 V 4.23 3.86 4.55 3.76 7.02 4.04 6.84 7.59 4.89 3.41 5.25 4.8 7.77 4.84 4.29 2.82 20.67 6.4 31.86 3.45 17.77 2.92 3.07 3.08 15.64 2.34 10.7 3.18 2.95 6.49 18 8 8 2 26 5 25 26 20 5 26 6 27 18 10 30 -6 -5 -4 -3 40 λ1 -2 -1 50 0 60 70 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 D Figure VI.1 – Calibration en magnitude absolue des paramètres λ1 et D. Les magnitudes absolues ont été calculées à partir des parallaxes trigonométriques mesurées par le satellite Hipparcos. VI.6 Détermination de la température effective et de la gravité superficielle 68 Nous avons appliqué cette calibration aux étoiles Be de notre échantillon (Table VI.3, colonne 6). Les résultats ont ensuite été notés en fonction des déterminations effectuées par Zorec & Briot (1991) (Figure VI.2a) puis en fonction des magnitudes visuelles absolues déduites directement de l’équation VI.2 (Figure VI.2b). Nos résultats sont généralement en bon accord avec ceux de Zorec & Briot (1991) qui ne disposaient pas des données Hipparcos. Un écart systématique est toutefois à noter et nous pouvons exprimer la magnitude visuelle absolue que nous obtenons de la façon suivante: MVce travail (VI.3) = −0.50416 + 0.79546 MV (Zorec & Briot, 1991). Si l’on compare les valeurs déduites de la calibration BCD aux magnitudes absolues déterminées directement à l’aide des parallaxes trigonométriques et des magnitudes V (Figure VI.2b), on remarque, dans la majorité des cas, que les valeurs se trouvent dans les barres d’erreurs admises sur les parallaxes et qu’il n’existe aucune corrélation entre celles-ci et la température effective, la gravité superficielle ou la vitesse de rotation V Sin(i). Etant donné que la parallaxe de HD33604 est très peu fiable, nous avons donc déterminé sa distance, d, à l’aide de la magnitude absolue issue de notre calibration. Relativement aux 3571 parsecs déduits de la parallaxe trigonométrique, les 635 parsecs que nous obtenons grâce à la calibration BCD sont en meilleur accord avec les estimations faites par Dixon (1967) et Danziger et al. (1967). b 0 0 Magnitudes absolues (Hipparcos) Calibration BCD (Zorec & Briot, 1991) a -1 -2 -3 -1 -2 -3 -4 -4 -4 -3 -2 -1 Calibration BCD (Hipparcos) 0 -4 -3 -2 -1 0 Calibration BCD (Hipparcos) Figure VI.2 – a. Comparaison des magnitudes absolues déterminées par Zorec & Briot (1991) aux valeurs issues de la calibration BCD effectuée à partir des parallaxes trigonométriques mesurées par le satellite Hipparcos. b. Comparaison entre les magnitudes absolues déduites directement des parallaxes trigonométriques et celles estimées à l’aide de la calibration BCD. VI.6 Détermination de la température effective et de la gravité superficielle Pour les étoiles Be brillantes de notre échantillon, la température effective et la gravité superficielle ont été déterminées par Zorec (1986). La méthode utilisée consistait à établir une calibration de ces paramètres fondamentaux dans le système BCD sur base d’un échantillon d’étoiles standards. Nous avons adopté une autre méthode pour l’évaluation de la gravité superficielle. Dans celle-ci, nous avons utilisé les flux obtenus à 1400, 1500 et 1600 Å par le satellite TD1, FλT D1 , et les flux calculés à l’aide des modèles d’atmosphère ETL de Kurucz (1979; 1994), Fλth , afin d’estimer le rayon moyen, R, de l’étoile: θ d R = 2 s FλT D1 1 où θ = 2 Fλth π VI.6 Détermination de la température effective et de la gravité superficielle 69 où π vaut 3.1415, d est la distance qui nous sépare de l’étoile et θ son diamètre angulaire. Dans un premier temps, nous avons supposé que le logarithme de la gravité superficielle du modèle d’atmosphère utilisé devait être 3.5 pour les géantes et 4.0 pour les naines. Ce choix n’affecte, toutefois, que très peu nos résultats finaux. Nous avons ensuite calculé la luminosité de chaque étoile, puis nous l’avons localisée dans le diagramme de Hertzsprung-Russell. La masse ainsi que la gravité superficielle de l’objet sont finalement déduites de leur position relativement aux trajets évolutifs théoriques (Schaller et al., 1992) calculés pour une composition chimique initiale solaire (Figure VI.3). Nos résultats sont repris dans la Table VI.6. De toutes les étoiles de notre échantillon, seule HD58715 se situe en dehors de la séquence principale. De manière générale, les gravités superficielles déduites des flux ultraviolets sont, dans un grand nombre de cas, en bon accord avec les valeurs données par la calibration BCD. Dans la Figure VI.4, nous avons reporté l’écart relatif des gravités superficielles: (gT D1 − gBCD ) ∆g = g gBCD (VI.4) en fonction de la température effective et de la vitesse de rotation apparente. Quoique la dispersion des valeurs soit grande, nous notons que cet écart relatif est moins important pour des températures effectives plus élevées. Dans la mesure où, suivant la région spectrale étudiée, le continu se forme dans des régions différentes de l’atmosphère, l’écart ∆g que nous observons pourrait, notamment, être induit par la rotation axiale de l’étoile. En effet, les étoiles Be tardives possèdent une vitesse de rotation beaucoup plus proche de la vitesse de rotation critique que les étoiles Be plus chaudes. Dans ce cas, notre résultat s’apparenterait à celui obtenu par Briot & Robichon (1998) qui observent, qu’en moyenne, la magnitude absolue des étoiles Be tardives est supérieure à celles des étoiles B. Toutefois, nous notons que l’écart relatif ne dépend pas de la vitesse de rotation apparente. 4.0 3.5 9 Log (L/LSoleil ) HD 58715 7 3.0 5 2.5 4 2.0 4.4 3 4.2 4.0 Log ( Teff ) Figure VI.3 – Position des étoiles Be dans le diagramme H-R. Les courbes continues représentent le trajet évolutif théorique (Schaller et al., 1992) à partir de la séquence principale. La masse initiale des étoiles, exprimée en fonction de la masse du Soleil, est indiquée en début de trajet. VI.6 Détermination de la température effective et de la gravité superficielle 70 V Sin(i) (km/s) 50 0.2 100 150 200 250 300 350 400 450 ∆g / g 0.1 0.0 -0.1 -0.2 0.3 -0.3 0.2 0.0 ∆g / g 0.1 -0.1 -0.2 10000 12000 14000 16000 18000 20000 22000 -0.3 24000 Température effective (K) Figure VI.4 – Ecart relatif de la gravité superficielle déduite des flux UV et de la calibration BCD représenté en fonction de la température effective et de la vitesse de rotation apparente V Sin(i). VI.7 Etude des raies de la série de Paschen Table VI.6 – VI.7 71 Température effective et gravité superficielle des étoiles Be de notre échantillon. HD BD/HR 20336 22192 23480 25940 30076 37202 45542 58715 138749 142926 142983 209409 217891 HR985 HR1087 HR1156 HR1273 HR1508 HR1910 HR2343 HR2845 HR5778 HR5938 HR5941 HR8402 HR8773 21650 33604 40978 89884 175863 189689 BD+41 696 BD+40 1213 BD+46 1091 BD-17 3133 BD+59 1929 BD+32 3662 MK Type Tef f (K) Etoiles brillantes B2 V 20460 B4 III-IV 15810 B6 IV 13240 B4 IV 16440 B1.5 V 22180 B2 III 18830 B5-6 IV 13960 B8.5 IV 11660 B5 V 14550 B8 V 11770 B3-4 IV 16330 B6 IV 13210 B5-6 IV-V 14020 Etoiles faibles B5 V 15200 B2 V 21600 B2 III 19500 B5 V 15500 B5 III 14250 B8 III 11450 Log(g) TD1 Log(g) BCD Masse (M ) 3.64 3.52 3.84 3.89 4.16 3.72 3.70 3.08 3.97 3.61 4.13 3.87 3.78 4.10 3.58 3.71 3.85 4.10 3.15 3.80 3.98 4.04 4.08 3.80 3.91 4.00 9.1 6.3 4.3 4.8 8.5 7.6 4.8 5.1 4.6 4.1 5.0 4.1 4.7 4.12 3.94 3.64 4.19 3.42 3.52 4.11 3.91 3.85 - 4.6 8.5 8.2 4.5 5.8 4.1 Etude des raies de la série de Paschen Dans l’échantillon d’étoiles Be étudiées par Andrillat (1985), les raies de Paschen sont observées en émission dans 78 % des cas pour les types spectraux B0, B1 et B2. Au-delà de B5, ce pourcentage devient nul. En tenant compte de la résolution des observations, nous avons représenté les largeurs équivalentes observées et calculées de la raie P14 en fonction de la température effective (Figure VI.5). Si l’émission était inexistante, les étoiles Be, qui sont des géantes ou des naines, devraient toutes se situer au voisinage des courbes calculées pour Log(g)=3 et Log(g)=4. On note, cependant, un décrochage entre les observations et les calculs lorsque la température effective devient supérieure à 14000 K (type spectral B5-B6). A ces températures, l’émission déforme les raies élevées de la série de Paschen ce qui entraîne, notamment, la sous-évaluation de la pseudo-largeur équivalente de la raie P14. Nous avons comparé de manière systématique les spectres observés pour les étoiles de notre échantillon aux spectres calculés à l’aide des paramètres fondamentaux rassemblés dans la Table VI.6. De manière générale, nous avons noté que l’accord obtenu entre les calculs et les observations s’améliore lorsque la température effective décroît et devient inférieure à 15000 K. En divisant les spectres observés par les spectres calculés, on mesure plus aisément l’ampleur de l’émission qui déforme le profil des raies de Paschen. Pour l’étoile HD25940 (Figure VI.6a), on note clairement la présence d’émission provenant de l’oxygène neutre, du calcium une fois ionisé et de l’hydrogène. Dans la Figure VI.6b, nous avons représenté la largeur équivalente de la composante en émission de la raie P14 en fonction de la largeur équivalente de la raie Hα. Nous avons adapté la méthode décrite dans le Chapitre V afin de déterminer la température effective et la gravité superficielle des étoiles Be de notre échantillon dont le type spectral est compris entre B5 et B9. A celles-ci, nous avons ajouté six objets observés par Andrillat (1985) avec une résolution de 10 Å. Nos résultats sont indiqués dans la Table VI.7: le numéro HD des étoiles sont donnés dans la colonne 1 et le type spectral se trouve dans la colonne 2, tandis que la vitesse de rotation apparente, la température effective et la gravité superficielle sont inscrites, respectivement, dans les colonnes 3, 4 et 5. Nous avons limité la région étudiée au domaine spectral compris entre 8487 et 8800 Å. En effet, pour des longueurs d’onde inférieures à 8487 Å, le profil des raies de Paschen est contaminé par la présence de la raie λ8447 O i qui apparaît en émission. De plus, comme nous n’avions VI.7 Etude des raies de la série de Paschen 72 5 Résolution : 10 Å Log(g) = 3.0 4 5 Log(g) = 3.0 4 WP14 (Å) Log(g) = 3.5 Log(g) = 3.4 3 3 Log(g) = 4.0 Log(g) = 4.0 2 2 1 WP14 (Å) Résolution : 20 Å 1 0 0 10000 17000 24000 13000 20000 27000 Température effective (K) 0.035 b 0.030 0.020 1.15 0.015 1.10 Wλ P14 (A) 0.025 P12 Ca II (8662) + P13 1.20 P14 1.25 Ca II (8542) + P15 a O I (8447) P17 1.30 Ca II (8498) + P16 Figure VI.5 – Pseudo-largeur équivalente observée (points) et calculée (trait continu) de la raie P14 en fonction de la gravité superficielle. 0.010 1.05 0.005 1.00 8400 8500 8600 8700 Longueur d'onde (Å) Figure VI.6 – 0 10 20 30 40 0.000 50 α (Å) Wλ Hα a. Identification des raies en émission qui déforment les raies élevées de la série de Paschen. b. Variation de la largeur équivalente de la composante en émission de la raie P14 en fonction de la largeur équivalente de la raie Hα. VI.7 Etude des raies de la série de Paschen Table VI.7 – 73 Détermination des paramètres fondamentaux. HD Type spectral V Sin(i) (km/s) Tef f (K) Log(g) (c.g.s.) 21650 23480 45542 89884 138749 142926 175863 183914 192044 193911 198183 205551 209409 210129 B5 V B6 IV B5-6 IV B5 V B5 V B8 V B5 III B8 V B7 V B8 III B5 V B9 III B6 IV B7 V 230 280 170 250 320 300 160 250 280 200 120 120 300 150 13500 14300 14600 16300 14000 12000 15400 12800 14000 14600 14200 10900 13000 13900 3.78 3.75 4.00 4.10 3.62 3.80 3.45 3.75 4.08 3.60 3.90 3.25 3.90 3.96 aucune information concernant la variation de l’efficacité du détecteur utilisé par Andrillat avec la longueur d’onde, nous avons normalisé les spectres observé et calculé avant de lancer la procédure de minimisation de l’écart quadratique moyen. Lorsque l’on reporte le type spectral en fonction de la valeur que nous avons obtenue pour la température effective des étoiles étudiée (Table VI.7), on note qu’il existe un bon accord avec la courbe de calibration déduite dans le Chapitre V. HD193911 est, toutefois, une exception car la température effective que nous déduisons correspond à une étoile de type spectral B5 plutôt qu’au type spectral B8. VI.7 Etude des raies de la série de Paschen 1.05 74 1.05 HD21650 B5 V 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 0.85 0.80 8500 1.05 8600 8700 8800 0.80 8500 1.05 HD45542 B5-6 IV HD23480 B6 IV 8600 8700 8800 8700 8800 8700 8800 HD89884 B5 V 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 8500 1.05 8600 8700 8500 8800 1.05 HD138749 B5 V 8600 HD142926 B8 V 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 0.85 0.80 0.75 0.80 8500 1.05 8600 8700 8500 8800 1.05 HD175863 B5 III 8600 HD183914 B8 V 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.85 0.90 0.80 0.85 0.75 8500 8600 8700 8800 8500 8600 8700 8800 Longueur d’onde (Å) Figure VI.7 – Comparaison entre les spectres calculés (trait interrompu rouge) et observés (trait continu noir). VI.7 Etude des raies de la série de Paschen 1.05 75 1.05 HD192044 B7 V 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 0.85 0.80 8500 1.05 8600 8700 8800 0.80 8500 1.10 HD198183 B5 V HD193911 B8 III 8600 8700 8800 8700 8800 8700 8800 HD205551 B9 III 1.05 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 0.85 0.80 0.80 0.75 0.75 0.70 8500 1.05 8600 8700 8800 8500 1.05 HD209409 B6 IV 1.00 1.00 0.95 0.95 0.90 0.90 0.85 0.85 0.80 0.80 0.75 8500 8600 8700 8800 8600 HD210129 B7 V 0.75 8500 8600 Longueur d’onde (Å) Figure VI.7 – Comparaison entre les spectres calculés (trait interrompu rouge) et observés (trait continu noir). VI.8 Conclusions VI.8 76 Conclusions Lorsque nous comparons les magnitudes visuelles absolues issues de la calibration BCD à celles déduites des parallaxes trigonométriques mesurées par Hipparcos, nous ne décelons aucun effet, lié à l’enveloppe circumstellaire, qui soit dépendant de la température effective ou de la gravité superficielle de l’étoile. Cette observation peut s’expliquer par le fait que l’enveloppe des étoiles Be possède une géométrie axisymétrique et, donc, que la magnitude visuelle absolue déduite de l’équation VI.2 dépend également de l’angle d’inclinaison de celle-ci relativement à la ligne de visée. Nous avons estimé la gravité superficielle des étoiles de notre échantillon à l’aide des flux ultraviolets observés par le satellite TD1. Lorsque ces résultats sont comparés aux gravités superficielles déduites de la calibration BCD, l’écart relatif entre les deux valeurs est inversement proportionnel à la température effective. Il est probable que cet effet soit lié à la rotation axiale de l’étoile et à la déformation de son atmosphère. L’étude des raies élevées de la série de Paschen indique que l’accord entre les spectres observé et calculé s’améliore sensiblement pour des étoiles de type spectral compris entre B5 et B9. Pour des températures effectives inférieures à 15000 K, la procédure que nous avons décrite dans le Chapitre V peut être appliquée avec succès à un grand nombre d’étoiles Be à condition que l’on limite la région spectrale étudiée aux longueurs d’onde comprises entre 8487 et 8800 Å et que les raies de Paschen ne soient pas déformées pas de fines composantes en absorption de type shell. VI.8 Conclusions c 77 CHAPITRE VII Composition chimique de l’étoile Hg-Mn γ Corvi VII.1 Introduction γ Corvi, qui est également connue sous le nom de Gienah, est une étoile brillante (V=2.6) observable dans l’hémisphère Nord. Dans la base de données simbad, maintenue par le CDS 1 , elle est actuellement classée comme une étoile de type spectral B8 III chimiquement particulière. Bien que faisant partie de ces rares objets auxquels on ait attribué un nom, elle ne fut désignée comme étoile particulière qu’en 1971 par Cowley & Crawford qui reconnurent en elle une possible étoile Hg-Mn (Voir section IV.4.2). Selon Cowley & Cowley (1971), cette classification tardive peut avoir deux origines: la faible résolution des observations ou/et la rotation axiale de l’étoile. En effet, l’identification des étoiles HgMn s’effectue, généralement, par l’observation de la raie λ3984 du mercure une fois ionisé qui apparaît très intense. Si γ Corvi possède un caractère Hg-Mn peu prononcé, sa particularité chimique a pu être cachée par la mauvaise résolution des observations effectuées jusqu’alors. L’étoile possède, par ailleurs, une vitesse de rotation apparente de 36 km/s (Guthrie, 1981). Les raies spectrales apparaissent donc élargies et moins intenses, ce qui a notamment pour effet de rendre la raie λ3984 Hg ii peu apparente. L’appartenance de γ Corvi à la classe d’étoiles Hg-Mn est apparue plus clairement après le lancement des satellites TD1 et IUE et l’obtention de spectres ultraviolets à haute et moyenne résolution. On retrouve, en effet, à ces longueurs d’onde un grand nombre de raies spectrales provenant, entre autres, de transitions de résonance dans les éléments du pic du fer. En 1975, Faraggiana & Van der Hucht relèvent la présence de la raie λ2576 Mn ii qui apparaît être plus intense dans le spectre de γ Corvi que dans celui d’autres étoiles de même type spectral. D’autres éléments, tels que le magnésium, le silicium, le nickel et le chrome semblent, au contraire, sous-abondants. Depuis, peu de travaux ont étudié de manière quantitative la composition chimique de Gienah. Cowley & Aikman (1980) ont utilisé une méthode statistique afin d’estimer les abondances du chrome, du fer et du manganèse (Table V.3). Sadakane et al. (1985; 1988) ont, quant-à-eux, utilisé une méthode basée sur les largeurs équivalentes afin de déterminer les abondances du bore, du béryllium et du zinc. Dans le présent chapitre, nous utilisons notamment les raies élevées de la série de Paschen afin de déterminer les paramètres fondamentaux (Tef f et Log(g)) de γ Corvi. En utilisant la méthode des spectres synthétiques appliquée aux observations du satellite IUE, nous avons déterminé l’abondance des éléments chimiques les plus légers (Z ≤ 30) et, plus particulièrement, ceux appartenant au pic du fer car ils ont généralement un comportement particulier (Smith & Dworetsky, 1993). VII.2 Observations Les observations ont été choisies afin qu’elles recouvrent des domaines spectraux étendus. Une description de ceux-ci est donnée dans la Table VII.1: en colonne 1 sont inscrites les dates d’observation, en colonne 2 la région spectrale étudiée et en colonne 3 l’origine ou le lieu des observations. Deux spectres à résolution élevée ont été enregistrés par le satellite IUE le 22 janvier 1983 et couvrent le domaine ultraviolet de 1100 à 3200 Å. Ces données ont été désarchivées par J. van Santvoort au centre de contrôle du satellite IUE à Villafranca, près de Madrid. Deux spectres de 3530 à 6140 1. Centre de Données Stellaires de Strasbourg VII.3 Description du spectre 79 Table VII.1 – Date d’observation 18 mai 1975 20 mai 1975 22 janvier 1983 22 janvier 1983 16 juin 1994 20 juin 1994 Journal des observations Région spectrale (Å) 3530 4600 1100 1800 8400 7600 - 5030 6140 2100 3200 8800 8010 Origine ESO (IIa-O) ESO (IIa-D) IUE (SWR19063) IUE (LWR15091) OHP (TK512) OHP (TK512) Å obtenus au télescope de 1m52 à l’ESO sur des plaques photographiques (de Groot, 1975) ont été utilisés afin de connaître le comportement de l’étoile dans le visible. γ Corvi fut également observée de 7600 à 8800 Å avec le télescope de 1m93 lors de notre séjour à l’Observatoire de Haute-Provence (voir section I.2.1), en juin 1996. VII.3 Description du spectre Comme nous le signalions dans l’introduction, lorsque l’on se limite au visible, il est difficile de différencier γ Corvi d’autres étoiles de même type spectral et de composition chimique solaire. Les raies d’hydrogène de la série de Balmer ont un profil qui est typique aux étoiles B8 III et on aperçoit aisément les raies λλ4026 et 4471 de l’hélium neutre qui ont des largeurs équivalentes voisines de celles observées dans des étoiles de composition chimique solaire. De 3585 à 5350 Å, nous avons dénombré 17 raies du Cr ii toutes de largeurs équivalentes inférieures au centième d’angström ce qui indique que l’élément est sous-abondant dans l’atmosphère de l’étoile. En plus de raies provenant du Fe ii et du Ti ii, on note également, dans la partie visible du spectre, la présence de transitions émanant d’ions tels que le Si ii, le Ca ii et le Zr ii. Certains blends peuvent également être attribués à la présence de terres rares (Ce, Sm, Gd et Eu). Des raies caractéristiques du Mn ii sont visibles à 4206 Å tandis que la raie λ3984 Hg ii, de largeur équivalente égale à 8 mÅ, apparaît superposée à H. Dans l’ultraviolet, les raies spectrales sont beaucoup plus nombreuses. A cause de la rotation axiale de l’étoile, elles apparaissent le plus souvent superposées les unes aux autres ce qui rend difficile le choix du continuum ainsi que le calcul des abondances. Afin d’identifier les différentes raies ainsi que pour positionner le niveau du continu, nous avons utilisé l’atlas spectral publié par Artru et al. (1989) pour les étoiles π Ceti et ν Cap. Remarquons que ce travail est rendu plus difficile par la présence d’un bruit important. Nous n’avons identifié aucune raie spectrale provenant du cobalt, ce qui indiquerait que l’élément est sous-abondant dans γ Corvi comme dans la plupart des étoiles Hg-Mn. Les spectres obtenus à l’Observatoire de Haute-Provence nous donnent un aperçu du proche infrarouge où rien ne semble distinguer γ Corvi d’une autre étoile de même type spectral. VII.4 Détermination des paramètres fondamentaux Nous avons, dans un premier temps, évalué la température effective de γ Corvi en utilisant les indices de couleur uvby tels qu’ils ont été définis par Strömgren. Leurs valeurs ont été comparées à celles observées dans d’autres étoiles et ont permis d’obtenir une température effective comprise entre 12000 et 12500 K. En utilisant une procédure similaire à celle décrite dans le chapitre précédent, nous avons calculé les raies élevées de la série de Paschen ainsi que la raie Hδ. Comme pour les étoiles Hg-Mn la vitesse de microturbulence, ξmicro , est le plus souvent comprise entre 0 et 2 km/s (Guthrie, 1981; Smith & Dworetsky, 1993). Nous avons choisi, pour γ Corvi, ξmicro = 1 ± 1km/s. La comparaison des profils calculés aux observations (Figure VII.1) nous a finalement permis d’évaluer la température effective et la gravité superficielle de l’étoile: Tef f = 12100 ± 300K Log(g) = 3.50 ± 0.11(c.g.s.). VII.4 Détermination des paramètres fondamentaux Table VII.2 – 80 Détermination des paramètres fondamentaux Origine Température effective (K) Log(g) (c.g.s.) Présent travail Cowley & Aikman (1975) Code et al. (1976) Sadakane et al. (1988) Norris (1970) 12100. 12300. 12444. 12000. 12759. 3.50 3.70 3.30 - P12 866.214 Ca II P13 P14 P15 854.209 Ca II 849.802 Ca II P16 851.357 La I ? P17 1.1 P19 1.2 P18 844.650 O I 1.3 1.0 0.9 0.8 0.7 0.6 840.0 Figure VII.1 – 850.0 860.0 λ (nm) 870.0 880.0 γ Corvi: Comparaison entre le profil calculé (pointillés) et observé (trait continu) des raies élevées de la série de Paschen. VII.4 Détermination des paramètres fondamentaux 81 Ces valeurs sont en bon accord avec les déterminations effectuées par d’autres auteurs (Voir Table VII.2). Nous avons rassemblé dans la Figure VII.2 les flux monochromatiques observés entre 920 et 5600 Å. Ces flux ont différentes origines et proviennent: – du spectrographe OAO-2 (Meade & Code, 1980) entre 1200 et 1800 Å; – du satellite TD1 (Macau-Hercot et al., 1978) entre 1300 et 2740 Å; – de mesures effectuées par Breger (1976) entre 3300 et 5800 Å. Fλ (ergs s-1 cm-2 nm-1 ) 1E12 1E9 1E6 1E3 0 200 100 300 400 500 600 λ (nm) Figure VII.2 – Comparaison des flux observés (trait continu) et calculés (traits interrompus) entre 920 et 5600 Å. Nous avons calculé les flux, pour la même région spectrale, en utilisant le programme atlas 6 écrit par Kurucz (1979) ainsi que les ODF 2 calculées par le même auteur (1994) pour une composition chimique de type solaire. Dans la Figure VII.2, les flux observés ont été multipliés par un facteur proportionnel au diamètre angulaire apparent, θ, de l’étoile. L’ajustement des spectres observés et calculés nous a permis d’évaluer θ en millisecondes d’arc: θ = 0.79 ± 0.09 m.s.a. Cette estimation est en très bon accord avec la valeur 0.72 m.s.a. déduite d’une mesure directe du diamètre angulaire effectuée par Hanbury et al. (1974). Notre mesure des paramètres fondamentaux donne donc des résultats cohérents. Elle montre également que les nouvelles ODF calculées par Kurucz (1994) incluent une grande partie des raies spectrales qui abaissent le continu apparent dans l’ultraviolet. En tenant compte de la parallaxe, π, de l’étoile mesurée par le satellite Hipparcos, nous pouvons évaluer son rayon, R, à l’aide de l’équation VI.4: π = 19.78 ± 0.81 m.s.a. R = 8.16 ± 0.77 R . Il s’agit là d’une valeur typique pour une étoile géante dont la masse initiale est 4.8 fois plus élevée que la masse du Soleil (Figure VII.3). 2. Opacity Distribution Function VII.4 Détermination des paramètres fondamentaux 82 4.0 Log (L/LSoleil ) 3.5 7 3.0 5 2.5 4 3 2.0 4.3 4.2 4.1 4.0 Log ( Teff ) Figure VII.3 – Comparaison de la position occupée par γ Corvi dans le diagramme de Hertzsprung-Russell aux trajets évolutifs théoriques (Schaller et al., 1992). La masse initiale des étoiles, exprimée en masses solaires, est indiquée au début du trajet. VII.5 Description de la procédure utilisée VII.5 83 Description de la procédure utilisée Il est attendu que les éléments concernés par la diffusion radiative ne se distribuent pas uniformément dans l’atmosphère. A ce jour, très peu de déterminations d’abondances dans les étoiles Hg-Mn tiennent compte de ce phénomène. Notre but premier étant de comparer la composition chimique de γ Corvi à celles d’autres étoiles appartenant à la même classe d’objets particuliers, nous supposerons, dans le présent chapitre, une distribution uniforme des éléments dans la photosphère. Nous verrons plus loin que cette hypothèse peut être maintenue dans le cas de γ Corvi. Le modèle d’atmosphère utilisé pour étudier Gienah est obtenu en interpolant dans la table des modèles d’atmosphère calculés par Kurucz (1979; 1994) pour une composition chimique solaire. Les flux monochromatiques de l’étoile sont ensuite calculés à partir de ce modèle en faisant varier la composition chimique de l’étoile. Chaque spectre calculé est traité afin de tenir compte de la rotation axiale de γ Corvi et de la résolution des observations, puis normalisé au continu. Nous décrivons la procédure générale adoptée dans la Figure VII.4. Lors de la première itération, nous adoptons la composition chimique observée en moyenne dans la classe des étoiles Hg-Mn (Takada-Hidai, 1991). Par la suite, nous modifions la valeur logarithmique de l’abondance de l’élément étudié suivant un pas constant de 0.01 dex 3 . A chaque itération, nous calculons l’écart quadratique moyen, σi , entre les spectres observé et calculé. La plus petite valeur de σi indique l’abondance qui offre le meilleur accord. La sélection des domaines de longueurs d’onde dépend principalement de la présence de raies spectrales des éléments étudiés et des données atomiques disponibles (voir section VII.6). Les premiers éléments pour lesquels nous avons déterminé l’abondance sont ceux appartenant au pic du fer. En effet, étant donné leur densité, leurs raies spectrales ont plus de possibilités de se superposer à celles d’autres éléments. Leur contribution aux différents blends, accentué par l’effet de la rotation axiale de γ Corvi, doit donc être introduite dans les calculs si l’on désire obtenir des abondances précises. Afin d’illustrer la méthode utilisée, nous avons comparé dans la Figure VII.5 une portion du spectre observé de γ Corvi aux calculs effectués, d’une part, en adoptant une composition chimique solaire et, d’autre part, en utilisant les abondances détaillées dans la Table VII.4. Nos résultats indiquent que le fer et le silicium sont sous-abondants dans l’atmosphère de Gienah tandis que le gallium y est surabondant. VII.6 Choix des données atomiques Les données atomiques jouent un rôle clé lors de la détermination des abondances chimiques. Leur précision influence fortement les résultats finaux de notre analyse spectrale. Principalement, deux types de données atomiques influenceront directement les abondances que nous déduisons: l’élargissement Stark, γ, et les forces d’oscillateur, f. Dans la mesure du possible, nous avons privilégié les résultats de mesures directes de ces paramètres, mais, dans un grand nombre de cas, nous avons adopté des valeurs théoriques récentes. Lorsque l’élargissement Stark est inconnu, nous avons estimé sa contribution à l’aide d’une relation approximative proposée par Freudenstein & Cooper (1978) qui est, selon les auteurs et dans le pire des cas, imprécise à 50%. Afin de tenir compte de la superposition des raies spectrales dans l’ultraviolet, nous avons introduit dans nos calculs la liste des transitions calculées par Kurucz (1994) et maintenue à jour par Hubeny. Nous détaillons dans la Table VII.3 l’origine des données atomiques utilisées dans notre travail (colonnes 4 et 5) ainsi que la région spectrale étudiée (colonne 2) et le nombre de raies considérées (colonne 3). Une grande partie des forces d’oscillateur, pour les transitions de résonance, ont été extraites de la compilation critique effectuée par Morton (1991). Les abréviations que nous avons utilisées en colonne 4 et 5 désignent les références suivantes: – APBK85: Ansbacher et al. (1985); – BCS74: Barnard et al. (1974); – CT89: Curtis & Theodosiou (1989); – D88: Dimitrijevic (1988); – DA86: Dimitrijevic & Artru (1993); – FMW88: Fuhr et al. (1988); 3. Cette valeur du pas a été fixée en tenant compte, notamment, de l’incertitude qui affecte la température effective et la gravité superficielle VII.6 Choix des données atomiques 84 Sélectionner la région spectrale ? Itération i ? Modifier la composition chimique ? Calcul des flux ? Comparaison aux observations + calcul de σi ? oui σi ≤ σi−1 non ? ARRET Figure VII.4 – Détermination des abondances chimiques: organigramme. VII.6 Choix des données atomiques Table VII.3 – 85 Régions spectrales étudiées et origine des données atomiques utilisées Elément He i Be ii B ii Ci C ii Ni Oi Mg ii Al ii Al iii Si ii P ii S ii Ca ii Ti ii Cr ii Mn ii Fe ii Ni ii Cu ii Zn ii Ga iii Y ii Région spectrale (Å) 4010 4464 3127 1360 1552 1274 - n 4032 4477 3133 1365 1562 1282 1 1 2 1 4 19 1330 - 1340 2 1491 1300 1736 4478 1663 1859 1257 1525 1534 1541 1253 3929 4010 4568 2002 - 1504 1308 1756 4491 1676 1860 1268 1537 1538 1546 1260 3937 4032 4575 2007 3 3 2 1 1 2 2 2 2 2 2 1 1 1 14 2573 1599 1639 1784 2596 1369 1736 1784 1358 2060 1491 1525 4170 - 2578 1617 1651 1789 2610 1376 1756 1791 1360 2065 1504 1537 4182 1 16 18 4 2 2 2 1 1 1 1 1 1 Références Forces Elargissement d’oscillateur collisionnel QB93 QB93 WM80 WM80 HCKBMH91 GMN89, NS84 NS81a, YTS87 GMNP86 ZSM77 K94 K94 WM80 WM80 LPS88 LPS88 SL66 SL66 L69,OH89 T89 K94 K94 K94 MFW88 MFW88 K94, NAHAR95 K94, NAHAR95 NAHAR95 NAHAR95 K94 K94 K94 T86 CT89 APBK85 APBK85 HLGBW82 SHAMEY69 BCS74 GR74 GR74 GR74 SBS71 GR74 GR74 GR74 D88 SBS71 SBS71 DSB93 L83 DA86 VII.6 Choix des données atomiques 86 2.0 1.4 1.2 1534.5 Ga III 1.6 1533.4 Si II 1.8 1532.5 P II 1532.8 Fe II 1526.7 Si II (1527.2 + 1527.4) Fe II 1527.7 Fe II Abondances déterminées dans ce travail Spectre observé Abondances solaires 1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0 1524 1526 1528 1530 1532 1534 Longueur d'onde (Å) Figure VII.5 – Comparaison des spectres observé et calculé de l’étoile γ Corvi. – GMNP86: Goldbach et al. (1986); – GMN89: Goldbach et al. (1989); – GR74: Griem (1974); – HCKBMH91: Haar et al. (1991); – HLGBW82: Hannaford et al. (1982); – K94: Kurucz (1994); – L69: Lawrence (1969); – L83: Lakićenić (1983); – LPS88: Luo et al. (1988); – MFW88: Martin et al. (1988); – NAHAR95: Nahar (1995); – NPS81: Nussbaumer et al. (1981); – NS81a: Nussbaumer & Storey (1981); – NS84: Nussbaumer & Storey (1984); – OH89: Ojha & Hibbert (1989); – QB93: Quinet & Biémont (1993); – SBS71: Sahal-Bréchot & Segre (1971); – SL66: Savage & Lawrence (1966); 1536 VII.7 Résultats 87 – SHAMEY69: Shamey (1969); – T86: Theodosiou (1986); – T89: Theodosiou (1989); – WM80: Wiese & Martin (1980); – YTS87: Yu Yan et al. (1987); – ZSM77: Zeippen et al. (1977). VII.7 Résultats Les abondances que nous avons déduites de l’analyse des spectres ultraviolet et visible de γ Corvi sont comparées, dans la Table VII.4, aux valeurs publiées. Afin de limiter l’influence des écarts à l’ETL, l’abondance en hélium a été déduite des raies λλ4026 et 4471 He i (voir Figure VII.6). Le meilleur Figure VII.6 – Comparaison des raies λλ4026 et 4471 He i observées (trait continu) et calculées (pointillés). accord entre les profils observé et calculé est atteint pour une valeur de l’abondance environ 1.5 fois plus petite que dans le Soleil, ce qui correspond à un rapport He/H d’environ 0.7. Notons que, de manière générale, les étoiles Hg-Mn possèdent un rapport He/H beaucoup moins élevé (Voir Figure VII.7), ce qui est en accord avec les modèles (Michaud, 1981) qui décrivent la diffusion radiative. Leone & Lanzafame (1997) ne détectent toutefois aucune stratification de l’hélium, du moins à petite échelle, dans γ Corvi, ce qui pourrait signifier que l’effet de la diffusion est moins important dans ce cas. Dans la Figure VII.7, nous comparons la composition chimique de γ Corvi (◦) aux abondances observées en moyenne (•) pour les étoiles de sa classe (Takada-Hidai, 1991). La surabondance en manganèse n’est pas aussi prononcée dans Gienah que dans les autres étoiles Hg-Mn. Il en est de même pour le gallium, le bore et le béryllium tandis que le zinc, qui est sous-abondant dans la majorité des étoiles au mercure, est dix fois plus abondant dans γ Corvi que dans le Soleil. De manière générale, la composition chimique de Gienah se rapproche beaucoup plus des étoiles dites Hg-Mn intermédiaires décrites par Smith & Dworetsky (1993). Cette sous-classe apparaît clairement dans la Figure VII.8, où l’on a indiqué, en fonction de la température effective, les abondances du manganèse observées dans les échantillons d’étoiles étudiées par Adelman & Philip (1994) et Smith & Dworetsky (1993). La corrélation très marquée qui existe entre l’abondance du manganèse et la température effective peut être expliquée par les modèles de diffusion radiative (Alecian & Michaud, 1981) et une dépendance similaire a été trouvée pour le cuivre (Smith, 1994). Jusqu’à présent, 5 étoiles (Voir zone hachurée de la Figure VII.8) sont reconnues Hg-Mn intermédiaire. Parmi elles, 46 Aql, HR7664 et HR2676 VII.8 Précision 88 4 Classe des étoiles Hg-Mn γ Corvi 3 Be Log (N / Nsoleil ) Ga Y 2 B Mn P 1 Cu Ti Ca Mg 0 He O C -1 Zn S Si Soleil Cr Fe Ni N Al -2 5 10 15 20 25 30 35 40 Z Figure VII.7 – Abondances logarithmiques indiquées relativement aux abondances solaires ont une abondance en manganèse et, de manière générale, une composition chimique très proche de celle observée dans l’atmosphère de γ Corvi (Table VII.4; colonnes 5, 6 et 7). De plus, comme cette dernière, les trois étoiles ont en commun un logarithme de la gravité superficielle proche de 3.5 (Smith & Dworetsky, 1993; Smith, 1994). Il semble donc y avoir un lien entre la gravité superficielle et la particularité chimique de γ Corvi relativement aux autres étoiles Hg-Mn. VII.8 Précision Etant donné le pas adopté (0.01) lors de la détermination des abondances selon le schéma de la Figure VII.4, l’erreur commise sur nos résultats est supérieure à 0.01 dex. Nous distinguons 5 paramètres pouvant influencer la précision des abondances déterminées: – le rapport signal sur bruit des observations; – l’incertitude sur les forces d’oscillateur; – l’incertitude sur les paramètres d’élargissement Stark; – l’incertitude sur la température effective et la gravité superficielle. La précision des forces d’oscillateur est généralement donnée dans les différentes compilations que nous avons consultées. Son estimation se base sur la comparaison des valeurs théoriques aux mesures expérimentales. La situation est moins claire pour les coefficients d’élargissement Stark pour lesquels peu de mesures ont été effectuées. L’erreur relative estimée varie souvent de 20 à 30 %. Lakićenić (1983) et Dimitrijevic (1988), par exemple, proposent 30 %. Smith (1994), qui utilise dans certains cas une formule approximative qui se rapproche de la méthode proposée par Freudenstein & Cooper (1978), adopte une erreur relative qu’il fixe arbitrairement à 50 %. Le rapport signal sur bruit influence, principalement, le choix du continuum au voisinage des raies spectrales étudiées. Nous avons estimé, dans le cas des spectres IUE, que l’erreur relative commise sur le choix de ce continu local ne dépasse pas 10%. La précision de nos résultats a, finalement, été calculée en étudiant, un à un, les effets de ces incertitudes sur les abondances que nous obtenons (Voir Table VII.4). VII.8 Précision 89 9 Log (NMn ) 8 112 Her 7 HR6000 46 Aql 6 γ Corvi HR7664 HR2676 Abondance solaire 36 Lyn 5 χ Lup 4 10000 11000 12000 13000 14000 15000 Température effective (K) Figure VII.8 – Comparaison de l’abondance du manganèse dans γ Corvi et dans les autres étoiles Hg-Mn. VII.8 Précision Table VII.4 – 90 Composition chimique de γ Corvi. Les chiffres entre parenthèses représentent les références suivantes: (1) Sadakane et al. (1985), (2) Faraggiana & van der Hucht (1975),(3) Cowley & Aikman (1980), (4) Lamers et al. (1980), (5) Sadakane et al. (1988), (6) Takada-Hidai et al. (1986), (7) Adelman & Philip (1994), (8) Smith & Dworetsky (1993), (9) Smith (1993), (10) Smith (1994), (11) Smith (1996) et (12) Leone & Lanzafame (1997). Elément He Be B C N O Mg Al Si P S Ca Ti Cr Mn Fe Ni Cu Zn Ga Y Abondances (NH = 12.00) Ce travail Publiées Solaires 10.84±0.20 3.65±0.12 3.60±0.15 7.86±0.30 6.75±0.30 8.93±0.12 7.38±0.15 5.17±0.16 6.85±0.05 6.35±0.10 6.81±0.15 6.54±0.30 5.99±0.21 5.07±0.25 6.09±0.11 6.98±0.11 4.95±0.05 5.21±0.15 5.70±0.12 3.83±0.30 3.94±0.36 10.48-10.70 (12) 3.80 (1) 3.90 (1) ↓ (2) ↑ (2) 5.00 (3);↓ (2) 6.00 (3) 7.50 (3);⊗ (4) ↓ (2) 6.10 (5) ≤3.58 (6);↑ (2) ≤5.00 (3) 10.99 1.15 2.60 8.56 8.05 8.93 7.58 6.47 7.55 5.45 7.21 6.36 4.99 5.67 5.39 7.55 6.25 4.21 4.60 2.88 2.24 Hg-Mn intermédiaires 46 Aql HR7664 HR2676 2 (5) 6.64 (9) 3.95 (9) 6.95 (9) 4.20 (8) 6.30 (8) 8.00 (8) 5.20 (8) 5.86 (10) 5.98 (10) 3.85 (11) 6.00 (3) 9.9 (7) 8.12 (7) 6.35 (9) 4.51 (9) 7.50 (9) 7.01 (7) 6.52 (7) 6.45 (7) 5.80 (7) 5.10 (8) 6.30 (8) 8.10 (8) 5.50 (8) 5.65 (10) ≤2 (10) 5.60 (11) 3.79 (7) 4.6 (5) 6.65 (9) 4.03 (9) 7.54 (9) 4.40 (8) 6.15 (8) 7.70 (8) 5.60 (8) 3.83 (10) ≤2 (10) 4.0 (11) - ⊗ : l’intensité centrale de la raie λ2548 Fe ii est plus faible qu’attendu dans une étoile B8 III ↓ : sous-abondant ↑ : surabondant VII.9 Discussion et conclusion VII.9 91 Discussion et conclusion L’étude des étoiles Hg-Mn est la meilleure façon de tester l’ampleur de la diffusion radiative des éléments dans les plasmas stellaires. Jusqu’à présent, seul un nombre restreint de ces objets ont été la cible d’une analyse détaillée de leur composition chimique. Parmi ceux-ci, 5 étoiles seulement ont été classées Hg-Mn intermédiaires par Smith & Dworetsky (1993). Leur principale particularité réside dans le fait que leur abondance en manganèse est moins élevée que dans les autres Hg-Mn. Smith & Dworetsky (1993) parlent d’un phénomène qui se limiterait aux températures effectives comprises entre 13000 et 14000 K. La Figure VII.8 montre clairement que γ Corvi appartient à cette sous-classe d’objets qui peut donc inclure des étoiles de températures effectives plus faibles. HR7664, 46 Aql, Log ( N ) ( Log( NH ) = 12 ) 7 6 5 4 3 2 28 Hg-Mn Soleil Gienah 46 Aql 29 30 31 32 Numéro atomique Figure VII.9 – Variation des abondances avec le numéro atomique. HR2676 et γ Corvi sont caractérisées par un logarithme de la gravité superficielle inférieur à 3.7 et une abondance en manganèse presque identique. Il ne s’agit pas là de leurs seuls points communs (voir Table VII.4); elles partagent, notamment, une abondance en chrome anormalement basse. On note, par ailleurs, qu’il existe une grande similitude entre la composition chimique de γ Corvi et celle de 46 Aql, qui ont une température effective très proche. Cette ressemblance se manifeste également lorsque l’on porte les abondances du Cu, du Zn et du Ga en fonction du numéro atomique (Figure VII.9). En effet, dans la majorité des étoiles Hg-Mn on observe une abondance en Zn moins élevée que celle de Cu ou de Ga. Dans γ Corvi et 46 Aql, on observe la tendance inverse, comme dans le Soleil. De manière plus générale, il semble donc que l’atmosphère de ces quatre étoiles est le siège d’un même phénomène qui se superpose ou met fin à la diffusion radiative et qui les démarque des autres étoiles Hg-Mn. En ce qui les concerne, l’abondance en manganèse paraît constante et indépendante de la température effective. Il pourrait donc s’agir d’un phénomène de turbulence qui tend à uniformiser la composition chimique dans les couches de l’étoile proches de la surface. Etant donné que ce processus ne semble affecter qu’une petite fraction des étoiles Hg-Mn, son effet doit être limité dans le temps. Quoiqu’il en soit, la composition chimique de γ Corvi et son statut d’étoile Hg-Mn intermédiaire expliquent pourquoi elle a été reconnue particulière si tardivement. VII.9 Discussion et conclusion c 92 CHAPITRE VIII Etude de l’étoile MWC314 VIII.1 Introduction La classification de l’étoile particulière MWC314 n’est pas clairement établie. Ceci est principalement dû à la nature du spectre presqu’exclusivement composé de raies en émission ainsi qu’à la faible résolution des observations effectuées jusqu’à présent. Son spectre fut observé pour la première fois en 1927 par Merrill (1927) qui note la présence de nombreuses raies d’hydrogène et de Fe ii en émission. De nouvelles observations ont permis à Swensson (1942) d’identifier, notamment, les raies H et K du calcium une fois ionisé d’origine interstellaire. Toutes les raies d’hydrogène de la série de Balmer (de Hα à H8) et du sodium neutre observées dans cette étoile apparaissent en émission. De plus, Swensson note la présence de nombreuses raies, toutes en émission également, provenant des éléments du groupe du fer; des transitions permises de Fe ii et de Cr ii, mais aussi des transitions interdites ([Fe ii] et [Fe iii]), ont pu être identifiées dans le spectre de MWC314, ce qui lui a valu d’être classée étoile B[e]. La première étude photométrique de l’étoile est effectuée par Hiltner en 1956 qui montre qu’elle est très affectée par le rougissement interstellaire. En effet, son indice de couleur (B-V) s’élève à 1.m 6, alors que, pour une étoile B, sa valeur est généralement comprise entre −0.m 058 et 0.m 266 (Kurucz, 1994) . Allen (1973) observe MWC314 dans l’infrarouge, entre 16000 et 35000 Å, et aboutit à la conclusion qu’il s’agit soit d’une étoile symbiotique soit d’une étoile B affectée d’un rougissement important. L’étude la plus complète de MWC314 a été effectuée par Miroshnichenko (1996) qui rassemble, entre 1990 et 1994, plus de cinquante mesures photométriques effectuées dans le système UBVRI. Ces observations, combinées aux spectres à basse résolution obtenus par le satellite IUE en 1981 et 1991 ainsi qu’aux données photométriques recueillies par le satellite IRAS, ont permis de déceler une variation d’une amplitude moyenne de 0.m 3 toutes longueurs d’onde confondues. L’analyse des raies de Balmer et du continu indique qu’il s’agit très probablement d’une supergéante de type spectral B de température effective égale à 30000 K et dont l’absorption interstellaire, AV , peut être estimée égale à 5.7. Elle pourrait alors appartenir à la classe des étoiles LBV 1 . VIII.2 Observations Les observations (Table VIII.1) que nous utilisons dans le présent travail ont été effectuées en collaboration avec Y.Andrillat, E.Chentsov, L.Houziaux, V.Klochkova et A.Miroshnichenko. Plusieurs spectres ont été obtenus à l’Observatoire de Haute Provence (OHP). Ils ont été enregistrés à l’aide du spectrographe aurelie (Gillet et al., 1994) monté au foyer du télescope de 1m52. En juin 1996, deux régions spectrales ont été observées; la première de 4280 à 4720 Å avec une résolution de 0.6 Å et la seconde de 6150 à 7030 Å avec une résolution de 1.1 Å. La procédure que nous avons suivie lors du traitement des spectres est brièvement décrite dans le Chapitre II. Entre le 20 et le 27 juillet 1997, tout le spectre visible, de 4095 à 8936 Å, a été observé avec une résolution moyenne de 1.2 Å. Nous avons effectué la calibration en flux des spectres en observant l’étoile HD176318 et en comparant nos observations aux flux absolus publiés par Gunn & Stryker (1983). Nous indiquons le résultat final dans la Figure VIII.1 où nous comparons les flux observés aux flux calculés par Kurucz (1994) pour une température effective égale à 22000 K (voir la section VIII.4). Afin de faire coïncider le continu des deux spectres, nous avons adopté un diamètre angulaire de 0.14 millisecondes d’arc et un excès de couleur, E(B-V), de 1.74. 1. Luminous Blue Variable VIII.2 Observations 94 0.2 Flux (10-11 ergs cm-2 s-1 A-1 ) Teff = 22000 K E(B-V) = 1.74 0.1 0.0 4000 5000 6000 7000 8000 9000 Longueur d'onde (Å) Figure VIII.1 – Comparaison entre les flux observés à l’OHP (trait continu) et calculés par Kurucz (1994; trait interrompu). Deux spectres ont été obtenus à l’aide du spectrographe échelle lynx (Klochkova, 1995) placé au foyer du télescope de 6 m à l’Observatoire de l’Académie des Sciences en Russie (SAO). Les deux régions spectrales, 5370-6670 Å et 4700-8590 Å, ont été observées, respectivement, le 23 juillet 1997 avec une résolution de 0.4 Å et le 22 novembre 1997 avec une résolution de 0.8 Å. Les observations effectuées au mois de juillet ont souffert de mauvaises conditions météorologiques et, bien que caractérisées par une bonne résolution, elles possèdent un rapport signal sur bruit (S/N) médiocre. Dans le but d’améliorer cette valeur, le temps de pose a été augmenté. Ainsi, durant le mois de novembre, les raies spectrales les moins intenses sont devenues parfaitement visibles, mais les raies d’hydrogène, et notamment la raie Hα, étaient saturées. Les spectres enregistrés à l’OHP ont permis, toutefois, d’étudier leur profil de manière détaillée. Table VIII.1 – Cahier des observations. Spectre Région spectrale (Å) Date Résolution (Å) Origine 1 2 3 4 5 6150-7030 4280-4720 4095-8936 5370-6670 4700-8590 12/06/96 12/06/96 20-27/06/97 23/07/97 22/11/97 1.1 0.6 1.2 0.4 0.8 OHP OHP OHP SAO SAO VIII.2 Observations 95 Hγ Fe II 2.0 [Fe II] He I 1.5 V II Mn II 4430 DIB 1.0 Ti II 0.5 4300 4350 4400 4450 4500 Longueur d’onde (Å) Fe II 2.0 Cr II 1.5 Ti II [Fe II] 1.0 0.5 4500 4550 4600 4650 4700 Longueur d’onde (Å) Figure VIII.2 – Spectres de l’étoile MWC314 obtenus à l’Observatoire de Haute-Provence. Le symbole DIB fait référence aux bandes d’absorption d’origine interstellaire. Le continuum des spectres a été normalisé à 1. VIII.2 Observations 96 Hβ Fe II 2.0 [Fe II] 1.5 He I Ti II Ti II 1.0 S II N II DIB 0.5 4700 4750 4800 4850 4900 4950 Longueur d’onde (Å) Fe II 2.0 [Fe II] Ti II 1.5 1.0 S II N II 0.5 5000 5050 5100 5150 5200 5250 Longueur d’onde (Å) Figure VIII.2 – Spectres de l’étoile MWC314 obtenus à l’Observatoire de l’Académie des Sciences de Russie (SAO). Le symbole DIB fait référence aux bandes d’absorption d’origine interstellaire. Le continuum des spectres a été normalisé à 1. VIII.2 Observations 97 [Fe II] Ti II 1.5 Cr II 1.0 P II Fe II DIB S II 0.5 5250 5300 5350 5400 5450 5500 Longueur d’onde (Å) [N II] Fe II 1.5 1.0 S II N II DIB 0.5 5510 5560 5610 5660 5710 5760 Longueur d’onde (Å) Figure VIII.2 – Spectres de l’étoile MWC314 obtenus à l’Observatoire de l’Académie des Sciences de Russie (SAO). Le symbole DIB fait référence aux bandes d’absorption d’origine interstellaire. Le continuum des spectres a été normalisé à 1. VIII.2 Observations 98 Hα Fe II 2 Si II [N II ] [S III ] 1 N III S II Ne I DIB 0 6200 6300 6400 6500 6600 Longueur d’onde (Å) 2 He I He I [Fe II ] 1 DIB 6610 6710 7000 7100 7200 Longueur d’onde (Å) Figure VIII.2 – Spectres de l’étoile MWC314 obtenus à l’Observatoire de l’Académie des Sciences de Russie (SAO) ainsi qu’à l’Observatoire de Haute-Provence. Le symbole DIB fait référence aux bandes d’absorption d’origine interstellaire. Le continuum des spectres a été normalisé à 1. VIII.2 Observations 99 Fe II 2.0 [Ca II] [Fe II] 1.5 He I Mn II 1.0 0.5 7200 7300 7400 7500 Longueur d’onde (Å) 4 Ca II 3 OI NI 2 Fe II Mg I 1 8300 8400 8500 8600 8700 8800 8900 Longueur d’onde (Å) Figure VIII.2 – Spectres de l’étoile MWC314 obtenus à l’Observatoire de Haute-Provence. Le continuum des spectres a été normalisé à 1. VIII.2 Observations Table VIII.2 – 100 Identification des raies en émission. Les raies dédoublées sont marquées d’un astérisque "*" tandis que les régions déformées par l’absorption tellurique sont notées ((tellur. )). Le symbole J indique les transitions issues de la liste d’identification établie par Johansson (1978) tandis que les chiffres entre parenthèses identifient le multiplet observé. Les lettres 2p et 2f sont associées aux blends et font référence, respectivement, aux 2 raies précédentes et aux 2 raies suivantes. Les raies pour lesquelles la largeur équivalente est de faible précision sont suivies du symbole "**". λobs (Å) Identification Intensité (Icont = 1) Largeur équivalente (Å) Flux (10−16 ergs cm−2 s−1 ) 4209.14 4233.98 4244.00 4252.02 4259.23 4261.63 4273.80 4276.20 4278.60 4288.06 4290.87 4296.75 * 4300.39 4301.00 4302.03 * 4303.65 * 4313.34 4314.61 * 4315.56 4317.40 4318.30 4319.62 4325.70 * 4330.30 4331.20 * 4337.90 4341.04 4343.90 4344.72 4345.58 4352.36 * 4352.85 4353.35 4358.16 4359.02 4359.76 4363.80 * 4368.30 * 4369.60 * 4375.30 * 4381.95 4383.62 Cr ii (162) Fe ii (27) [Fe ii] (21F) Ti ii (95) Fe ii (21) Mn ii (2) Fe ii (27) Cr ii (31) Fe ii (32) [Fe ii] (7F)+Tiii (20) Ti ii (41) Fe ii (28) Ti ii (41) Mn ii (6) Ti ii (41) Fe ii (37) Ti ii (41) Fe ii (32) Ti ii (41) Ti ii (94) Fe ii (220) Feii(220)+[Feii] (21F) Mn ii (6) [Fe ii] (36)+Tiii (94) Ti ii (41) Ti ii (94) Hγ Mn ii (6) Ti ii (20) Mn ii (6) Fe ii (27) Cr ii (37) [Fe ii] (21F) Fe ii [Fe ii] (21F) [Fe ii] (7F) Cr ii (189) Ti ii (104) Fe ii (28) Ti ii (104) Fe ii (9) [Fe ii] (6F) 1.18 1.17 1.07 1.09 1.11 1.06 1.09 1.09 1.09 1.11 1.11 1.13 1.11 1.10 1.17 1.23 1.20 1.18 1.13 1.10 1.07 1.34 1.18 1.10 1.14 1.18 3.26 1.17 1.16 1.08 1.36 1.26 1.31 1.20 1.20 1.16 1.13 1.06 1.17 1.14 1.10 1.17 0.29 0.62 0.21 0.19 0.43+f 372.10 909.50 258.47 231.89 731.99+f 0.51+2f 1022.73+2f 0.09 0.11 0.23 0.09 0.07 0.23 0.31 0.18 0.30 0.11 0.03 0.02 0.26 0.19 0.02 0.13 4.68+p+f 277.46 435.15+3p 226.70+p+f 42.42+f 71.00 15660.1+4p+10f 0.15 0.05 0.64 0.13 0.19 0.07 0.18 0.07 0.14 0.23+p 0.18 0.02 0.15 257.89+p 436.58 VIII.2 Observations 101 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 4384.54 * 4385.59 4386.85 * 4387.50 4388.20 4391.82 * 4394.10 * 4395.33 4396.07 4398.66 4399.83 4401.30 4404.70 4414.08 4415.93 4416.91 4418.30 4418.95 * 4419.60 4441.95 * 4443.85 4444.72 4451.80 4456.10 4462.01 4469.01 4471.88 4473.45 4474.10 4482.80 * 4489.17 4491.76 4501.40 4508.79 * 4509.64 4515.98 * 4516.50 * 4520.86 * 4521.10 * 4523.20 * 4525.67 4529.10 4533.99 * 4534.73 * 4542.17 * 4544.80 4545.45 4550.04 * 4550.60 4556.18 * 4559.02 * 4565.43 4571.90 * Fe ii (32) Fe ii (27) Fe ii (26) Ti ii (104) He i (51) Ti ii (61) Ti ii (51) Ti ii (19) Ti ii (61) Ti ii (61) Ti ii (51) Ti ii (93) V ii (30) [Fe ii] (7F)+Fe ii(32) [Fe ii] (6F) Fe ii (27) Ti ii (40) Ti ii (51) Fe iii ( 4) Ti ii (40) Ti ii (19) Ti ii (31) Ti ii (19) Fe ii Fe ii (26) Ti ii (31) He i (14) Fe ii (37) Fe ii (171) Ti ii (30) Fe ii (37) Fe ii (37) Ti ii (18) Fe ii (38) [Fe ii] (6F) Fe ii (37) Cr ii (191) Fe ii (37) Ti ii (30) Fe ii (38) Ti ii (18) [Fe ii] (6F) Ti ii (50) Fe ii (37) Fe ii (38) Ti ii (60) Ti ii (30) Fe ii (38) [Fe ii] (6F) Fe ii (37) Cr ii (44) P ii (36) Cr ii (16) 1.33 1.29 1.18 1.07 1.10 1.11 1.06 1.20 1.14 1.11 1.19 1.05 1.27 1.17 1.31 1.25 1.09 1.08 1.13 1.10 1.08 1.14 1.09 1.08 1.11 1.05 1.33 1.20 1.14 1.10 1.35 1.29 1.12 1.27 1.20 1.41 1.33 1.35 1.10 1.31 1.12 1.09 1.20 1.23 1.20 1.05 1.04 1.47 1.31 1.43 1.20 1.16 1.14 0.43 0.23 0.25 0.02 0.02 0.03 1352.26+2p+4f 0.19+p 0.16 0.16 0.34+f 424.41+p+2f 0.26 0.21 0.28 0.37+2f 2106.35+2p+3f 0.04 0.16 0.13 0.19 0.03 0.04 0.15 0.17 0.73 0.20+f 0.41+p 0.38 0.17 0.52 0.16 0.49 0.42 0.53 1711.89+p+2f 65.75 1745.20+f 119.05 963.85+f 2994.81+5f 0.70+p 0.07 0.28 0.18 0.22 0.27+2f 750.48+2f 0.83+f 1180.38+f 0.73 0.22 0.09 0.11 1575.78+f 308.68 578.13+f 409.97 VIII.2 Observations 102 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) 4572.50 * 4573.20 * 4577.07 4578.10 4580.75 4584.20 * 4588.88 * 4592.30 4595.95 4617.00 * 4617.80 4620.65 * 4629.60 * 4634.85 * 4647.90 4649.60 4657.91 * 4663.60 4664.42 4665.10 4667.39 * 4670.93 * 4685.90 4698.20 4701.60 4709.24 4713.76 4715.43 4728.59 4732.05 * 4764.50 4765.19 4770.20 4781.11 * 4798.70 4799.12 4805.78 * 4812.98 * 4814.75 4824.79 4826.90 ** 4833.89 4836.91 * 4840.68 4848.87 * 4862.09 4871.94 4885.12 4890.03 4894.35 * 4905.68 4911.81 * 4922.14 Ti ii (82) Cr ii (16) Fe ii (38) Fe ii (54) Fe ii (26) Fe ii (38) Cr ii (44) Cr ii (44) Fe ii (38) Cr ii (44) Fe iii (108) Fe ii (38) Fe ii (37)+ Ti ii (38) Fe ii (25) Mn ii (18) Fe ii (25) Ti ii (59) Ti ii (38) Fe ii (44) [Fe ii] (4F) Fe ii (37) Fe ii (25) He ii (1) Cr ii (177) [Fe iii] (3F) Ti ii (49) He i (12) Cr ii (178) [Fe ii] (4F) Fe ii (43) Ti ii (48) Ti ii (48) [Fe iii] (3F) Fe ii (50) [Fe ii] (4F) Ti ii (17) Ti ii (92) Cr ii (30) [Fe ii](20F) Cr ii (30) Fe ii (30) Fe ii (30) Cr ii (30) Fe ii (30) Cr ii (30) Hβ Fe ii (25) Cr ii (30) [Fe ii] (4F) Fe ii (36) [Fe ii](20F) Ti ii (114) He i (48) 1.14 1.13 1.25 1.12 1.10 1.63 1.11 1.10 1.07 1.08 1.14 1.25 1.42 1.18 1.12 1.13 1.25 1.10 1.12 1.09 1.23 1.14 1.03 1.09 1.11 1.06 1.20 1.11 1.05 1.30 1.10 1.12 1.02 1.08 1.04 1.06 1.12 1.07 1.06 1.20 1.08 1.07 1.08 1.04 1.15 7.82 1.04 1.03 1.03 1.06 1.04 1.07 1.28 0.08+f Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 0.46+f 1.33+3f+p 5029.62+6p+3f 0.09+p 0.71 0.90 0.33 1687.36+2p 1502.51 600.69 0.24+p 0.61 131.93+p 2547.12+5f 0.47+3p 0.36 0.02 0.14 0.18 0.12 0.17 0.06 568.95+p 716.90+f 0.78+p 2769.33+p 0.30+p 0.02 0.16 0.05 0.13 0.18 0.26+f 447.13 0.57+f 0.16 0.20 0.09 0.27 21.10 0.12 0.05 0.08 0.02 0.09 0.18 231.18 1369.44+f 1513.09+f 54193.7+f 245.99 403.98 VIII.2 Observations 103 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 4924.53 * 4930.80 4954.72 * 4958.40 4982.00 4982.93 4987.20 4991.70 4994.12 * 5001.35 * 5005.20 5016.09 5018.97 5031.64 * 5038.80 5041.33 5048.03 5056.29 5073.04 * 5077.20 5082.00 5086.80 5090.40 5094.00 5098.08 5101.32 5110.87 5120.99 * 5127.96 5129.84 * 5133.32 5137.46 * 5146.79 * 5152.40 5155.10 * 5158.24 5169.50 * 5173.32 * 5184.35 * 5186.60 5189.50 * 5192.40 5198.26 * 5211.78 5217.60 5220.00 5227.27 * 5233.10 5235.06 * 5238.04 * 5240.55 * 5247.55 * 5248.80 Feii (42) [Fe iii](1F) Fe ii (168) [Fe ii](4F) Ti ii (71) [Ti ii] (23F) [Fe iii](2F) Fe ii (25) Fe ii (36) Fe ii (25) Fe ii He i ( 4) Fe ii (42) Sc ii (23) Ti ii (71) Si ii ( 5) He i (47) Si ii ( 5) Ti ii (113) [Fe ii] (20F) [Ti ii] (19F) [Fe ii] ( 3F) Fe ii Fe ii (205) Cr ii (24) Fe ii (35) [Fe ii] (19F) Fe ii ( 35) Fe iii ( 5) Ti ii ( 86) Fe ii ( 35) Fe ii ( 35) Fe ii ( 35) [Fe iii]( 1F) Fe ii ( 35) [Fe ii] (19F) Fe ii ( 42) Mg i ( 2) Mg i ( 2) Ti ii ( 86) Ti ii ( 70) Fe ii ( 52) Fe ii ( 49) Ti ii (103) Fe iii [Fe ii] (19F) Ti ii ( 70) Cr ii ( 43) Fe ii ( 49) Cr ii ( 43) Sc ii ( 26) Cr ii ( 23) Fe ii 1.72 1.03 1.03 1.05 1.04 1.04 1.05 1.07 1.26 1.20 1.05 1.77 1.90 1.05 1.05 1.07 1.06 1.12 1.09 1.07 1.09 1.04 1.01 1.01 1.02 1.12 1.06 1.08 1.09 1.15 1.20 1.09 1.11 1.03 1.15 1.16 1.68 1.31 1.24 1.09 1.10 1.08 1.46 1.09 1.04 1.02 1.20 1.05 1.48 1.17 1.04 1.05 1.03 2.05+p 0.03 0.06 0.10 0.09+f 3274.20 0.24+p 253.39+p 0.70+p 0.29 0.14 2836.85+2f 3.95+p 0.11 0.06 0.30 0.04 0.17 0.15 0.11 0.12 0.08 <0.02 <0.02 8469.33+p+f 0.31+p 0.11 0.12 0.58+p 0.48 0.27 0.24 0.02 0.33 0.20 2.86+f 1.03+2f 0.08 1.11 0.25 0.04 0.02 0.42 1.80+p+f 0.02 0.09+f 128.79 1135.46+p 819.73 1977.57+p 227.82 274.88 204.61 35.54 41.29 139.26 985.53 240.98 2467.58+p+f 497.93 583.39 742.06 5642.61+p 21560+2f 2871.30+3p 1001.30 277.74+f 1028.76 3678.83 VIII.2 Observations 104 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 5250.80 5255.73 * 5257.58 * 5262.00 5265.54 * 5270.40 5273.80 5276.56 5280.64 * 5284.83 * 5306.73 * 5309.27 * 5314.00 * 5317.18 5326.27 * 5333.79 5335.55 * 5337.56 * 5338.35 * 5347.11 5350.80 5363.49 * 5376.90 5381.79 * 5397.10 * 5408.43 5409.46 * 5410.40 * 5412.78 5414.60 * 5419.60 * 5421.60 * 5426.03 * 5433.69 * 5436.30 5456.70 5467.79 5473.40 5479.02 * 5491.20 * 5492.89 * 5499.16 5502.92 * 5504.20 5509.90 * 5512.50 5526.00 5527.57 * 5527.14 5530.66 * 5535.60 * 5569.00 * 5577.64 Cr ii ( 23) Fe ii ( 49) Fe ii ( 41) [Fe ii] (19F) Fe ii ( 48) [Fe iii] (1F) [Fe ii] (18F) Fe ii ( 49) Cr ii ( 43) Fe ii ( 41) Cr ii ( 24) Cr ii ( 43) Cr ii ( 43) Fe ii ( 49) Fe ii ( 49) [Fe ii] (19F) Cr ii (43) Ti ii (69) Fe ii ( 48) Fe ii ( 49) V ii ( 54) Fe ii ( 48) [Fe ii] (19F) Ti ii (69) Ti ii (80) Cr ii (23) Fe ii (184) Cr ii (29) [Feii] (17F) Fe ii (48) Cr ii (22,29) Cr ii (23) Fe ii (49) Fe ii (55) Fe ii (48) Cr ii (50) Fe ii Cr ii (50) Cr ii (50) Ti ii (68) Ti ii (68) Fe ii (24) Cr ii (50) Cr ii (50) Cr ii (50) Cr ii (23) Fe ii (56) Sc ii (11) [Fe ii](17F) Ti ii (68) Fe ii (55) Fe ii [O i] (3F) 1.04 1.26 1.11 1.12 1.20 1.20 1.10 1.52 1.08 1.35 1.09 1.06 1.08 1.82 1.25 1.10 1.12 1.20 1.16 1.05 1.02 1.43 1.02 1.08 1.08 1.11 1.14 1.05 1.05 1.18 1.17 1.11 1.32 1.16 1.04 1.08 1.03 1.02 1.10 1.06 1.13 1.04 1.12 1.05 1.10 1.04 1.08 1.15 1.16 1.08 1.44 1.05 1.05 0.10 0.83+f 271.76+p 1734.87 0.75+p 0.37 2.12+p 0.19 0.85 0.32+f 10088.1+2p+2f 2.18+p 0.82 8299.54+2p 1741.98 0.72+2p+f 0.04 0.02 1.04 0.07 0.19 0.21 2300.98 482.22+f 2427.99 254.04 805.32 653.01+2f 0.30+p+f 0.46+2p 0.30+p 0.62 0.43+f 0.08 0.03 0.03 0.37 0.13+p 0.05 0.29 0.10 0.12 0.05 8277.08+9p+f 1249.70 2445.21+1p 621.25 621.25 0.66+2p+f 1.13 0.10 0.03 5484.57+3p 163.31 VIII.2 Observations 105 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) 5592.08 * 5628.30 * 5658.84 5685.00 5736.92 5738.33 5754.93 5773.62 5800.58 5814.45 * 5823.90 ** 5836.58 5864.80 5876.54 5890.68 ** 5896.63 ** 5930.39 5953.43 5954.42 5957.69 5979.31 5979.62 5992.20 * 6029.70 6032.84 6046.39 6054.33 * 6084.94 * 6104.35 * 6114.35 * 6117.00 6123.06 ** 6130.53 * 6148.58 6149.48 6175.97 6180.23 * 6220.52 * 6230.40 * 6239.35 * 6248.42 * 6300.27 6306.11 ** 6312.40 6318.85 * 6320.01 6332.92 * 6347.47 6370.58 * 6371.50 ** 6384.82 * 6387.59 6408.13 * Fe ii (55) Fe ii (57) Fe ii (57)+Sc ii (29) Sc ii (29) Fe ii (58) Fe ii (58) [N ii] (3F) Fe ii (165) Fe ii (165) Fe ii (163) Fe ii (164) Fe ii (182) Fe ii (24) He i (11) Na i (1) Na i (1) Fe iii (114) Fe ii (182) Fe iii (115) Si ii (4) Si ii (4) Fe iii (117) Fe ii (46) V ii (128) Fe iii (117) Fe ii (200) Cr ii (105) Fe ii (46) Fe ii (200) Fe ii (46) Fe ii (46) Mn ii (13) Fe ii (46) Fe ii (74) Fe ii (74) Fe ii (200) Fe ii (163) Fe ii (34) Fe ii (34) Fe ii (74) Fe ii (74) [O i] (1F) Fe ii (200) [S iii] Fe ii J + Mg i Mg i Fe ii (199) Si ii (2) Fe ii (40) Si ii (2) Fe ii J Fe ii (203) Fe ii (74) 1.05 1.07 1.16 1.07 1.08 1.06 2.07 1.08 1.05 1.07 1.02 1.04 1.11 5.37 1.22 1.34 1.04 1.05 1.06 1.08 1.11 1.11 1.41 1.05 1.04 1.02 1.04 1.25 1.10 1.16 1.07 1.02 1.11 1.31 1.62 1.05 1.04 1.08 1.09 1.49 1.49 1.06 1.03 1.07 1.27 1.22 1.08 1.25 1.31 0.10 0.18 0.42 0.18 0.04 0.03 1.18 0.02 0.02 0.20 0.02 0.06 0.03 9.80 0.21 0.23 0.03 1.25 1.12 1.17 Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 57035.1 2403.45+p 74.98+f 3637.22 43.39 475.22 24144.7 92.86 0.21+p+f 0.17+f 1.07 0.26+f 1377.17+p 406.95+f 2779.59 504.94 0.06 0.09 0.62 0.26 0.29 0.05 <0.02 0.19 1.44+f 1938.64 631.25 853.32+f 702.614 50047.6+f 0.21 0.10 0.12 0.18 1.28 1.43 0.04 0.01 0.19 0.90+ f 560.29 2375.49+ f 0.06 0.46 1.27+f 707.96+f 2091.06 3689.10+f 0.78+f 5217.70+f 0.18 780.71 401.27 733.39 4113.16 4059.47 251.92+p VIII.2 Observations 106 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 6417.78 * 6433.49 * 6440.79 6443.72 6447.46 ** 6457.24 * 6483.11 * 6492.50 6493.96 6507.00 * 6516.94 * 6563.87 * 6583.82 6587.68 ** 6628.14 * 6678.64 6717.67 6718.69 6829.53 7000.41 ** 7066.54 ** 7136.40 7155.81 7215.68 ** 7222.80 7226.10 7281.81 7292.09 7324.64 7378.82 7388.53 7412.12 7416.74 7423.68 7433.15 7443.20 7450.32 * 7463.35 * 7468.82 7480.67 7497.07 7516.78 * 7534.80 7656.67 ** 7712.58 7777.20 7802.56 7816.88 7842.52 * 7852.94 ** 7867.55 7878.26 7897.58 Fe ii (74) Fe ii (40) [Fe ii] (15F) Fe ii Fe ii (199) Fe ii (74) Fe ii (199) Ti ii (91) Fe ii Fe ii Fe ii (40) Hα + [N ii] (1) [N ii] (1F) Fe ii Fe ii (210) He i (46) [S ii] (2F) Ti ii (112) [Fe ii] (31F) [Ti ii] (17F) He i (10) Fe ii (197) [Fe ii] (14F) [Fe ii] (30F)+Tiii (101) Fe ii (73) tellur. Fe ii (73) tellur. He i (45) tellur. [Ca ii] (1F) tellur. [Ca ii] (1F) tellur. Fe ii J tellur. [Fe ii] (14F) tellur. [V ii] (4F) Mn ii (4) N i (3) [Fe ii] (47) N i (3) Fe ii (73) Fe ii (73) N i (3) Fe ii (72) Fe ii + [V ii](3F) Fe ii (73) Fe ii (72) Fe ii (73) tellur. Fe ii (73) O i (1) + 7775.40 Fe ii He i (69) Fe ii (72) Fe ii Fe ii J Mg ii (8) Mg ii (8) 1.39 1.66 1.11 1.05 1.04 1.64 1.14 1.10 1.08 1.04 1.85 24.01 1.19 1.05 1.09 1.76 1.03 1.02 1.03 1.06 3.56 1.06 1.15 1.05 1.09 1.16 1.47 1.42 1.34 1.08 1.09 1.05 1.14 1.04 1.07 1.08 1.18 1.30 1.07 1.07 1.07 1.20 1.13 1.10 1.41 1.16 1.02 1.04 1.05 1.04 1.15 1.14 1.22 1.07 1.75 0.08 0.10 0.03 1.87 0.18 3553.24 5673.93 0.42+p 0.06 1.82 128.8 0.20 0.04 0.18 3.20 0.03+f 0.07 0.15 8.05 0.07 0.41 0.12 442.47+p 290.11 6506.51 1392.78 1374.22 6522.18 617299+f 704.76 14952.7 458.82 43225.4 1087.50 3429.01 0.68+p 1.29 1.50 1.49 0.21 0.32 0.78+2f 5909.85+2f 0.21 1354.18 1.22+p 1.38+f 7061.47+p 9065.58+f 0.22 0.15 1.03 0.48 1521.36 1263.48 6587.47 3156.12 1.39 0.74 0.02 0.10 0.13 0.15 0.33 0.37 0.68 11004.5 7612.93 2306.44 4171.77 5910.60 VIII.2 Observations 107 Table VIII.2 (suite) λobs (Å) Identification Intensité Icont = 1 8159.40 8184.60 8215.06 ** 8257.80 8261.40 8267.40 8273.40 8278.20 8286.60 8292.60 8298.60 8307.00 8314.20 8324.40 8334.98 8346.14 8360.18 8375.37 8393.58 8414.25 8438.86 8447.66 8452.00 ** 8468.30 8490.97 8499.07 8543.11 8567.62 8582.57 8599.17 8611.80 8617.23 8630.08 8663.05 8680.20 8682.60 8703.43 8711.94 8718.60 8722.00 8728.88 8751.46 8776.20 ** 8808.30 8863.48 Fe ii J tellur. Na i (4) tellur. Mg ii tellur. P 37 tellur. P 36 + P35 tellur. P 34 tellur. P 33 tellur. P 32 tellur. P 30 tellur. P 29 tellur. P 28 tellur. P 27 P 26 P 25 P 24 P 23 P 22 + 8361.22 He i (68) P 21 P 20 P 19 P 18 O i (4) Fe ii P 17 Fe ii J Ca ii (2) + P 16 Ca ii (2) + P 15 N i (8) He i P 14 Fe ii J [Fe ii] (13F) + Ni(8) N i (8) Ca ii (2) + P 13 N i (1) N i (1) N i (1) N i (1) N i (1) Fe ii J +[Ti ii](16F) N i (1) P 12 He i Mg i (7) P 11 1.29 1.61 1.20 1.18 1.23 1.27 1.09 1.24 1.28 1.27 1.26 1.31 1.26 1.32 1.26 1.33 1.39 1.33 1.36 1.41 1.41 2.24 1.20 1.54 1.23 4.42 5.43 1.01 1.01 1.58 1.06 1.04 1.17 5.39 1.39 1.40 1.13 1.17 1.16 1.15 1.07 1.82 1.07 1.20 1.93 Largeur équivalente (Å) Flux 10−16 ergs cm−2 s−1 0.50 1.36 0.87 0.90 1.06 0.99 1.78 1.55 1.92 5.28+f 9707.12 7593.72 8802.61 12058.2 11753.4 17015.4 10855.0 58573.0+f 2.55 0.86 15.56 22.09 0.14 0.08 3.05+2f 20082.8 144831+p 201195 898.50 26042.5+2f 0.86 22.46 3.22+f 6111.80 272256+2f 0.69 0.90 0.75+f 2741.03 3303.90 4766.79+f 0.41 3.78 0.25 1.23 3.83 2036.94 31848.5 814.74 9984.04 45266.4 VIII.2 Observations Table VIII.3 – 108 Identification des raies en absorption. Les chiffres entre parenthèses identifient le multiplet observé. Les lettres 2p et 2f sont associées aux blends et font référence, respectivement, aux 2 raies précédentes et aux 2 raies suivantes. Les raies pour lesquelles la largeur équivalente est de faible précision sont suivies du symbole "**". λobs (Å) Identifications Intensité (Icont = 1) Largeur équivalente (Å) 4197.11 4323.40 4467.30 4632.05 4643.62 4644.27 4679.70 4717.43 4789.63 4816.69 4886.98 4896.39 4988.65 5003.99 5008.50 5010.69 5028.51 5033.77 5046.50 5074.98 5104.80 5202.60 5322.11 5388.35 5430.23 5455.57 5475.17 5557.47 5566.56 5580.35 5607.88 5618.40 5641.77 5647.18 5648.50 5661.65 ** 5666.26 ** 5668.08 5677.63 5681.23 5688.31 5698.17 5712.34 5724.39 5741.32 ** N iii (6) C ii (28) N ii (21) N ii (5) N iii (2) N ii (5) N ii (62) S ii (9) N ii (20) S ii (9) S ii (15) N ii (1) N ii (24) N ii (4) N ii (24) S ii (7) S ii (1) S ii (7) N ii (4) N ii (10) S ii (7) S ii (39) S ii (38) P ii (6) S ii (6) S ii (6) S ii (6) S ii (6) S ii (6) S ii (11) S ii (11) S ii (11) S ii (11) S ii (6) S ii (14) S ii (11) S ii (11) N ii (3) N ii (3) N ii (3) N ii (3) Aliii (2) N ii (3) Al iii (2) Siiii (4) 0.91 0.90 0.91 0.94 0.91 0.92 0.95 0.93 0.95 0.90 0.93 0.95 0.97 0.92 0.88 0.88 0.97 0.91 0.94 0.98 0.96 0.93 0.92 0.98 0.86 0.88 0.91 0.98 0.95 0.98 0.89 0.98 0.88 0.98 0.93 0.95 0.95 0.95 0.89 0.89 0.91 0.93 0.96 0.96 0.95 0.17 0.01 0.10 0.01 0.02 0.02 0.01 0.09 0.04 0.13 0.06 0.23 0.01 0.11 0.38+f 0.03 0.14 0.07 <0.01 0.08 0.11 0.11 0.01 0.06 0.15 0.07 0.01 0.01 0.01 0.05 0.06 0.11 0.09+f 0.06 0.05 0.04 0.13 0.13 0.10 0.09 0.01 0.03 0.08 VIII.2 Observations 109 Table VIII.3 (suite) Table VIII.4 – λobs (Å) Identifications Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) 5748.72 ** 5769.08 5820.79 5854.14 5857.63 6076.00 6097.88 6144.91 6165.36 6306.92 6336.09 6399.11 6404.01 6480.21 6483.87 ** 6508.48 6523.86 N ii (9) N ii (9) S ii (14) Ne i (6) C ii (22) Ne i (3) Ne i ( ) Ne i (1) Ne i (5) S ii (19) Ne i (1) S ii (19) Ne i (1) N iii (14) N ii (8) Ne i (3) N ii (45) 0.98 0.93 0.97 0.96 0.93 0.96 0.96 0.91 0.93 0.96 0.92 0.96 0.86 0.90 0.94 0.85 0.91 0.03 0.02 0.01 0.05 0.05 0.05 0.06 0.10 0.08 0.01 0.11 0.07 0.20 0.03 0.10 0.03 Identification des raies interstellaires. La lettre f indique un blend avec la raie suivante. λobs (Å) Intensité (Icont = 1) Largeur équivalente (Å) 4430 4726.6 4762.6 4880.7 4964.00 5404.17 5487.6 5609.9 5705.24 5719.55 5766.14 5769.18 5772.72 5780.54 5788.73 5796.82 5809.20 5844.54 5850.07 5890.49a 5896.57a 6005.02 0.86 0.93 0.95 0.93 0.96 0.87 0.97 0.98 0.94 0.99 0.96 0.98 0.98 0.67 0.98 0.78 0.97 0.97 0.92 0.03 0.04 0.97 1.96 0.13 0.04 0.52 0.04 0.09 0.10 0.01 0.10 0.01 0.06 0.01 0.01 0.94 0.02 0.45 0.04 0.11 0.11 1.18 1.10 0.06 VIII.3 Description du spectre 110 Table VIII.4 (suite) VIII.3 λobs (Å) Intensité Icont = 1 Largeur équivalente (Å) 6010.76 6019.49 6089.73 6140.10 6196.03 6203.22 6212.07 6223.71 6270.25 6283.99 6330.00 6353.54 6362.41 6367.07 6376.33 6379.24 6397.05 6425.53 6439.40 6445.40 6613.87 6661.04 6699.46 6701.80 6770.28 6811.60 6827.33 6843.44 6852.75 6993.28 7106.06 7119.63 7562.46 7569.93 7580.79 7585.32 7721.77 7833.02 0.95 0.98 0.96 0.97 0.87 0.84 0.97 0.98 0.91 0.60 0.98 0.96 0.98 0.99 0.96 0.77 0.96 0.95 0.96 0.97 0.70 0.90 0.95 0.97 0.98 0.98 0.98 0.98 0.99 0.83 0.98 0.97 0.91 0.96 0.96 0.98 0.95 0.98 0.12 0.05 0.05 0.02 0.14 0.41 0.08 0.02 0.25 2.88 0.02 0.06 0.02 <0.01 0.07 0.22 0.05 0.08 0.08 0.04 0.57 0.34 0.11+f 0.02 0.03 0.01 0.03 0.01 0.16 0.02 0.03 0.18 0.05 0.06 0.01 0.10 0.03 Description du spectre Nous proposons sur la Figure VIII.2 un aperçu général du spectre de MWC314 2 , où seules les observations à haute résolution ont été retenues. Les raies spectrales les plus intenses sont indiquées tandis que toutes les identifications que nous avons effectuées sont détaillées dans les Tables VIII.2, VIII.3 et VIII.4. Les sources consultées lors de ce travail sont: – Coluzzi (1993); – Johansson (1978); – Quinet et al. (1996); 2. Le continu du spectre a été normalisé à l’unité. VIII.3 Description du spectre 111 – Kurucz (1994); – Herbig (1995). 1.4 1.2 1.0 0.8 -1000 -500 0 500 1000 V (Km/s) Figure VIII.3 – Comparaison du profil de la raie λ5875 He i observée en juillet 1997 (trait continu) et en novembre 1997 (trait interrompu). Quatre-cent six raies en émission ont pu être identifiées. Elles proviennent de l’hydrogène, de l’hélium, du fer, du titane, du chrome, du magnésium, du calcium, de l’oxygène, du silicium ou de l’azote, et se forment par recombinaison dans une enveloppe en expansion autour de l’étoile. Notons qu’un nombre élevé de ces raies sont identifiées par des transitions, permises ou interdites, de Fe ii. Aucune raie d’hydrogène ne possède un profil de type P-Cygni. Toutefois, deux raies de la série de Balmer (Hα et Hγ) présentent un profil constitué de deux composantes très rapprochées. On note un comportement de ce type, et même plus marqué, pour la majorité des transitions permises de Fe ii. Ce phénomène est souvent observé dans les étoiles B à raies d’émission. Il est la signature d’une enveloppe possédant la forme d’un disque. Plusieurs raies de Fe iii ont également été observées et, en particulier, celles provenant des multiplets 115 et 117. Ces transitions existent généralement dans le spectre des hypergéantes de type spectral B précoce (Wolf & Stahl, 1985) de magnitude visuelle absolue inférieure ou égale à −8.m 0. Toutes les raies d’hélium neutre sont observées en émission ce qui signifie que l’étoile possède un type spectral équivalent ou plus chaud que B2. Contrairement au raies d’hydrogène, elles sont formées d’un profil unique dont l’aile bleue est affectée par de l’absorption. Un profil de type P-Cygni est clairement visible dans le cas de la raie λ5876 He i. Des observations effectuées à des dates différentes font apparaître que la composante en absorption est variable: en juillet 1997 la vitesse maximale atteinte par les régions de l’enveloppe où elle se forme était de 465 km/s, en novembre 1997 elle s’élevait à 787 km/s (Figure VIII.3). Par contre, lorsque l’on tient compte de la différence de résolution des observations, l’intensité de la composante en émission ne semble pas varier de manière significative. Il s’agit là des seules signes de variations que nous avons décelés dans le spectre de MWC314. Notons que ces variations peuvent être expliquées par le fait que l’hélium se forme préférentiellement en des régions de l’enveloppe proches de la surface. La qualité de nos observations nous a permis d’identifier 63 raies d’absorption issues de la photosphère de MWC314 (voir Table VIII.3) et typiques d’éléments tels que le soufre, l’azote, le phosphore, VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 112 l’aluminium, le silicium et le néon. Nous avons notamment identifié la raie λ5741 Si iii qui est observée, principalement, dans les étoiles de type spectral compris entre B0.5 et B1.5 (Jaschek & Jaschek, 1995). Les raies photosphériques de N ii sont très intenses ce qui indique que l’atmosphère est surabondante en azote. Nous n’avons trouvé aucune raie en absorption appartenant à l’oxygène ce qui signifie, soit que les raies spectrales sont contaminées par de l’émission due à d’autres éléments, soit que l’élément est sous-abondant dans l’atmosphère. Remarquons à ce propos que nous n’avons identifié qu’un petit nombre de raies en émission provenant de cet élément. VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile L’existence, dans le spectre de MWC314, de nombreuses raies en émission indique que son atmosphère est composée d’une photosphère et d’une enveloppe en expansion. En utilisant une approche semi-empirique, nous avons mis au point un modèle mathématique destiné à étudier les principales caractéristiques du continu et du profil des raies d’hydrogène Hα et Hβ. Figure VIII.4 – VIII.4.1 Modèle atomique considéré pour l’hélium neutre. Modèle de la photosphère Le modèle d’atmosphère utilisé pour décrire la photosphère de MWC314 a été obtenu en utilisant le programme tlusty (Hubeny, 1988). Seule la présence d’hydrogène et d’hélium a été prise en VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 113 considération. Le modèle atomique de l’hydrogène et de l’hélium ionisé est composé, respectivement, des 15 et 5 premiers niveaux d’énergie, celui de l’hélium neutre en comporte 28 (voir Figure VIII.4). Trois paramètres (la température effective, la gravité superficielle et le rapport He/H) décrivent de manière non-ambigüe les modèles d’atmosphère hors ETL. Nous avons fait varier la température effective de 15000 à 30000 K et la gravité superficielle de 2.0 à 3.5; le rapport He/H est, quant-à-lui, déterminé lors de l’étude des raies en émission d’hydrogène et d’hélium. A l’aide de ces modèles nous avons effectué une première évaluation de la température effective et de la gravité superficielle de MWC314. La région spectrale étudiée, qui est comprise entre 5640 et 5760 Å, a été sélectionnée en fonction de la présence des raies λλ5698 Al iii et 5741 Si iii qui ne paraissent pas être contaminées par de l’émission provenant de l’enveloppe. Les valeurs que nous obtenons par comparaison (voir Figure VIII.5) des spectres calculé, pour une vitesse de rotation apparente nulle, et observé sont: Tef f = 19000K log(g) = 2.6 (c.g.s). Cette valeur de la température effective confirme que le type spectral de l’étoile est compris entre B0.5 et B1.5. Notons, par ailleurs, que P Cygni a été classée B1 par Lamers et al. (1983) avec une température effective égale à 19300 K. 1.2 Teff = 19000 K Log(g) = 2.6 (c.g.s.) He/H = 0.10 1.1 S II S II 1.0 N II C II N II + S II N II Al III N II 0.9 Al III N II Si III N II C II + S II + Cr III 0.8 5640 5660 Figure VIII.5 – 5680 5700 5720 5740 5760 Comparaison entre les spectres observé de MWC314 (trait noir) et calculé (pointillés) à l’aide du programme tlusty. VIII.4.2 Modèle de vent stellaire Le modèle mathématique à l’aide duquel nous décrivons l’enveloppe de l’étoile est extrapolé à partir de la photosphère en utilisant la définition du taux de perte de masse, Ṁ , pour un vent stellaire qui ne varie pas avec le temps: Ṁ = 4πρ(r)v(r)r 2 (VIII.1) où: – ρ(r) est la densité du vent; – r est la distance considérée relativement au centre de l’étoile; – v(r) est la vitesse du vent au point r. VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 114 Miroshnichenko (1996) indique qu’une loi des vitesses de la forme suivante: v(r) = v0 + (v∞ − v0 )(1 − R∗ /r)β R∗ /r − R∗ /rend v(r) = v(rend ) + (v∞ − v(rend )) 150 − rend pour r ≤ rend (VIII.2) pour r > rend (VIII.3) est apte à reproduire les flux observés par le satellite IRAS à 12 et à 25 µm. Il s’agit en réalité d’une loi hybride qui permet de retrouver, notamment, la distribution des vitesses observée pour des étoiles lumineuses telles que P Cygni (Pauldrach & Puls, 1990). La vitesse terminale 3 v∞ , l’exposant β, le rayon de l’étoile R∗ ainsi que le paramètre rend sont ajustés en étudiant, soit le flux infrarouge, soit le profil des raies d’hydrogène et d’hélium. La vitesse photosphérique, v0 , est, quant-à-elle, calculée de manière à assurer la continuité de la densité, ρ(r), à la surface de l’étoile. La variation de la température dans l’enveloppe est donnée par une relation introduite par Bunn et Drew (1992): v(r) . (VIII.4) T (r) = Tef f 0.79 − 0.51 v∞ Celle-ci fut établie en étudiant plusieurs modèles de vent stellaire calculés pour des étoiles chaudes en incluant la contribution d’un grand nombre de raies provenant d’éléments différents. VIII.4.3 Calcul des raies d’hydrogène et d’hélium Afin de calculer le profil des raies d’hydrogène, nous avons utilisé deux approches différentes. La première consiste à émettre l’hypothèse que l’enveloppe en expansion possède une géométrie sphérique. Dans ce cas, le calcul des profils synthétiques est effectué à l’aide du programme etla basé sur une méthode décrite par Mihalas et al. (1976) qui considère l’équation de transfert radiatif dans le système de référence attaché à l’enveloppe. Nous avons modifié ce code de calcul pour qu’il contienne les mêmes données atomiques (pour l’hydrogène et l’hélium) que tlusty, ce qui nous permet, notamment, d’utiliser les mêmes modèles pour décrire les atomes. Sept paramètres différents définissent chaque spectre synthétique obtenu, il s’agit: – des paramètres β (0.77) et rend (1.4R∗ ) ; – de la vitesse terminale v∞ (500km/s); – de la température effective (30000K); – du rayon R∗ de l’étoile (50R ); – du rapport He/H (0.10); – et du taux de perte de masse Ṁ (3 10−5 M an−1 ). Nous avons indiqué ci-dessus, entre parenthèses, les valeurs de ces paramètres qui furent proposées par Miroshnichenko (1996) et qui résultent de l’étude de la raie Hα. Dans un premier temps, nous avons adopté ces résultats et n’avons fait varier que la température effective. Celle-ci a finalement été fixée en comparant les spectres continu calculé et observé de l’étoile. L’absorption interstellaire a été prise en compte dans les calculs à l’aide de la courbe moyenne d’extinction proposée par Mathis (1990). La minimisation de l’écart quadratique moyen σT (voir Figure VIII.6a) permet d’obtenir une température effective égale à 22000 K et un excès de couleur E(B-V) égal à 1.48. Cet écart peut encore être réduit en faisant varier le rayon, R∗ , de l’étoile (voir Figure VIII.6b) et l’on obtient finalement : – Tef f = 22000K; – R∗ = 63R . Dans la Figure VIII.7, les flux observé et calculé ont été représentés en fonction de la longueur d’onde. On peut noter qu’une variation du taux de perte de masse n’affecte significativement les flux qu’au-delà de 12 µm. Nous n’avons donc utilisé, pour l’estimation des écarts quadratiques moyens σT et σR , que le domaine spectral de longueurs d’onde inférieures à 12 µm. L’évaluation des cinq paramètres qui décrivent l’enveloppe de MWC314 est réalisée en calculant le profil des raies Hβ, Hα et λ6678 He i (voir Figure VIII.9), ce qui donne: – β = 4; 3. La vitesse terminale du vent stellaire est sa vitesse à une distance infinie de l’étoile. VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 115 0.19 0.152 b 0.18 0.150 0.17 0.148 0.16 0.146 0.15 0.144 0.14 0.142 0.13 4.25 4.30 4.35 4.40 4.45 1.4 4.50 2.0 0.140 2.3 Log (R*) Log ( Teff ) Figure VIII.6 – 1.7 σR σT a Minimisation de l’écart quadratique moyen entre les spectres observé et calculé. 10 Log (Fλ / F5500 ) 1 0.1 IRAS 0.01 0.001 1e+3 1e+4 1e+5 Log (λ) Figure VIII.7 – Comparaison des flux observé et calculé. La longueur d’onde, λ, est exprimée en Å. Les flux observés (•) sont issus de Bergner et al. (1995) et du satellite IRAS. Les flux ont été calculés en adoptant trois valeurs différentes pour le taux de perte de masse Ṁ exprimé en M an−1 à savoir 10−5 (trait interrompu), 3 10−5 (trait continu) et 5 10−5 (pointillés). VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 116 – rend = 1.4R∗ ; – v∞ = 700km/s; – He/H = 0.15; – Ṁ = 3.3 10−5 M an−1 . Aucune valeur cohérente de ces paramètres n’élimine la composante en absorption du profil P-Cygni des raies d’hydrogène. Comme nous le laissait supposer la forme du profil des raies de Fe ii, la géométrie de l’enveloppe serait axisymétrique plutôt que sphérique. Dans ce cas MWC314 présenterait à l’observateur l’un de ses deux pôles. Le profil de type P-Cygni observé pour les raies d’hélium neutre peut s’expliquer par le fait que ces dernières se forment préférentiellement dans une région proche de la surface, ce qui permet d’expliquer également les variations observées pour λ5875 He i. Nos calculs ne nous permettent pas, toutefois, d’obtenir un accord optimal avec les observations. Figure VIII.8 – Définition des angles i et γ. La seconde approche est basée sur le programme hnlte écrit par Miroshnichenko (1998) et qui résout l’équation de transfert radiatif dans un milieu axisymétrique selon une méthode décrite par Pogodin (1986). Celle-ci consiste, notamment, à déterminer la population des niveaux d’énergie en utilisant l’approximation de Sobolev, puis de résoudre l’équation de transfert radiatif. Nous avons ajouté au programme la possibilité de calculer la vitesse et la température de l’enveloppe par les relations 8.2, 8.3 et 8.4. De manière générale, l’approche adoptée introduit deux nouveaux paramètres (Figure VIII.8) qui dépendent de la géométrie de l’enveloppe: – l’angle d’inclinaison, i, de l’étoile relativement à la ligne de visée; – l’angle d’ouverture, γ, de l’enveloppe. Il n’existe pas de solution unique au problème posé. En faisant varier le taux de perte de masse et la vitesse terminale du vent stellaire, il est possible de trouver plusieurs valeurs différentes de i et de γ qui fournissent un accord satisfaisant entre les profils calculé et observé des raies Hα et Hβ (voir Figure VIII.9). Si l’on ne conserve, comme paramètres libres, que les angles décrivant la géométrie de l’enveloppe on obtient: i = 40o - 60o et γ = 10o - 30o . VIII.4 Paramètres fondamentaux de l’étoile 117 2.0 25 8.0 Hβ β Hα α λ6678 He I 1.8 20 6.5 1.6 5.0 15 3.5 10 1.4 1.2 1.0 5 2.0 0.8 0.5 4840 4850 4860 4870 4880 6540 Longueur d'onde (Å) 6560 6580 0 6600 0.6 6660 6680 6700 Longueur d'onde (Å) Figure VIII.9 – Comparaison des profils calculé (trait continu) et observé (trait interrompu et pointillés) des raies Hα, Hβ et λ 6678 He i. Les profils représentés par un trait interrompu ont été obtenus pour une enveloppe sphérique tandis que les profils en pointillés ont été calculés pour une enveloppe axisymétrique (i = 45 o et γ = 15o ). VIII.5 Conclusions VIII.5 118 Conclusions Les observations sur lesquelles se base notre étude ont été effectuées avec une résolution comprise entre 0.6 et 1.1 Å et recouvrent la majeure partie du spectre visible de MWC314. L’identification de plusieurs raies en émission provenant de Fe iii et de la raie en absorption λ5741 Si iii implique que l’étoile est une hypergéante de type spectral B1. Ceci est confirmé par l’étude théorique du spectre photosphérique. Par l’étude du continu et des raies Hα, Hβ et λ6678 He i, nous avons déterminé les paramètres fondamentaux de MWC314 et de son enveloppe (voir Table VIII.5). Avec un rayon stellaire de 63 R et une température effective de 22000 K, celle-ci possède une luminosité telle que log(L/L ) = 5.9, ce qui la situe à proximité de la limite d’instabilité (Figure VIII.10). L’étude du profil des raies d’hydrogène confirme que le vent stellaire de MWC314 possède une géométrie axisymétrique plutôt que sphérique. Le profil de type P Cygni des raies d’hélium neutre et la variation de la composante en absorption de la raie λ5876 He i indiquent que les raies de l’hélium neutre se forment préférentiellement dans les régions de l’enveloppe proches de la surface. MWC314 est généralement classée étoile B[e] car son spectre contient, notamment, des transitions interdites et un grand nombre de transitions permises du Fe ii. Ces objets sont le plus souvent entourées d’une enveloppe de poussières qui se trouve à l’origine d’un excès de flux infrarouge au delà de 1 µm (Zickgraf, 1998). Comme nous l’indique la Figure VIII.7, aucun excès infrarouge n’est décelable dans le spectre de MWC314 qui, très probablement, n’est pas une étoile B[e]. Par contre, les caractéristiques du vent stellaire, la surabondance en azote que nous avons décelée dans la photosphère ainsi que sa position dans de la diagramme H-R confirment la thèse selon laquelle MWC314 est vraisemblablement une étoile LBV. Table VIII.5 – Paramètres fondamentaux de quelques étoiles LBV. Les références indi- quées en colonne 6 proviennent de: 1. Wolf (1989), 2. Najarro et al. (1997), 3. Lopes et al. (1992). ID Tef f (K) R∗ (R ) Ṁ (10−5 M an−1 ) Log(L/L ) Réf. R 127 P Cyg HR Car R 71 HD 160529 28500 18200 15000 14000 10000 47 75 98 102 200 2.50 3.00 0.87 0.05 2.50 6.1 5.6 5.6 5.5 5.4 1 2 3 1 1 MWC314 22000 63 3.3 5.9 Ce travail Les étoiles LBV sont caractérisées par des variations importantes de la température effective, du rayon et du vent stellaire. On observe également des variations photométriques et spectroscopiques très irrégulières dans le temps et qui peuvent s’étendre sur plusieurs décennies. Elles sont caractérisées par un taux de perte de masse très important, généralement de l’ordre de 10−4 M an−1 , et sont à l’origine d’un vent stellaire à faible vitesse d’expansion. Leur photosphère est, quant-à-elle, contaminée par les résidus du cycle CNO et on y décèle, souvent, une surabondance en azote et en hélium ainsi qu’une sous-abondance en carbone. Même si des variations photométriques et spectroscopiques ont déjà été notées pour MWC314, il est impossible de dire, jusqu’à présent, si leur type correspond à celles effectivement observées dans les étoiles LBV. Nous notons cependant que la vitesse terminale du vent stellaire et le taux de perte de masse sont communs aux étoiles de cette catégorie. Si l’on note que l’azote est surabondant et que l’oxygène paraît absent de la photosphère de MWC314, un certain nombre d’indices semblent corroborer la thèse selon laquelle il s’agirait d’une étoile LBV. VIII.5 Conclusions 119 6.5 R127 100 Log (L/LSoleil ) 80 6.0 60 MWC314 40 HR Car P Cyg 5.5 HD 160529 R 71 25 20 5.0 4.5 4.4 4.3 4.2 4.1 4.0 Log ( Teff ) Figure VIII.10 – Position de MWC314 dans le diagramme H-R. Les trajets évolutifs théoriques (courbes continues) sont issus de Glatzel et al. (1993) et de Schaller et al. (1992). La masse initiale des étoiles (exprimée en masses solaires) est indiquée sur le trajet. La limite d’instabilité est représentée par des pointillés (Humphreys, 1989). VIII.5 Conclusions c 120 Conclusions générales Depuis l’avènement des détecteurs électroniques tels que le CCD, il est aisé et désormais courant d’observer le spectre des étoiles de type spectral B dans l’infrarouge proche et, plus particulièrement, au voisinage de la discontinuité de Paschen. Nous avons montré qu’à l’instar de la discontinuité de Balmer, cette région spectrale est très sensible à la température effective et à la gravité superficielle de l’étoile. La forme du pseudo-continuum et le profil des raies élevées de la série de Paschen peuvent être reproduits par le calcul de manière très satisfaisante en utilisant, pour décrire l’élargissement Stark, une méthode semi-empirique introduite par Edmonds et al. (1967). Notre étude montre que cette approche s’avère plus apte à reproduire nos observations que d’autres méthodes généralement adoptées pour les premières raies des séries de Rydberg de l’hydrogène. Elle nous a également permis de constater que le rapport des pseudo-largeurs équivalentes des raies P12 et P14 est remarquablement insensible à la température effective et qu’il peut être utilisé comme critère de luminosité. Une comparaison systématique des spectres observé et calculé permet, quant-à-elle, de déterminer de manière précise et simultanée la température effective et la gravité superficielle des étoiles de type spectral B. La situation est plus complexe lorsque l’on aborde la classe d’étoiles Be pour lesquelles les premières raies de la série de Balmer sont observées en émission, ce qui rend inutilisable un grand nombre des procédures de détermination des paramètres fondamentaux existantes. Dans le présent travail, nous montrons que, pour des températures effectives inférieures à 15000 K, l’étude des raies élevées de la série de Paschen permet cette détermination. Nous avons appliqué cette méthode afin de déterminer les paramètres fondamentaux de l’étoile γ Corvi (Gienah) de type spectral B8 III. Bien qu’il s’agisse d’un astre brillant (V=2.62), son appartenance à la classe d’étoiles chimiquement particulières dites Hg-Mn n’a été proposée qu’en 1971 par Cowley & Crawford. Plusieurs raisons ont été avancées afin d’expliquer cette reconnaissance tardive, les principales étant l’élargissement des raies spectrales due à la rotation et la piètre qualité des observations obtenues jusqu’alors. Après avoir déterminé la température effective et la gravité superficielle de l’étoile, nous avons étudié sa composition chimique. Nos résultats indiquent, notamment, que la raie λ3984 Hg ii est à peine visible dans le spectre et que l’abondance du manganèse, dans l’atmosphère de γ Corvi, est moins importante que dans la majorité des étoiles Hg-Mn. L’abondance de l’hélium, quant-à-elle, qui constitue un élément clé dans tous les modèles décrivant la diffusion radiative, est parmi les plus élevées observées dans ce type d’étoiles. En réalité, γ Corvi possède une composition chimique proche de celle qui est observée dans un petit groupe d’objets que Smith & Dworetsky (1993) qualifient de Hg-Mn intermédiaires. Il semble que leur atmosphère soit le siège d’un même phénomène qui se superpose, ou qui met un terme, à la diffusion radiative et qui les démarque des autres Hg-Mn. Dans ce cas, l’abondance de manganèse paraît constante et indépendante de la température effective: Il pourrait donc s’agir d’une turbulence qui tend à uniformiser la composition chimique dans les couches de l’étoile proches de la surface. Etant donné que ce processus ne semble affecter qu’une petite fraction des étoiles Hg-Mn classiques, son effet doit être limité dans le temps. Nous avons étendu notre analyse à l’étoile lumineuse MWC314 dont la classe et le type spectral sont mal définis (B[e] ou LBV). Cette méconnaissance est principalement liée à la résolution des observations disponibles jusqu’à présent et à la nature du spectre composé d’un grand nombre de raies en émission qui occultent la photosphère. Des observations récentes effectuées, notamment, à l’Observatoire de Haute-Provence avec une résolution spectrale plus élevée nous ont permis d’identifier, pour la première fois, 63 raies d’absorption photosphériques provenant d’éléments tels que le souffre, conclusions générales 122 l’azote, le phosphore, l’aluminium, le silicium et le néon. Le domaine spectral étudié s’étend de 4095 à 8936 Å et recouvre, par conséquent, une grande partie du spectre visible. Nous avons également identifié 406 raies en émission dont un grand nombre appartiennent au Fe ii. La présence de la raie photosphérique λ5740 Si iii et de certaines raies de Fe iii en émission indique que MWC314 est une étoile hypergéante de type spectral B1. Les raies photosphériques d’azote sont trop intenses, comparées à celles observées dans les étoiles de même type spectral, ce qui signifie que l’azote est surabondant. L’absence de raies d’oxygène, quant-à-elle, pourrait indiquer une déficience de cet élément dans la photosphère de MWC314. L’étude du continuum et des raies d’hydrogène et d’hélium (Hα, Hβ et λ6678 He i) montre que MWC314 est entourée d’une enveloppe axisymétrique. Elle montre également que l’étoile possède une luminosité très élevée, telle que Log(L/L ) = 5.9, et une température effective égale à 22000 K, ce qui la place, dans le diagramme H-R, à proximité de la limite d’instabilité, là où l’on retrouve un grand nombre de LBV. De manière générale, nos résultats confirment l’appartenance de MWC314 à cette classe d’étoiles. 7 150 100 80 6 60 40 25 Log (L/LSoleil ) 5 20 15 4 12 9 7 3 5 4 2 1 4.5 Etoiles Be (Chapitre 6) γ Corvi (Chapitre 7) MWC314 (Chapitre 8) 4.4 4.3 3 4.2 4.1 4.0 Log ( Teff ) Diagramme de Hertzsprung-Russell. Position des étoiles étudiées relativement aux trajets évolutifs théoriques. La masse initiale des étoiles, exprimée en fonction de la masse du soleil, est indiquée au départ des trajets. La procédure de détermination des paramètres fondamentaux que nous décrivons dans le présent travail et qui se base sur des observations dans l’infrarouge proche des spectres stellaires a été décrite pour des modèles d’atmosphère ETL et ne prend pas en considération la présence des raies rouges de l’hélium neutre. La prise en compte des écarts à l’ETL ainsi que l’inclusion de ces raies rendraient la méthode plus précise et applicable aux étoiles de type spectral O. A ce propos, il est à noter qu’un article récent (Terzi et al., 1998) publie les coefficients d’élargissement Stark pour ces transitions. D’autre part, l’étude de γ Corvi nous montre que, dans certains cas, les modèles qui décrivent la conclusions générales 123 diffusion radiative au sein de l’atmosphère des étoiles Hg-Mn peuvent être mis en défaut. Toutefois, toutes les abondances prédites par ces modèles sont déduites pour des étoiles dont le Log(g) est égal à 4. Il serait intéressant d’étendre ces prédictions à des gravités superficielles moins élevées. Dans le cas de MWC314, de nouvelles observations sont souhaitables et permettraient sans doute de détecter d’éventuelles variations spectrales. Par exemple, une variabilité du spectre photosphérique indiquerait que l’étoile est l’objet d’une variation de la température effective, comme la plupart des étoiles LBV. De plus, l’étude du profil des raies en émission du Fe ii qui apparaissent dédoublées permettrait de dégager avec plus de précision la géométrie de l’enveloppe qui entoure l’étoile. Références 124 Références Adelman, S., Philip, A.: 1994, Publ. Astron. Soc. Pac. 106, 1239 Adelman, S., Philip, A.: 1996, Mon. Not. R. Astron. Soc. 282, 1181 Alecian, G., Michaud, G.: 1981, Astrophys. J. 245, 226 Allen, D.: 1973, Mon. Not. R. Astron. 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