Résumé Les étoiles massives sont des agents importants d'évolution et de modification du milieu interstellaire. .Avec leur luminosité atteignant les 106 L ,. Leur capacité d

EFFET DE LA MÉTALLICITÉ SUR LES VENTS DES ÉTOILES

MASSIVES

Mémoire

présenté

à la Faculté des études supérieures

de !'Université Laval

pour l'obtention

du grade de Maître ès Sciences (M.Sc.)

Département de Physique

FACULTÉ DES SCIENCES ET DE GÉNIE

UNIVERSITÉ LAVAL

@ Stéphanie Plante, 1998

National Library Bibliothèque nationale du Canada

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Résumé

Les étoiles massives sont des agents importants d'évolution et de modification

du milieu interstellaire. .Avec leur luminosité atteignant les 106 L ,. Leur capacité

d'ioniser l'hydrogène et de former des régions H I I et la quantité fa~arnineuse d'énergie

mécanique libérée lorsqu'elles explosent en supernovae. on voit amplement la nécessité

de les étudier et de les comprendre. Les vents produits par les étoiles massives sont

un des éléments les plus importants dans leur évolution. mais aussi un des moins bien

connus.

L'objectif de mon projet de maîtrise consiste a déterminer l'influence de la mé-

tallicité sur les vents des étoiles massives. 5Ies observations d'étoiles situées dans les

Xiiages de hlagellan. galasies ayant des métallicités iub-solaires. ainsi que l'utilisation

cle spectres publiés d'étoiles O galactiques m'ont permis d ' k l u e r la relation entre

les taus de perte de niasse. les vitesses terniinales et la métallicité. On tire de ces

relations que les vents sont moins sensibles à la niétallicité que le prédit la théorie.

remettant en cause certaine des approximations que fait la théorie. -

Remerciements

Ce qu'il est agréable d'en être rendu aux remerciements! Non seulement c'est

le signe que la rédaction tire à sa fin, mais c'est aussi le moment privilégié de dire à

tous ceux qui nous ont supportés à quel point on les apprécie, combien leur présence,

leur amitié, leur support furent des éléments importants tout au long de la dernière

année et demie. Évidemment, Cannelle est la première à qui va ma gratitude et

mon admiration. Que ce soit par sa présence, son respect, sa qualité d'écoute ou son

dynamisme, elle a toujours su me donner l'impulsion nécessaire à mon développement,

autant au niveau scientifique qu'au niveau humain. C'est elle qui m'a donné ma

première chance: celle de découvrir le monde merveilleux de l'astronomie, celle de me

confirmer dans ma passion pour ce monde.

J'aimerais aussi remercier Jean-René Roy pour son support dans tous mes

choix et mes rêves, ses encouragements dans toutes mes entreprises. Il était toujours

le premier à mettre tout en oeuvre pour donner vie aux projets que je lançais. Le

grand art qu'il met dans la transmission de ses connaissances m'a permis de m'ouvrir

à plusieurs domaines de l'astronomie et de faire des liens entre ces différents d e

maines. Les résultats présentés dans ce mémoire n'auraient pu être sans la collabo-

ration soutenue de Werner Schrnutz et de Nidia Morrell, deux personnes généreuses

à qui je suis grandement redevable.

J'aimerais pouvoir nommer ici tous les gens du département, qui un jour ou

l'autre m'ont aidée, que ce soit au niveau informatique, scientifique ou humain. Plus

particulièrement, merci à Laurent Drissen pour sa patience et ses efforts pour rendre

le réseau informatique fonctionnel et agréable. Merci aussi à Dominique Beauchamp,

qui a répondu à toutes mes questions, les stupides comme les moins bêtes, et qui m'a

encouragée jour après jour lors de mon long séjour "l'autre bordn. Enfin, merci à m a

petite famille, qui m'a encouragée depuis toujours à poursuivre mes rêves et à mettre

tout en oeuvre pour leur faire voir le jour. Et voici le premier né.. .

Crédits

Dans le cadre de ce mémoire, j'ai utilisé les outils suivants:

0 Le compilateur de texte BTEX.

a La base de donnée SIMBAD, opérée au CDS de Strasbourg, France.

Le 'Astrophysics Data System Abstract Service" (ADS), opéré par la "National

Aeronaut ics and Space Administrationn (NASA).

0 IRA F, écrit et supporté par le "Iraf Programming Groupn du "National Opticd

.4stronomy Observatoriesn (N0.40) à Tucson, Arizona. NOAO est opéré par ''Asse

ciation of Universi ties for Reasearch in Astronomy" (AURA), Inc. selon une entente

de coopération avec la "National Science Foundation".

a Le Télescope Spatial Hubble opéré par AURA pour la NASA.

Le satellite "International Ultraviolet Explorer", opéré conjointement par NASA, le

"Particle Physics and Astronomy Research Council" (PPARC) et l'Agence Spatiale

Européenne (ESA).

0 Le tdescope du "Complejo Astronornico El Leonciton, propriété de l'université de

San Juan et l'université Nationale de La Plata.

Table des matières

Résumé

Remerciements

Crédits

Liste des figures

Liste des tableaux

1 Introduction

1.1 Les vents radiatifs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.1.1 Domaine spectral ultraviolet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

TABLE DES MATIÈRES vi

1.1.2 Domaine spectral optique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

1.2 Objectifs scientifiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2 Observation et réduction des spectres 16

2.1 Spectroscopie dans l'ultraviolet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

2.1.1 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3-12 Réduction 20

2 - 1 2 1 Correction pour le détecteur . . . . . . . . . . . . . . 20

2.1 . 2.2 Correction pour le décalage spectral . . . . . . . . . 21

2.1.2.3 Combinaison des spectres des réseaux G130L et G160H 21

2.1.2.4 Normalisation des spectres . . . . . . . . . . . . . . . 22

2.1.3 Spectres ultraviolets d'étoiles galactiques . . . . . . . . . . . . 23

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2 Spectroscopie optique 33

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.1 Observations 33

2.2.2 Réduction des spectres optiques . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

. . . . . . . . . 2.2.2.1 Corrections des défauts du détecteur 33

TABLE DES MATIÈRES vii

. . . . . . . . . . 2.2.2.2 Normalisation des spectres optiques 35

2.2.3 Spectres optiques d'étoiles galactiques . . . . . . . . . . . . . 36

3 Analyse et résultats 47

3.1 Classification spectrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Mesure des raies 49

3.2.1 Mesure des profils P-Cygni de l'UV . . . . . . . . . . . . . . . 50

3.2.2 Mesure des raies des spectres optiques . . . . . . . . . . . . . 52

3.3 Détermination de la vitesse terminale à I'aide du code SEI . . . . . . 55

3.3.1 Résultats du code SEI . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60

3.4 Code de synthèse d'atmosphère stellaire . . . . . . . . . . . . . . . . 92

4 Discussion 109

4.1 Classification spectrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109

4.2 Allure des profils P-Cygni en fonction de la classification spectrale et

de la métallicité . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111

4.2.4 Classification spectrale à partir des largeurs équivalentes des

raies de l'UV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118

Température effective. taux de perte de masse et luminosité . . . . . 119

Vitesse terminale. exposant p de la loi de vitesse et vitesse de turbulence132

Comparaison des résultats avec la théorie de CAK: effet de la métallicitél40

5 Conclusion

Bibliographie

Liste des figures

1.1 Contribution des raies de différents éléments à l'accélération radiative .

1.2 Illustration du mécanisme de formation des profils P- Cygni . . . . . .

. . . . . . . . . . . . . . 2.1 Spectres UV du TSH: étoiles naines du PNM 24

. . . . . . . . . . . . . . 2.2 Spectres UV du TSH: étoiles géantes du PNM 25

. . . . . . . . . . . . 2.3 Spectre UV du TSH: étoile sous-géante du PNM 26

. . . . . . . . . . . . . . 2.4 Spectres UV du TSH: étoiles naines du GNM 27

. . . . . . . . . . . . . 2.5 Spectres UV du TSH: étoiles géantes du GNM 28

. . . . . . . . . . . 2.6 Spectres UV du TSH: étoiles sous-géantes du GNM 29

2.7 Spectres UV moyens de IUE: étoiles naines galactiques . . . . . . . . . 30

2.8 Spectres UV moyens de IUE étoiles géantes gdactiques . . . . . . . . 31

LISTE DES FIGURES

2.9 Spectres UV moyens de IUE étoiles supergéantes galactiques . . . . . 32

2.10 Spectres optiques de CASLEO: étoiles naines du PNM . . . . . . . . . 38

2.1 1 Spectres optiques de CASLEO: étoiles géantes du P N M . . . . . . . . 39

2.12 Spectre optique de CASLEO: étoile sous-géante du P N M . . . . . . . . 40

2.13 Spectres optiques de CASLEO: étoiles naines du GNM . . . . . . . . . 41

2.14 Spectresoptiquesde CASLE0:étoilesgéantesdu GNM . . . . . . . . 42

2.15 Spectres optiques de CASLEO: étoiles sous-géantes du GNM . . . . . . 43

2.16 Spectres optiques de WF90: naines galactiques . . . . . . . . . . . . . 44

2.17 SpectresoptiquesdeWF90: étoilesgéantesgdactiques . . . . . . . . . 45

2.18 Spectres optiques de WF90: étoiles supergéantes galactiques . . . . . . 16

3.1 Meilleur modèle SEI pour AV14 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Meilleur modèle SEI pour AV15 64

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.3 Meilleur modèle SEI pour AV207 65

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4 Meilleur modèle SEI pour AV26 66

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.5 Meilleur modèle SEI pour AV372 67

LISTE DES FIGURES xi

3.6 Meilleur modèle SEI pour AV377 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68



3.9 Meilleur modèle SEI pour AV45 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71


3.1 1 Meilleur modèle SEI pour AV47 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73

3.12 Meilleur modèle SEI pour .4V61 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

3.13 Meilleur modèle SEI pour AV75 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75

3.14 Meilleur modèle SEI pour BI155 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

3.15 Meilleur modèle SEI pour BI1 70 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77

3.16 Meilleur modèle SEI pour BI1 73 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

3.17 Meilleur modèle SEI pour BI192 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79




LISTE DES FIGURES xii

3.21 Meilleur modèle SEI pour BI9. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.22 Meilleur modèle SEI pour HD269357 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.23 Meilleur modèle SEI pour SI<-67101 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.24 Meilleur modèle SEI pour SK-67191 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .


3.26 Meilleur modèle SEI pour SIG69257 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .




3.30 Isocontours de largeurs équivalentes des raies du domaine optique de

l'étoile AV15 en fonction de la température effective et du taux de perte

demasse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.3 1 Superposition des spectres synthétiques avec les spectres optiques des

étoiles naines du PNM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.32 Superposition des spectres synthétiques avec les spectres optiques des

étoiles géantes du PNM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.33 Superposition d'un spectre synthétique avec le spectre optique de I'étoile

sous-géante du PNM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

LISTE DES FIGURES


étoiles naines du GNM. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103


étoiles géantes du GNM. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104


étoiles sous-géantes du GNM. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105

3-37 Superposition des spectres synthétiques avec les spectres optiques des

étoiles naines galactiques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106


étoiles géantes galactiques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107


étoiles supergéantes galactiques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108

4.1 Largeur équivalente et longueur d'onde centrale de la raie C IV A1550 en

fonction du sous-type spectral, de la classe de luminosité et de la mé-

tallicité. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113

4.2 Largeur équivalente et longueur d'onde centrale de la raie Si IV A1400 en

fonction du sous-type spectral, de la classe de luminosité et de la m&

tallicité. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115

. . . . . . 4.3 Effet de la température effective sur les spectres théoriques. 121

. . . . . . 4.4 Effet du taux de perte de masse sur les spectres théoriques. 122

LISTE DES FIGURES

4.5 Effet de la gravité sur les spectres théoriques. . . . . . . . . . . . . . 123

4.6 Effet de la proportion relative d'atomes d'hydrogène et d'hélium sur

les spectres théoriques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124

4.7 Isocontours du logarithme du flux dans la bande V. . . . . . . . . . . 127

4.8 Largeurs équivalentes des raies C IV A1550 et Si IV A1400 en fonction

du taux de perte de masse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130

4.9 Exposant 4 de la loi de vitesse en fonction de la luminosité, du type

spectral et de la métallicité. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134

4.10 Vitesse de turbulence en fonction de la luminosité, du type spectral et

de Ia métallicité. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135

4.11 Vitesse terminale issue du code SEI en fonction de la vitesse terminale

déterminée par la méthode de Lamers et al. (1995). . . . . . . . . . . 138

4.12 Vitesse terminale en fonction de la longueur d'onde centrale pour les

profils de Si IV Al400 et C IV X1550. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139

4.13 Taux de perte de masse en fonction de la luminosité et de la métallicité. 141

4.14 Vitesse terminale en fonction de la luminosité et de la métallicité. . . 142

4.15 Quantité de mouvement dans le vent en fonction de la luminosité et

de la métallicité. - . . - . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145

Liste des tableaux

1.1 Principales raies stellaires du spectre UV des étoiles massives . . . . .

1.2 Raies de l'optique utilisées pour la classification spectrale . . . . . . .

2.1 Étoiles du PNM observées avec le TSH . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.2 Étoiles du GNM observées avec le TSH . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.3 Observations optiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.4 Paramètres physiques des étoiles galactiques utilisées . . . . . . . . . .

3.1 Largeurs équivalentes et longueurs d'onde centrales des raies de C IV A1550 et

Si IV A1400 pour les étoiles des Nuages de Magellan . . . . . . . . . . . 53

3.2 Largeurs équivalentes et longueurs d'onde centrales des raies de C IV A 1550 et

Si IV A1400 pour les étoiles moyennes galactiques . . . . . . . . . . . . 54

LISTE DES TABLEA UX

3.3 Paramètres d'entrée du code SEI pour la synthèse d'un profil de raie

de résonance. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

3.4 Vitesses terminales, exposants ,L? de la loi de vitesse et vitesses de tur-

bulence obtenus du code SEI pour les objets du GNM et du PNM. . . 92

3.5 Résultats du code de S&H pour les étoiles du PNM. . . . . . . . . . . 96

3.6 Résultats du code de S&H pour les étoiles du GNM. . . . . . . . . . . 97

4.1 Modules de distance parus dans la littérature pour le GNM et le PNM. 126

1.2 Comparaison des valeurs publiées dans la Littérature et des résultats

de ce mémoire pour certaines étoiles. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129

Chapitre 1

Introduction

Les étoiles massives sont des agents importants de modification de la dy-

namique, de la chimie et de l'évolution des galaxies. Que ce soit par leurs vents ou

par leur fin spectaculaire en supernovae, eiles injectent dans le milieu les entourant de

l'énergie mécanique, des éléments chimiques et de la radiation permettant d'ioniser

ce même milieu. Une étoile dont la masse est inférieure à 10 Mo a un taux de perte

de masse qui atteint en moyenne 10-'O Mo an-', alors qu'une étoile massive, ayant

une masse variant entre 10 et 120 Mo, a un taux qui peut être un million de fois plus

élevé (e-g. étoiles Wolf-Rayet)! C'est également dans les étoiles massives que sont

produits les éléments de masse atomique élevée tels que l'azote, le corbone, l'oxygène,

etc. La luminosité des étoiles massives dépasse 10' Lo et le maximum de leur énergie

est émis dans la région ultraviolette (UV) du spectre. Ce sont ces photons UV qui

ionisent les nuages d'hydrogène entourant les étoiles massives et forment ce qu'on

appelle une région H II. Les régions H II sont utiles pour déterminer le contenu en

métaux d'une galaxie, les distances extragalactiques, l'âge des jeunes populations stel-

laires présentes dans une galaxie, etc. L'impact des étoiles massives sur l'évolution

chimique et dynamique des galaxies est donc majeur.

CHAPITRE 1. INTROD UCTIOIV 2

Malheureusement, les prédictions théoriques et les observations sont encore en

désaccord sur beaucoup d'aspects importants touchant les étoiles massives. Beau-

coup de questions concernent le phénomène de perte de masse, appellé "vent". On

s'interroge sur la présence d'ions de niveaux d'ionisations élevés dans le vent, sur

le contenu en éléments lourds expulsé dans le milieu interstellaire, sur la quantité

d'énergie mécanique que le vent retourne au milieu interstellaire, sur la dynamique

même du vent, etc. Plusieurs approximations valables pour les étoiles de faible masse

(équilibre thermodynamique local, disque ponctuel, atmosphère plan-parallèle) ont

des effets non-négligeables dans les calculs théoriques s'addressant aux étoiles mas-

sives. C'est la présence du vent qui est la raison de cette complexité. Il est donc

important de comprendre le fonctionnement du mécanisme de perte de masse et les

conditions physiques qui l'influencent. Dans ce travail, je m'attarderai plus spéci-

fiquement à l'impact de la métollicité sur les vents stellaires. La métallicité est une

mesure de l'abondance en éléments chimiques plus lourds que l'hélium dans un mi-

lieu astrophysique. On peut la mesurer dans le gaz interstellaire chaud (région H I I ) ,

où elle est une mesure du contenu actuel en éléments lourds d'une galaxie, ou dans

les étoiles, où elle est généralement une mesure du contenu en métaux d'un milieu à

l'époque de la formation de l'étoile.

La théorie des vents radiatifs, qui est la théorie réussissant le mieux à re-

produire les paramètres des vents des étoiles massives, stipule que la métallicité est

un facteur important à considérer lorsqu'on veut comprendre 17évo1ution d'une étoile

massive. Les ions métalliques influenceraient directement le vent puiqu'ils en sont le

principal vecteur. Dans ce chapitre, je résume la théorie des vents radiatifs et mets en

relief l'importance de bien comprendre l'effet de la métallicité sur le vent des étoiles

massives.

CHAPITRE 1. lNTRODUCTlON 3

Figure 1.1 : Contribution des raies de différents éléments à l'accélération radiative en

fonction de la température effective de l'étoile. Tirée de l'article d' Abbot t (1982).

1.1 Les vents radiatifs

Les travaux théoriques qui tentent d'expliquer le phénomène de vent stellaire

sont assez récents (e.g. Lucy & Solomon 1970; Castor, Abbott & Klein 1975 [CAK];

Abbott 1982). De ces travaux est née une théorie maintenant communément appelée

"Théorie des vents radiatifsn. Elle stipule que dans les étoiles massives, le mé-

canisme de propulsion des vents homogènes, de symétrie sphérique et en

expansion, subissant ainsi un décalage Doppler, est l'absorption par les

raies d'ions métalliques de la radiation W provenant de la photosphère.

CHAPITRE 1. INTRODUCTION

En effet, l'opacité dans les raies d'absorption est beaucoup plus élevée que

I'opacité du spectre continu UV, causée par la diffusion Thomson de la radiation

sur les électrons libres (Abbott 1982; Lamers et al. 1997). Puisque l'hydrogène et

l'hélium sont en grande partie ionisés, seuls les ions métalliques peuvent contribuer à

l'opacité de ces raies d'absorption par leurs transitions liées-liées. L'absorption d'un

photon UV, ayant par pure coïncidence la bonne fréquence, pax un ion métallique

est donc la principale cause du déplacement de l'atmosphère des étoiles massives.

La figure 1.1, tirée d' Abbott (1982)~ met en relation l'accélération radiative produite

par les éléments les plus significatifs et la température effective de la photosphère.

Entre 25 000 et 40000 Ko domaine de température typique des étoiles massives, la

contribution dominante provient du carbone ( C ) , de l'azote (N) , de l'oxygène (0) et

des éléments du groupe Ne-Ca (phosphore, silicium, etc). La contribution de l'hélium

et de l'hydrogène est négligeable aux températures supérieures à 6000 K, puisque

comme mentionné précédemment, ces éléments sont majori tairement ionisés.

La théorie des vents radiatifs prédit que dans un vent en expansion illuminé

par une photosphère ayant une dimension finie, l'accélération radiative due aux raies

est proportionnelle à la métdlicité de l'étoile. Lucy & Solomon (1970) montrent

schématiquement que la contribution d'une raie à l'accélération radiative totale est

OU Fu est le flux du continu à la fréquence v? c la vitesse de la lumière, na la densité de

l'atome produisant l'ion, nw la densité d'hydrogène, ni la densité numérique de l'ion

absorbant, X la densité de masse de l'hydrogène, m H la masse de l'hydrogène, e la

charge de l'électron, me la masse de l'électron et f la force d'oscillateur de la transition.

On voit que l'accélération, pour une température donnée, est proportionelle au nombre

d'ions formant la raie, donc à la métallicité. Pour déterminer l'accélération radiative

totale, il est nécessaire d'utiliser une liste complète des transitions possibles dans un

environnement de température donnée.

CHAPITRE i. INTRODUCTION

La théorie des vents radiatifs prédit aussi que

où v, est la vitesse terminale et V e d est la vitesse d'échappement de l'étoile. La

vitesse terminde est la vitesse assymptotique du vent à une grande distance de l'étoile.

La vitesse terminale nous permet de déterminer la quantité d'énergie mécanique in-

culquée dans le milieu interstellaire pax le vent. Elle est directement reliée au rayon

de l'étoile et à sa masse, puisque proportionelle à la vitesse d'échappement. De plus,

selon C14K, la vitesse terminale est reliée au nombre relatif de raies intenses et faibles

participant à l'accélération via le paramètre a. Ce paramètre est sensible à la mé-

tallicité puisqu'une plus faible métallicité implique un rapport du nombre de raies

intenses au nombre de raies faibles qui décroît. La vitesse terminale dépend donc de

la métallicité. Kudritzki et al. (1987) montrent que pour une étoile 0 5 V typique de

température effective Te = 45 000 K, avec le logarithme de la gravité log g = 4.0,

et d'un rayon R d'environ 12 fois le rayon solaire &, on obtient en fonction de la

métallicité Z (en terme de la métallicité solaire Zo ):

Si la théorie est exacte, la dépendance de ia vitesse terminale à la métallici-

té devrait être facilement observable, la précision actuelle des valeurs observées de

v, étant de l'ordre de 100 km s-'.

La théorie des vents radiatifs prédit également une relation entre le taux de

perte de masse M et la luminosité de l'étoile L:

Cette relation est bien observée pour les étoiles O galactiques (Puls et al. 1996).

CHAPITRE 1. INTRODUCTION 6

La théorie des vents radiatifs réussit à expliquer de façon satisfaisante les

propriétés générales des vents des étoiles massives (Puls et al. 1996; Leitherer 1988a;

Pauldrach et al. 1994; Kudritzki et al. 1987). Elle reproduit bien la dépendance du

t a u de perte de masse et de la vitesse terminale du vent à la luminosité. Par contre,

cette théorie ne réussit pas à expliquer un certain nombre de phénomènes comme

l'émission de rayons X dans le vent des étoiles massives, la superionisation du vent

(e.g. l'observation d'ions tels que O VI alors que la température effective des étoiles ne

permet que le stade O IV) et la présence de composantes discrètes en absorption dans

les profils UV produits dans le vent (Prinja et al. 1992). On explique ces phénomènes

par l'instabilité inhérente aux vents induits par la pression de radiation. Les équations

exactes montrent qu'une petite perturbation de vitesse dans le vent est amplifiée et

produit des chocs qui expliqueraient les hé no mènes mentionnés ci-haut (voir revue

par Owocki 1994). Par contre, la théorie demande une forte dépendance du taux de

perte de masse et de la vitesse terminale à la métdicité, ce qui n'est pas observé

(Puls et al. 1996).

Pour pouvoir solutionner exactement les équations hydrodynamiques décrivant

l'atmosphère d'une étoile massive et ainsi obtenir les relations énoncées plus haut, la

température effective, le gravité, le rayon de l'étoile et la métdicité doivent être

connus (Pauldrach et al. 1994). Ces paramètres ne sont pas directement observables

pour les étoiles massives. On doit se fier à des modèles qui reproduisent des profils de

raies ou des grilles théoriques reliées à un ensemble de caractéristiques spectrales (e-g.

classification MK). L'UV et l'optique sont les régions spectrales les plus utilisées pour

obtenir ies températures, vitesses terminales, taux de perte de masse, etc. Voyons

comment on utilise ces régions spectrales et quels renseignements chacune d'elles

apporte.

CHAPITRE 1. INTROD UCTION 7

Élément Longueur d'onde (A) Commentaire

Si IV 1393.8 et 1402.8 Doublet de résonance; contaminé par Fe v et

Fe IV photosphérique (Nemry et al. 1991)

C IV 1 548.2 et 1 550.8 Doublet de résonance

He I I 1 640 Raie de recombinaison

N V 1238.8 et 1242.8 Doublet de résonance contaminé par Lya

N IV 1 720 Raie d'excitation

Tableau 1.1: Principales raies stellaires du spectre UV des étoiles massives.

1.1.1 Domaine spectral ultraviolet

C'est dans la partie UV du spectre, soit entre 1 000 et 2 300 A, que les étoiles O

émet tent le maximum de leur luminosité, tel que prédit par la loi de S tefan-Bolt zman.

Pour une étoile massive typique de 40 000 K, la longueur d'onde du maximum de

luminosité est de l'ordre de 800 A. Par comparaison, notre Soleil, qui est de 10 à 100

fois moins massif, a son maximum d'émission dans la partie visible du spectre, soit à

environ 5 200 A.

C'est également dans le spectre UV des étoiles massives qu'on observe la plus

grande quantité et la plus grande diversité de transitions ioniques. Les raies les plus

intenses se retrouvent dans l'UV. Le tableau 1.1 présente des exemples de raies formées

dans le vent des étoiles massives. On peut voir que les espèces présentes sont toutes

ionisées, fait consistant avec une température effective élevée.

Généraiernent, les raies spectrales sont soit en émission, soit en absorption,

selon les conditions physiques régnant dans l'étoile. Dans les vents denses et chauds,

CHAPITRE 1 . INTROD UCTION 8

on observe des raies qui ont une partie en absorption et une en émission. Ce type

de profil est nommé d'après l'étoile où on l'a observé pour la premiére fois: P-Cygni

(Beals 1929). On croyait que P-Cygni était une étoile particulière mais avec les

observations du satellite Copernicus (Snow & Morton 1976), on a constaté que le

phénomène de perte de masse, mis en évidence par les profils P-Cygni, est commun

à plusieurs étoiles massives.

Toutes les raies de résonance (transition ramenant l'électron excité d'un ion

ou atome au niveau fondamental) ont la possibilité de développer un profil P-Cygni

dans certaines conditions de température, de luminosité et de métallicité (Wdbom

et al. 1985; Haser et al. 1993). D e w processus physiques entrent en jeu pour créer

ces profils: l'effet Doppler et la profondeur optique. La figure 1.2 nous illustre ce

phénomène. L'observateur voit le spectre intégré de l'étoile et du vent. La région I

est responsable de la partie en absorption du profil alors que l'émission vient de tout le

vent. 11 peut arriver que l'absorption du profil soit saturée, c'est-à-dire que l'opacité 7

tend vers l'infini. L'utilité d'un profil saturé est alors diminuée puisque l'iniorrnat ion

qu'il contient n'est pas complète.

Grâce aux codes de synthèse d'atmosphère, on peut voir que les profils P-Cygni

sont sensibles a trois paramètres: la vitesse terminale, l'exposant de la loi de vitesse f l (indicateur du taux d'accélération) et le taux de perte de masse. Voici la description

de chacun de ces paramètres ainsi que leur importance dans cette étude.

1- Vitesse terminale:

La longueur d'onde à laquelle l'absorption du profil P-Cygni rejoint le continu

est un bon indicateur de la vitesse terminale. La théorie du vent conduit par

la pression de radiation nous dit que toutes les particules du vent s'éloignent

de l'étoile avec une vitesse qui augmente avec la distance et atteint une valeur

assymptotique v,. A cette vitesse, et donc à une position donnée, la densité de


Figure 1.2: Illustration du mécanisme de formation des profils P-Cygni. Le coefficient

d'absorption nL(s, s), la profondeur optique r(s) et la vitesse héliocentrique projetée

p ( r ) d'un faisceau lumineux en fonction de la fréquence x et de la position dans le

vent s sont également démontrés à gauche de la figure.

matière et la température sont telles que le nombre de transitions est trop faible

pour produire la raie. La distance à laquelle la vitesse terminale est atteinte se

situe relativement près de l'étoile, soit à environ 100 R (Puls 1987).

Garmany & Fitzpatrick ( 1988) présentent des vitesses terminales pour des

étoiles O déterminées à partir de différents ions. La vitesse "terminale" qu'ils

observent pour les ions C IV A1550 et N v A1720 n'est pas la même, dû à la stra-

tification de l'enveloppe. 11 est donc important de spécifier à paxtir de quel ion

la vitesse terminale est mesurée.

La métdlicité et la luminosité sont des facteurs qui influencent fortement la

vitesse terminale des étoiles massives (Kudritzki et al. 1987; Leitherer & Lamers

1994). Même si cette dépendance est prise en considération dans les calculs


théoriques, les observations donnent toujours des valeurs pour v, jusqu *à 40%

inférieures à celles prédites (Lamers & Leitherer 1993; Groenewegen et ai. 1989;

Blomme 1990; Prinja & Barlow 1990). Le problème reste aujourd'hui toujours

entier. On attribue ce résultat à la métalficité par le biais du réchauffement de

la photosphère causé par les raies métalliques, le "back-warmingn (Dreizler &

Werner 1993).

2- Exposant /3 de la loi de vitesse

La paramétrisation utilisée pour décrire la vitesse du vent en fonction de la

distance r de l'étoile v(r) est

où x = r/R et w, est la vitesse du matériel à la photosphère (CAK). La valeur

de /3 nous informe sur le taux d'accélération du matériel dans le vent: plus ,B est

élevé, moins l'accélération est grande. L'accélération est reliée directement à la

luminosité, à la gravité de surface et à la métallicité (CAK). En tenant compte

de ces dépendances, la théorie prédit une valeur de /3 = 0.8 pour les étoiles O

de métdlicité solaire (Puls et al. 1996). Elle devrait être légèrement plus élevée

pour des métallicités sub-solaires, comme dans les Nuages de Magellan.

3- Taux de perte de masse:

Les profils P-Cygni sont les indicateurs les plus sensibles de la présence de

perte de masse des étoiles massives (Leitherer & Larners 1994). Par contre, ils

n'indiquent pas de façon précise et directe le taux de perte de masse. Pour

tirer d'une raie les renseignements concernant le taux de perte de masse, il

faut faire des suppositions sur le taux d'ionisation de l'élément créant le profil.

Comme les raies de l'UV ne proviennent pas de stades d'ionisation dominants

dans le vent, des facteurs de correction sont nécessaires pour obtenir à partir

d'un seul ion la densité de l'élément et donc la quantité de matière présente


dans le vent. Pour les étoiles de type précoce (Le. les plus chaudes), la super-

ionisation (Owocki 1994) nous empêche de tirer des taux d'ionisation justes.

La mesure du continu radio libre-libre est la meilleure méthode connue pour

obtenir un t a u de perte de masse précis puisqu7elle est quasi-indépendante

d'un modèle. Elle assume par contre que l'atmosphère est homogène. Moffat

& Robert (1994) ont démontré que l'inhomogénéité des vents stellaires pouvait

diminuer les estimations de M par un facteur d'au moins trois! De plus, seuls les

objets brillants sont obser~bles dans le domaine spectral radio, ce qui exclut les

étoiles extra-galactiques. La raie Ha peut aussi être utilisée pour déterminer

les taux de perte de masse des étoiles massives (Leitherer 1988b; Lamers &

Leitherer 1993; Puls et al. 1996). En effet, si le taux de perte de masse d'une

étoile devient supérieur à 10-6 Mo an-', valeur typique pour une étoile de type

spectral O, la raie de Ha est alors en émission. Le profil de cette raie d'émission

est un bon indicateur du taux de perte de masse puisque:

a) L'abondance et le degré d'ionisation de l'hydrogène sont connus;

b) L'analyse du profil donne aussi la loi de vitesse et la structure en densité

dans la région de formation de la raie:

c ) L'émission est proportionelle à (M / v,)' .

Les valeurs obtenues pour .&f sont en moyenne de O.29f 0.26 dex plus faibles

que ce que prédit la théorie. La différence est encore plus marquée pour les

supergéantes, soit de 0.41 34.18 dex.

Le taux de perte de masse est, comme la vitesse terminale, sensible à la métal-

licité. En effet! les observations de De Jager et al. (1988) montrent que M oc Z6, où

6 5 1; la théorie prédit que 6 = 0.8. Leitherer & Lamers (1994) montrent également

que le paramètre Q, reliant la quantité de mouvement dans le vent et la luminosité,

varie en fonction de la métallicité:

CHAPITRE 1. INTROD UCTION

Q = log M ~ , R * = -13.72 + 2.04210g L

pour les étoiles O du Grand Nuage de Magellan (GNM), et

Q = log MV,R) = -16.64 + 2.475 log L ( 1-6)

pour les étoiles O du Petit Nuage de Magellan (PNM). Comme ces deux galaxies

ont des métallicités ZGNM=0.25 ZO et Z P N M = 0.1 ZO (Lequew et al. 1979)' on

voit que la dépendance du t a u de perte de masse et de la vitesse terminale à la

métalljcté doit y être importante. La relation entre la quantité de mouvement et

la luminosité du vent est un indicateur de l'énergie mécanique inculquée par le vent

des étoiles massives dans le milieu interstellaire. Puls et al. (1996) ont démontré

que les valeurs de Q obtenues pour des étoiles O ont peu de dispersion si on sépare

les étoiles de la séquence principale des supergéantes. Cette relation pourrait être

utilisée comme indicateur de distance dans les galaxies où les spectres d'étoiles O

individuelles peuvent être recueillis.

Pour obtenir les valeurs de la vitesse terminale et de l'exposant P de la loi

de vitesse, j'ai utilisé le code SEI présenté dans l'article de Groenewegen & Lamers

(1989) et discuté dans la section 3.3. Ce code reproduit les profils P-Cygni de l'UV et

a comme paramètres, entre autre, ces deux valeun. Le taux de perte de masse peut

difficilement être déterminé à partir de l'UV puisqu'on doit faire des suppositions sur

la stratification en ionisation du vent. C'est à partir des spectres optiques, et à l'aide

du code de Schmutz & Hubeny (1998, [S&H]), que j'obtiendrai les valeurs de taux de

perte de masse, ainsi que celles de température, de gravité et de teneur en hydrogène.

Les bases théoriques du modèle de S&H ainsi que les processus d'utilisation du code

seront explicités dans la partie 3.4.


1.1.2 Domaine spectral optique

La partie optique du spectre des étoiles massives est située dans la queue

linéaire de la distribution en énergie. Dans ce domaine spectral, on ne trouve pas

autant de raies d'ions métalliques que dans l'UV, et celles qui s'y retrouvent sont

moins intenses. Pourtant , cette partie du spectre est historiquement celle utilisée

pour la classification des étoiles. Le tableau 1.2 présente les raies du domaine o p

tique observables dans les spectres d'étoiles massives. La majorité des raies observées

proviennent de la série de transition Balmer de l'hydrogène, ainsi que de l'hélium.

Grâce aux raies du spectre visible, il est possible de déterminer le type spectral

des objets étudiés. La signification physique (température et luminosité) reliée à cette

classification est bien documentée dans la littérature pour les étoiles de métallicité

solaire (Walborn & Fitzpatrick 1990 [WF90]; Vacca et al. 1996). L'obtention de spec-

tres optiques dans le but d'en faire la classification se justifie bien dans le cadre d'une

étude des paramètres physiques fondamentaux des étoiles, et plus particulièrement en

fonction de la métallicité. Les raies utilisées dans la détermination de la température

sont des raies d'hélium, qui ne sont pas directement sensibles à la métallicité. Par

contre, la détermination de la classe de luminosité se base sur des raies de Si IV pour

les étoiles les plus froides (type 0 7 et plus froid). La classification en luminosité est

donc fort sensible a la métallicité.

On peut utiliser des modèles d'atmosphère pour essayer de reproduire les signa-

tures spectrales sensibles à la température, au taux de perte de masse, à la composition

chimique, etc. Dans le cadre de ce projet, nous avons utilisé le modèle de S&H afin

d'obtenir ces valeurs.

CHAPITRE 1 . INTROD UCTION

Élément X Commentaires

- - - - - -. - - - -

Hydrogène 3970 He

4101 H6

4340 Hy

3860 HP He I 4 009

4026 mélangéeavec He11

4 121

4 144

4 387

4 -171

4 713

He II 4 026

4 200

4 541

4 686 Sensible à la luminosité

Élément X Commentaires

(A) N III 4 097

4 379

4 511-4 515

4 633,4 640.4 642

N IV 4 058

N v 4 604

4 620

C III 4 070

4 187

4 650

Si III 4 552,4 568,4 575

Si IV 4 089 Flanque HS

4 116 II

Tableau 1.2: Raies de I'opt ique utilisées pour la classification spectrale.


1.2 Objectifs scientifiques

J'ai décrit dans ce chapitre les vents des étoiles massives, les paramétres les

décrivant, les techniques utilisées pour déduire ces paramètres et les valeurs prédites

par la théorie. La métallicité est le facteur dont l'influence est la moins connue

théoriquement et observationnellement . On doit donc, pour atteindre l'objectif de

comprendre l'effet de la métallicité sur le vent des étoiles massives, avoir l a possibilité

d'observer plusieurs étoiles ayant des métallicités diverses.

Les Nuages de Magellan sont les galaxies les plus proches contenant des étoiles

massives observables individuellement par les télescopes au sol, avec une métallicité

non-solaire. Avec des spectres UV et optiques d'objets provenant des Nuages de Ma-

gellan et du voisinage solaire, une plage de métallicité assez importante est couverte,

permettant d'étudier l'effet du contenu en métaux sur les paramètres fondamentaux

des étoiles massives. Je détaillerai dans le second chapitre les observations et la

réduction des spectres UV et optiques sur lesquels se basera toute l'analyse concernant

l'effet de la métallicité. Dans le chapitre 3: je décrirai les méthodes d'analyse que j'ai

appliquées sur les spectres optiques et UV afin d'obtenir des paramètres physiques tels

que la température. la luminosité, la vitesse terminale et le taux de perte de masse.

Dans le chapitre 4, je mettrai en relation ces paramètres avec la métallicité aiin de

quantifier quel est son effet et quel est l'accord entre les prédictions de l a théorie et

les valeurs observées. Enfin. le chapitre 5 contient un résumé des grandes lignes de

ce mémoire.

Chapitre 2

Observation et réduction des

spectres

Ce chapitre décrit les observations et la réduction des spectres UV et optiques

des étoiles massives des Nuages de Mageilan. Ces spectres servent de base à l'analyse

de l'effet de la métallicité sur les propriétés des étoiles massives. En premier lieu, je

discute de l'observation des spectres UV, puis je présente les différentes étapes de leur

réduction. En second lieu, je montre les spectres UV d'étoiles galactiques, tirés de la

littérature, que j'ai utilisés comme comparaison. Ensuite, je parle des observations

des spectres optiques ainsi que de leur réduction. Finalement, je présente les spectres

optiques d'étoiles galactiques de WF9O utilisés comme échantillon à métallicité solaire.

CHAPITRE 2. OBSERVATION ET RÉDUCTION DES SPECTRES

2.1 Spectroscopie dans l'ultraviolet

2.1.1 Observations

Les 29 étoiles de notre programme ont été observées au printemps 1995 avec

le spectrographe FOS ('Faint Object Spectrographn) du Télescope Spatial Hubble

( TSH) corrigé de ses défauts optiques. Le mode "snapshot" a été utilisé pour observer

les objets. Ce mode d'observation a l'avantage de maximiser le temps d'utilisation

du télescope à partir de courtes poses d'objets observables en tout temps. L'étape de

pointage de l'instrument a été omise, réduisant le temps d'observation. Cette procé-

dure n'assure pas une bonne localisation de l'objet dans la fente du spectrographe.

Sur 42 objets proposés, 29 ont donné des spectres avec un assez bon rapport signal-

sur-bruit (S/B), tel que présenté dans les tableaux 2.1 et 2.2. Les rapports S/B des

spectres UV ont été déterminés i l'aide de la routine splot. du progiciel IRAF, et

de sa fonction rn qui, sur un intervalle donné, calcule la variance et la compare au

signal pour en tirer le rapport signal-sur-bruit. Pour le calcul du rapport S/B. j'ai

choisi l'intervalle entre 1 400 et 1 500 A puisqu'il comporte peu de raies, un continuum

relativement plat et est près des signatures spectrales étudiées.

Deux poses avec les réseaux G160L et G190H (résolution théorique de 1 A et

1.47 A respectivement) ont été utilisées, donnant une couverture totale de 1200 A, séparée en deux spectres allant respectivement de 1150 à 1650 A et de 1550 à 2350 A. Pour augmenter les chances d'avoir l'objet dans la fente, la grande ouverture du

spectrographe de 3.66" x 3.71" a été utilisée. La résolution spectrale effective observée

à partir des largeurs à mi-hauteur des raies interstellaires simples (soient Si 11 X1260,

O I X1302, Si I I X1304, Si 11 X1527, Fe I I A1608 et Al I I X1671) donne une d e u r moyenne

de 2.7 A. \

Étoile Coordonnées J2OOO Type spectral Référence V B-V Riiircncc S/B Q 6 type sp. (mag) (mag) magnitude

06.5 V((f))

OS+neb

03-4 V+neb

O6 III( f ) O7 iI 0 9 Iab 06.5 III 07+neb

O6 1

BO Ia O7 iII+neb

0 8 V

0 8 III

0 4 III(f)

OS I OS V

0 4 fU( f )

0 5 III+neb

0 6 . 5 V

O7 V

08 .5 II

O9 1 BO Ia O6 V

09.5 111

O8 V

09 .5 V

O9 V

O9 V

0 8 . 5 III(f)

Bi fa

0 8 II

O8 1 - - - . , ( 1 ) Cette étude (2)Ardeberg k Maurice (1977); (3)Garmany k Conti (1985); (4)Garmany & Fitzpatrick (1988);

(5)Azzopardi (1987); (6)Thornpson et al. (1988); (7)Leithenr (1988b); (8) SIMBAD.

Tableau 2.1: Étoiles du PNM observées avec le TSH.

CHAPITRE 2. OBSERVATION ET RÉD LICTION DES SPECTRES 19

Étoile Coordonnées 52000 Type spectral Réf&rcncc V B-V Rîfirencc S/B Q d typesp. (mag) (msg) magnitude

O9 V

0 8 II1 O9 V

O7 V

08.5 U 09.5 II O8 II(f) 08 nr 09.5 V

09.5 III

06.5 V

O7 V 0 7 v O7 III

0 7 III

0 7 11 0 8 III(f)

O6 1 O7 II 0 9 III

08.5 III

O8 V

0 8 III

0 9 II

0 8 II

0 9 Il(f)

0 9 V+neb

0 5 V((f 1) O4 v 04-5 nI 0 5 III(f)

0 5 v O6 III 06.5 V - . .

(1) Cette étude; (2)Conti e t al. (1986); (3)Crampton (1979); (4)Garrnany k Conti (1985); (5)Walborn et al. (1995);

(6)Ltitherer (1988b); (7)Walborn (1977).

Tableau 2.2: Étoiles du GNM observées avec le TSH.

CHAPITRE 2. OBSERVATION ET RÉD UCTION DES SPECTRES

2.1.2 Réduction

2.1.2.1 Correction pour le détecteur

Les étapes de réduction concernant la cosmétique des détecteurs (réponse pixel

à pixel, diodes inopérantes, signatures de rayons cosmiques, calibration en flux et en

longueur d'onde) et l'obtention des spectres à partir des images ont été effectuées

de façon habituelle au "Space Telescope Science Instituten (STScI). J'ai utilisé les

fichiers de calibration les plus récents disponibles lors de la réduction des données

(juillet 1995).

Afin de tester la validité de la réduction, j 'ai comparé les deux poses obtenues

de chacune des étoiles. Je n'avais pas directement accès à ces deux spectres puisque

seules la première exposition et la somme des deux expositions étaient disponibles.

Pour obtenir le second spectre, j7ai soustrait du spectre total le premier spectre

pondéré par son temps d'exposition. Ainsi, j 'ai vérifié qu'aucun problème majeur

n'avait eu lieu lors de l'observation. C'est à cette étape que j'ai identifié certains

objets mal centrés sur l'ouverture du FOS (par une différence en flux entre les deux

expositions).

Les spectres obtenus avec le FOS arrivent suréchantillonnés, l'information

reçue par élément de résolution étant "étenduen sur les quatre pixels voisins. Pour

améliorer l'allure des spectres, j'ai utilisé la fonction bozcar de IRAF, qui convolue les

spectres avec une fonction rectangulaire de largeur déterminée par l'utilisateur. Pour

le réseau G130L, j'oi utilisé une fonction de quatre pixels de large, et pour le réseau

G160H une fonction de six pixels. Ces valeurs respectent la résolution théorique de

ces deux réseaux.

2.1.2.2 Correction pour le décalage spectral

Il est important de corriger les spectres pour le mouvement radid de l'étoile

par rapport à l'observateur. Le choix d'un système de référence en longueur d'onde

commun à tous les spectres permet de comparer entre eues les raies ayant une même

origine. Je me suis basée sur les mesures de position de raies interstellaires connues

pour faire ces corrections. L'utilisation des raies interstellaires est un choix judicieux

pour la mesure du décalage spectral puisqu'elies sont créées dans le milieu environnant

l'étoile (notre galaxie ayant une densité de colonne assez faible en direction des Nuages

de Magellan) et sont donc une mesure assez précise de son décalage. J'aurais pu

utiliser directement les valeurs de vitesse de récession v respectives des Nuages de

Magellan et, selon l'équation:

obtenir la correction à apporter. Cependant, cette méthode ne ramène pas exactement

les longueurs d'onde des raies interstellaires à leur valeur nominale. Ceci provient du

fait que la calibration du FOS n'est précise quoà 150 km s-' .

J'ai déterminé un décalage moyen pour chacun des spectres en faisant la

moyenne du

cet te valeur,

étudier dans

décalage observé pour chacune des raies interstellaires. À partir de

j'ai modifié le pas et la longueur d'onde initiale des spectres afin de les

un référentiel au repos.

2.1.2.3 Combinaison des spectres des réseaux G130L et G160H

J'ai combiné les deux parties du spectre contenant les basses (de 1150 à 1650 A, obtenu avec le réseau G130L) et les hautes (de 1550 à 2350 A, obtenu avec le réseau

G160H) longueurs d'onde. Pour ce faire, j'ai comparé la région spectrale commune

(entre 1550 et 1650 .k) aux deux spectres afin de détecter et d'éliminer toute dis-

continuité en flux entre les deux spectres. J'ai utilisé la routine gstat de IRAF pour

obtenir la moyenne du flux dans cette région pour chacun des deux spectres. Des dis-

continuités allant jusqu'à 10% ont été observées. De toute évidence, celles-ci ne sont

pas intrinsèques aux objets étudiés et proviennent principalement du déplacement de

l'objet dans la fente lors de l'observation. J'ai appliqué un facteur multiplicatif au

spectre ayant le flux le plus faible afin de remédier à cette différence.

Ceci fait, j'ai combiné les deux régions du spectre à l'aide de la routine scom-

bine de IRAF. Cette routine permet d'extraire un spectre moyen à partir de deux ou

plusieurs spectres ayant la même dispersion. Le résultat de cette dernière étape est

un spectre pour chacun des objets contenant de l'information dans la région spectrale

entre 1152 et 2318 A.

2.1.2.4 Normalisation des spectres

Comme dernière étape de réduction, j'ai normalisé les spectres pour un con-

tinuum égal à l'unité, permettant ainsi de comparer directement les raies en faisant

abstraction du niveau variable de l'émission continue de l'étoile. La forme du continu

n'est d'aucune utilité dans le type d'analyse que je voulais faire et seul le flux relatif

par rapport à ce continu importe. Cette étape est délicate puisque, comme pour les

spectres optiques que je traiterai plus loin, il importe de ne pas confondre une struc-

ture en absorption ou en émission avec la forme de l'émission continue de l'étoile.

Tout choix du continuum met en jeu la subjectivité de l'utilisateur puisqu'aucun test

n'existe pour valider ce choix. Pour obtenir des lissages satisfaisants du continuum,

j'ai d'abord séparé les spectres en deux ou trois parties. J'ai ensuite utilisé la routine

continuum de IRAF pour lisser une fonction spline d'ordre variable (mais faible) sur

chacune des parties du spectre. De cette manière, j'avais un plus grand contrôle sur

la courbure du continuum. L'expérience et la connaissance du contenu en raies de

l'intervalle spectrd nous guident dans le choix d'une courbe plutôt qu'une autre. La

présence de la raie Lycr, de plusieurs bandes d'absorption du fer et des profils P-Cygni

rend très difficile la détermination d'un continuum. L'erreur attribuée à l'incertitude

du continu dans la mesure du flux dans les raies se chiffre à environ 10%; cette valeur

a été obtenue en faisant différents choix de continuum et en mesurant à quel point

ces choix modifient le flux obtenu.

Les spectres finaux des 29 étoiles du PNM et du GNM de notre programme

sont présentés dans les figures 2.1 à 2.6, selon le type spectral et la classe de luminosité

provenant de cette étude (voir tableau 2.1 et 2.2), et la métallicité. On remarque entre

autre dans ces figures que les raies de C IV A1550 et Si IV A1400 évoluent en fonction

de la température et de la luminosité. Je discute dans la section 4.2 du détail du

comportement de ces raies en fonction de la température, de la luminosité et de la

mét allicité.

2.1.3 Spectres ultraviolets d'étoiles galactiques

Afin de couvrir une plus grande plage de métallicité, j'ai utilisé des spectres

d'étoiles O galactiques de I'environnement solaire. Ces spectres UV ont été obtenus

en mode haute résolution (0.1 à 0.3 A) par le satellite IUE ("International liltîaviolet

Ezplore?). Afin d'augmenter le rapport signal-sur-bruit de ces spectres (de I'ordre

de 10-20)' les spectres d'étoiles de même type spectral ont été combinés pour former

un gabarit pour chacun de ces types. Les détails concernant les observations sont

présentés dans l'article de Robert et al. (1993). Les spectres moyens sont présentés

dans les figures 2.7 a 2.9.

Figure 2.1: Spectres UV du TSH: étoiles naines du PNM. Seul l'intervalle entre 1170

et 1730 A est couvert. La classification provient du tableau 2.1. Une séparation

correspond à une unité de continu. Les raies identifiées dans le haut de la figure

peuvent développer un profil P-Cygni dans certaines conditions de température et

de luminosité; celles du bas sont des raies d'origine interstellaire utilisées lors de la

détermination du décalage spectral.

Figure 2.2: Spectres UV du TSH: étoiles géantes du PNM. Voir la figure 2.1 pour les

comment aires.

Figure 2.3: Spectre UV du TSH: étoile sous-géante du PNM. Voir la figure 2.1 pour

les comment aires.

Figure 2.4: Spectres UV du TSH: étoiles naines du GNM. Voir la figure 2.1 pour les

commentaires.

HD269357 08 III

BI272 07 III

Figure 2.5: Spectres UV du TSH: étoiles géantes du GNM. Voir la figure 2.1 pour les

commentaires.

Figure 2.6: Spectres UV du TSH: étoiles sous-géantes du GNM. Voir la figure 2.1

pour les commentaires.

1200 1400 1600

Figure 2.7: Spectres UV moyens de IUE étoiles naines galactiques. Voir la figure 2.1

pour les comment aires.

Figure 2.8: Spectres UV moyens de IUE: étoiles géantes galactiques. Voir la figure

2.1 pour les commentaires.

~ ( 4 Figure 2.9: Spectres UV moyens de IUE: étoiles supergéantes

figure 2.1 pour les commentaires.

galactiques. Voir la

CHAPITRE 2. OBSERVATION ET RÉD UCTION DES SPECTRES

2.2 Spectroscopie optique

2.2.1 Observations

J7ai obtenu des spectres optiques de la plupart des objets observés avec le TSH

au télescope de 2.15 mètres de CASLEO ('Complejo Astronomico El Leonciton) en

Argentine entre le 26 novembre et le 2 décembre 1996. Le 'seing" pour chacune

des nuits d'observation oscillait généralement autour de 2". J7ai utilisé un détecteur

aminci REOSC de 1024 x 1024 pixels, augmentant la réponse dans la partie bleue du

spectre (-4000 A). Un réseau de 600 lignes mm-' placé à un angle de 8" fut utilisé

pour couvrir la région désirée, soit entre 3 800 et 5 200 A, pour une résolution théorique

de 2 A. Tous les objets furent observés à travers une fente de 200 p m couvrant quatre

pixels sur le détecteur. J'ai ainsi obtenu une résolution effective d'environ 8 A. Le

tableau 2.3 présente les temps d'exposition, les rapports signal-sur-bruit et le nombre

d'expositions obtenues pour chacune des étoiles du programme.

2.2.2 Réduction des spectres optiques

2.2.2-1 Corrections des défauts du détecteur

La procédure de réduction des données spectrales est maintenant standardisée.

Je réfère donc le lecteur intéressé à avoir tous les détails au manuel " A User's Guide to Reducing Slit Spectra with IRAF de Massey et al. (1992). Je ne mentionnerai ici

que les étapes qui causèrent problèmes ou qui furent éffectuées différemment de la

procédure habituelle.

CHAPITRE 2. OBSERVATION ET RÉD UCTION DES SPECTRES 34

d'exp. d'exp. (s) 1 d'exp. d'exp. (s)

Ét oile S/B Nombre Temps

Tableau 2.3: Observations optiques.

Étoile S/B Nombre Temps

Le premier problème s'est posé lorsque j'ai voulu combiner ensemble les ex-

positions (déjà corrigées pour les défauts cosmétiques du détecteur) de chaque objet

en une seule. Le but de cette étape est double: retirer les signatures des rayons cos-

miques et augmenter le rapport signal-sur-bruit du spectre final. Pour ce faire, j'ai

utilisé la routine scombine de I R A F qui offre plusieurs algorithmes de détection et de

rejet des signatures de rayons cosmiques. L'idée de base de ces algorithmes est simple:

faire la moyenne pixel à pixel des expositions (au moins trois) et déterminer si une

des images contient un pixel déviant de la moyenne de plus de quelques déviations

standards.

J 'ai utilisé l'algorithme ccdclip, qui se base sur les paramètres de lecture (bruit

de lecture et gain de l'amplificateur) du détecteur afin d'évaluer la pertinence d'un

pixel dans le calcul du spectre final. Cet algorithme est le plus performant puisqu'il

élimine une bonne partie des signatures de rayons cosmiques détectables à l'oeil tout

en augmentant la qualité de nos spectres. Les autres algorithmes disponibles don-

naient des résultats mitigés: soit les signatures de rayons cosmiques n'étaient pas

enlevées en assez grand nombre pour justifier l'utilisation de la méthode, soit la

forme et la quantité de bruit présent dons le spectre étaient modifiées. J 'ai retiré les

signatures de rayons cosmiques restant manuellement.

2.2.2.2 Normalisation des spectres optiques

La même technique que pour les spectres UV a été utilisée pour effectuer la

normalisation des spectres optiques. Puisque la classification spectrale se base sur les

raies situées entre 3 900 et 5 000 A, et que le spectre est relativement plat dans cette

région, je n'ai pas eu de difficulté à déterminer la forme d u continuum. De plus, les

raies de cette région spectrale sont très étroites et ne nuisent pas à la détermination

d'un continu fiable. Une incertitude de 5% en moyenne est introduite dans les mesures

du flux des raies de la région optique. Par contre, dans la partie bleue du spectre

(soit à X < 3 900 A), l'incertitude est plus élevée, soit de l'ordre de 10%. Les raies

d'hydrogène de la série Balmer sont très prés les unes des autres dans cette région

et rendent la détermination du continuum difficile. II est pourtant intéressant de

constater que cette région du spectre n'est pas utile pour la classification spectrale

et dans l'analyse faite avec le code de synthèse d'atmosphère; les incert itutes ne sont

donc pas significatives. Les spectres optiques obtenus de la procédure de réduction

décrite sont présentés dans les figures 2.10 à 2.15.

2.2.3 Spectres optiques d'étoiles galactiques

Comme échantillon à mét allici té solaire, j 'ai utilisé les spectres op tiques présen-

tés dans WF90. Ces spectres sont des standards de classification et devraient avoir

des caractéristiques (température, taux de perte de masse, etc. ) représentatives de

chacun des types spectraux. Les étoiles utilisées ainsi que leurs caractéristiques sont

indiquées dans le tableau 2.4. Leurs spectres sont présentés dans les figure 2.16 à 2.18

Étoile Type Mv VW Tef f Rayon log M log L

-- -

HD36861 O8 III((f)) -5.2(1) 2 1OO(2) 36 000(2) 13(2) < -6.01(2) 5-38(2)

HD37043 0 9 III -5.9(1) 2 450(2) 34 OOO(2) 18(2) -6.50(2) 5-58(2)

HD46149 08.5 V -4.8(1) 1 500(3)

HD46150 0 5 V((f)) -5.5(1) 2 gOO(2) 44 3OO(2) 13.0(2) < -5.88(2) 5.74(2)

HD46223 O4 V((f)) -5.3(1) 2 8OO(2) 46 4OO(2) 11 (2) -5.85(2) 5.70(2)

HD47839 0 7 V((f)) -4.8(1) 2 3OO(2) 40 100(2) lO(2) -6.3(2) 0.34(2)

HD668 11 0 4 1 (n) f -6.6(1) 2 200(2) 42 400(2) 16(2) -5.62(2) 5.90(2)

HD93129 O3 If, -6.6(1) 3 050(2) 50 500(2) 20(2) -4.88(2) 6.35(2)

HD149038 09.7 Iab -6.7(2) 1 830(1) 30 900(2) 27(2) 5.67(2) 5.78(2)

HD15180.1 0 8 Iaf - . 3 ( 2 ) 1 600(2) 34 OOO(2) 34(2) -5.00(2) 6.14(2)

HD 163758 06.5 Iaf -6.7(1) 2 420(1)

HD188001 07.5 Iaf -6.6(2) 1 800(2) 34 000(2) 5.86(2) -5.38(2) 5.86(2)

HD303308 0 3 V((f)) -5.3(1) 3 O35(l)

(1)Howarth & Prinja (1989); (2) Lamers & Leitherer (1993);

(3)Lamers et al. (1995).

Tableau 2.4: Paramètres physiques des étoiles galactiques utilisées.

#E I I l , I I I I I I 1 1 1 I I A

Si IV H ~ H ~ I I H e 1 Heu ' N I I I H ~ ~ I I W I I I 1 I I I I II 1 I

Hb

Figure 2.10: Spectres optiques de CASLEO: étoiles naines du PNM. Les spectres sont

séparés par 0.5 unités de continu. Les principales raies de la région spectrale optique

sont identifiées dans le haut de la figure.

06.5 III

Figure 2.11: Spectres optiques de CASLEO: étoiles géantes du PNM. Voir la figure


Figure 2.12: Spectre optique de CASLEO: étoile sous-géante du PNM. Voir la figure


Figure 2.13: Spectres optiques de CASLEO: étoiles naines du GNM. Voir la figure


HE l 1 I I l I I I l 1 I I . I L

Si IV H Y H ~ I I H e 1 Heu ' N I I I H ~ I I 1 w I I i 1 I I I I II I i

Hf5

SK-67191 08.5 III

HD269357 08 III

BI9 07.5 III(f)

BI272 07 III

SK-709 1 06 III

SK-7069 05 III(f)

- -

1 1 1 1 1 , 1 , 1 , , 1 ( * , , ~ 1 ,

4000 4200 4400 4800 4800

Figure 2.14: Spectres optiques de CASLEO: étoiles géantes du GNM. Voir la figure

S. 10 pour les commentaires.

Figure 2.15: Spectres optiques de CASLEO: étoiles sous-géantes du GNM. Voir la


1 ' 1 1 1 1 ' 1 E

I I I I I I I

Si IV H ~ H ~ I I H e 1 HaII I N I I I H ~ I I I Hg

Figure 2.16: Spectres optiques de WF9O: naines galactiques. Voir la figure 2.10 pour

les commentaires.

HE I [ I I # I I I I I 1 1 1

Si IV Hy Hel1 He 1 H e II I N IlIHe II I l

I I w

I I ' I i II i I I l H6

HD37043 09 III

HD3686 1 08 III

Figure 2. l i : Spectres optiques de WF90: étoiles géantes galactiques. Voir la figure


r

HD 149038 09.7 Iab

HD 1 12244 08.5 Iab(f)

HD151804 08 Iaf

HD188001 07.5 Iaf

HD 163758 06.5 Iaf

I I &

HD668 1 1 04 I(n)f

HD93 129 03 I f*

Figure 2.18: Spectres optiques de WF90: étoiles supergéantes galactiques. Voir la


Chapitre 3

Analyse et résultats

Dans ce chapitre, je présente les résultats déduits des spectres UV et optiques.

En premier lieu. je discute de la classification spectrale de mon échantillon. Puis, je

décris les techniques de mesure utilisées pour obtenir les largeurs équivalentes et les

longueurs d'onde centrales des raies. Je discute ensuite du code SEI et des valeurs de

vitesses terminales qu'il permet d'obtenir à partir des spectres UV. Enfin, j'introduis

le code de modélisation d'atmosphères stellaires de S&H, utilisé pour obtenir les

valeurs de taux de perte de masse, de température, de rayon, de gravité de surface et

de composition chimique.

3.1 Classification spectrale

La référence la plus à jour et la plus utile pour la classification spectrale des

étoiles massives est WF90. On y décrit les signatures spectrales utiles pour classifier

en température et en luminosité ces objets, de même que la nomenclature associée.

Voici un résumé les critères de classification en température et gravité (i.e. lumi-

nosi t é) :

1- Température:

Le critère de classification en température pour les étoiles les plus chaudes

(soit de 03 à 08) est le rapport de la raie He11 A4541/Hei X4471. Plus la

raie He II A4541 est intense par rapport à la raie He I X4471, plus l'étoile est

chaude. Le type spectral représentant les étoiles les plus chaudes (i.e. 03) est

défini comme n'ayant aucune trace de la raie He I X4471. Le type 0 7 est défini

comme ayant le rapport He I X4541/He ir A4471 égal à un. Les types interné-

diaires ont des rapports de valeurs intermédiaires. Les étoiles plus froides, de

type spectral 0 9 à BO, ont des critères de classification différents puisque la

raie He I I A4541 est presqu'inexistante dans leur spectre. On utilise le rapport

He I I X4200/He I A4144 pour nous guider, mais il faut être prudent puisque ce

rapport est aussi sensible à la luminosité.

2- Luminosité

Les critères de classification en gravité de surface (et donc en luminosité) sont

établis moins précisément que pour la température. Pour les étoiles chaudes,

une seule raie nous guide: He I I X4686. Si elle est en émission, on classifie

l'étoile comme supergéante (1). Cette appellation provient du fait que le rayon,

la luminosité et la gravité de surface g sont reliés par

Donc si le rayon change, la @mité et la luminosité changent aussi pour une

masse fixe. Si la raie est en absorption, sa force est inversement proportionelle

à la luminosité: une raie fortement en absorption indique que l'étoile est sur la

séquence principale (notée V) dors qu'une raie où l'absorption et l'émission sont

égales s'observe pour une étoile géante (notée III). Pour les étoiles plus froides,

un second critère s'ajoute, soit 1 'intensité des raies Si IV XX4089,4116 encadrant

la raie H6: plus ces raies sont fortes, plus l'étoile est lumineuse. Dans WF90, il

est noté que l'intensité de ces raies est fortement influencée par la métallicité,

surtout pour une valeur aussi basse que celle du PNM.

En plus de ce schéma standard de classification, Walborn (1977) propose un

raffinement de notation et de classification qui rend compte de particularités ob-

servées dans certains spectres. Si la raie He II A4686 est fortement en absorption et

N II I XX4634,4640 en émission, on notera "((f))" à la suite du type spectral tradi-

tionel. Si seulement N I I I AX4634,4640 sont en émission et He II A4686 est très faible,

on notera "(f)". Malheureusement, l'auteur n'indique pas la correspondance entre

cette classification et une réalité physique, comme la luminosité, la température ou

la métallicité.

La nouvelle classification assignée aux étoiles de cette étude observées à C.4S-

LE0 est présentée dans les tableaux 2.1 et 2.2. Je comparerai dans la section 4.1 les

nouveaux types spectraux avec ceux déjà publiés dans la littérature.

3.2 Mesure des raies

J'ai utilisé la routine splot du progiciel I R A F afin de mesurer et décrire les

raies des spectres UV et optiques.

3.2.1 Mesure des profils P-Cygni de l'UV

Dans I'UV, les profils P-Cygni sont une source directe de renseignements sur

les paramètres physiques du vent. La largeur équivalente E W des raies ainsi que la

longueur d'onde centrale A, sont des paramètres facilement mesurables sur les profils

et pouvant nous renseigner sur l'intensité du vent et sur sa vitesse.

La largeur équivalente permet de comparer entre eux les flux contenus dans

différentes raies en se donnant une référence commune. Elle est défmie comme étant la

largeur qu'aurait un rectangle d'une unité de continu de profondeur et dont la surface

correspondrait au flux total contenu dans la raie. Comme le flux contenu dans une

raie dépend directement des conditions physiques régnant dans l'atmosphère et dans

le vent de I'étoile (température, densité, métallicité, luminosité de l'étoile, etc.), ce

paramètre est tout à fait approprié pour permettre de comparer les raies entre elles

et d'en tirer les renseignements physiques qui nous intéressent.

La longueur d'onde centrale est la position en longueur d'onde séparant un

profil en deux régions contenant chacune la moitié du flux mesuré. Dans les profils

P-Cygni, cette valeur devrait être directement indicative de la vitesse terminale. En

effet, I'élargissement de la partie en absorption du profil vers les longueurs d'onde

plus courtes peut être mis en évidence en mesurant A,: une plus petite valeur devrait

être représentative d'une vitesse terminale plus élevée.

Trois techniques s'offrent à nous pour mesurer les raies: les fonctions de la

routine splot e, qui intègre sur tout le profil, et k et d, qui lissent une ou des gaussiennes

sur les profils observés.

La fonction e est particulièrement intéressante pour mesurer les profils P-Cygni

puisqu'ils ne sont pas gaussiens. J'ai effectué trois types de mesure sur les profils

P-Cygni, chacune offrant ses avantages et ses inconvénients. En premier lieu, j'ai

mesuré le flux total dans une région fixe du spectre pour toutes les étoiles, contenant

à la fois l'absorption et l'émission du profil. La valeur de longueur d'onde centrale

combinée à celle de la largeur équivalente obtenue de cette façon donne une idée de

la force de l'absorption par rapport à l'émission. Les largeurs équidentes seules

peuvent porter à confusion: une faible valeur peut à la fois être indicative d'une forte

émission ou d'une faible absorption. Pour éviter cette dualité, j'ai mesuré la partie

du profil en absorption seulement, entre 1530 et 1552 A pour la raie C IV A1550 et

entre 1383 et 1404 A pour la raie Si IV X1400. Une raie photosphérique très forte

de fer, Fe rv X1533, contamine le profil de C IV X1550; j'ai donc enlevé de chacun des

spectres un profil moyen de la raie de fer aiin de ne mesurer que la largeur équivalente

provenant de l'absorption de la raie C IV A1550. Puisque la partie en absorption du

profil est relativement symmétrique et que l'endroit où le profil rejoint le continuum

indique la vitesse terminale du vent, la longueur d'onde centrale devrait elle aussi

être un bon indicateur de la vitesse terminale. La largeur équivalente devrait être un

bon indicateur du taux de perte de masse de I'étoile puisque cette valeur dépend de

la densité du gaz émetteur (si on la découple de la température et de la luminosité

de l%toile par la classification spectrale). Les résultats des mesures sur la partie en

absorption des profils Si IV A1400 et C IV Al550 sont présentés dans les tableaux 3.1

et 3.2. Ces mesures vont permettre de discuter de l'effet de la température, de la

luminosité et de la métallicité sur les vents des étoiles massives dans la section 4.2.

L'incertitude systématique la plus importante sur les valeurs de largeur équiv-

alente et de longueur d'onde centrale provient de la détermination du continuum

stellaire. Plusieurs raies faibles le contaminent et rendent le continuum véritable dif-

ficile à déterminer (voir 2.1.2.1). Un continuum mal évalué peut modifier le calcul du

flux dans une raie jusqu'à 20%!

L'évaluation adéquate du niveau de bruit du spectre peut grandement aider à

déterminer le bon niveau du spectre continu. C'est en utilisant un lissage d'une fonc-

tion d'ordre peu élevé et en choisissant le continuum afin qu'il ait autant de bruit au-

dessus qu'en-dessous de lui qu'on obtient le résultat le plus acceptable physiquement.

Pour les profils P-Cygni, l'intégration s'effectue sur une grande plage de longueurs

d'onde, augmentant ainsi le bruit comptabilisé dans la largeur équivalente du profil..

La présence de raies métalliques dans les profils eux-mêmes iduence la mesure

de la largeur équivalente. Les raies de C IV A1550 et Si IV A1400 sont contaminées

par un grand nombre de raies d'absorption de Feiv et Fev (Nemry et ai. 1991)'

qui diminuent la composante en émission et augmentent la largeur équivalente de la

composante en absorption. Les DAC ("Discrete Absorption Components") modifient

aussi la largeur équivalente des profils P-Cygni en absorption. Les DAC sont causés

par des régions de densité plus élevée dans le vent. La dépendance de la largeur

équivalente de ces composantes discrètes sur les différents paramètres physiques n'est

pas encore bien déterminée (Howarth & Prinja 1989).

Avec toutes ces considérations, l'incertitude sur les mesures dans les profils

P-Cygni de Si IV A1400 et C IV Al550 est de l'ordre de 10% si on ne comptabilise que

la partie en absorption. Elle est plus élevée si on intègre sur tout le profil, soit de

l'ordre de 15%.

3.2.2 Mesure des raies des spectres optiques

Les raies de l'optique sont toutes des raies simples en absorption, donc mesura-

bles avec la routine k de splot. Cette routine ajuste une gaussienne de largeur équiv-

alente EW et de longueur d'onde centrale A, sur le profil observé. Les mesures

de largeurs équivalentes des raies optiques d'hydrogène et d'hélium sont utiles pour

déterminer la température effective, le taux de perte de masse, la gravité et le contenu

en hydrogène avec le code de S&H tel que décrit dans la section 3.4.

Étoile C rv A1550

EW (A) &(A) AV14 -3.27 1 545.62

AV15 -8.46 1 542.22

AV26 -7.04 1542.77

AV47 -5.13 1544.70

AV6 1 -7.58 1542.87

AV75 -8.71 1542.49

AV207 - 1.64 1 547.68

AV372 - 10.33 1543.92

AV377 -3.38 1545.66

AV378 -5.23 1547.12

AV396 -3.1 1 1 549.49

AV45 1 -4.48 1 548.36

AV469 -8.88 1543.57

Tableau 3.1: Largeurs équivalentes et longueurs d'onde centrales des raies de

CtvX1550 et Si IV A1400 pour les étoiles des Nuages de Magellan. Seule la com-

posante en absorption a été mesurée, soit en intégrant entre 1530 et 1552 A pour la

raie C IV A1550 et entre 1383 et 1404 A pour la raie Si IV X1400.

-

Spectre moyen C IV A1550

EW (4 &(A) O3 V -13.21 1 538.43

0 4 V - 11.61 1538.44

05-53 V -10.09 1540.38

0 6 V -11.22 1540.23

06.5 V -9.73 1 541.11

0 7 V -9.41 1 541.67

07.5 V -9.12 1 542.87

0 8 V -8.00 1 543.54

08.5 V -7.81 1544.20

0 9 V -6.10 1545.96

09.5 V -6.49 1547.24

0 5 III -13.04 1539.19

0 6 III -13.51 1540-58

06.5 III - 12.72 1 540.70

O7 III -11.52 1540.59

07.5 III -10.69 1541.60

08-8.5 III -11.11 1541.14

0 9 III - 10.70 1 542.62

Tableau 3.2: Largeurs équivalentes et longueurs d'onde centrales des raies de

C i v A1550 et Si IV A1400 pour les étoiles moyennes galactiques. Seule la composante

d'absorption a été mesurée, soit en intégrant entre 1530 et 1552 A pour la raie

C IV A1550 et entre 1383 et 1404 A pour la raie Si IV A1400.

Comme ces raies épousent bien la forme d'une gaussienne, l'incertitude ma-

jeure dans la mesure des largeurs équivalentes provient principalement de la déter-

mination du continuum. Les largeurs équivalentes et longueurs d'onde centrales sont

issues du lissage d'une gaussienne, dont la forme est très sensible au bruit et au conti-

nuum adjacent, surtout dans les cas oii la raie n'est pas très intense. Heureusement, la

distribution du flux dans la partie optique du spectre est assez plate et il est beaucoup

plus facile de lisser le continuum de cette région que dans l'UV (voir section 2.2.2.2).

L a détermination du flux dans les raies optiques est donc assez fiable, surtout dans

le cas de raies assez fortes.

Seule la raie He 11 X4686, qui est en émission dans les étoiles les plus lu-

mineuses, pose des difficultés de mesure. En fait, ce sont les raies proches du complexe

N i i i XX4634,464014642, en émission également, qui rendent la mesure beaucoup plus

imprécise puisqu'elles empiètent sur la raie He I I X4686. Lorsque cette dernière est en

émission, j'ai utilisé la fonction e entre 4684 et 4688 A.

On évalue à typiquement 10% l'incertitude sur les mesures de largeur équiva-

lente des raies optiques. Si les raies sont faibles, l'incertitude est plus importante et

peut aller jusqu'à 20%. Les raies He i i A454 1 et He r i A4686 ont les valeurs de largeurs

équivalentes qui sont les plus incertaines puisqu'elles sont souvent très faibles, dans

les étoiles froides pour la première et dans les étoiles géantes pour la seconde.

3.3 Détermination de la vitesse terminale à l'aide

du code SEI

Le code SEI ("Sobolev approximation with Exact Integration of the source

function"; Groenewegen & Lamers 1989) permet de modéliser les profils P-Cygni du

vent à partir des équations mathématiques le décrivant. La base de cette méthode

CHAPITRE 3. ANALYSE ET RÉSULTATS 56

provient de l'étude de Hamann (1981) qui dit que pour une raie de résonance formée

dans le flot monotone d'un vent stellaire, l'utilisation de l'approximation de Sobolev

pour la fonction source dans sa forme intégrale donne une description assez juste du

profil de raie. L'équation de transfert doit par contre être résolue de façon exacte.

Définissons les termes importants de cet énoncé puisqu'ils sont le fondement même

de la méthode SEI.

a- Approximation de Sobolev:

Dans la création d'un profil de raie, la largeur intrinsèque d'une composante

en absorption est négligée par rapport à l'élargissement Doppler dans le vent

(Sobolev 1960). L'approximation est valide lorsque I'accélération dv/ dr est

beaucoup plus grande que v,/l, où vt représente une vitesse de turbulence et 1

est la longueur caractéristique dans laquelle la densité change.

L'approximation de Sobolev pour le calcul du profil de raie n'est pas valide

dans les couches internes du vent où la vitesse du flot passe de subsonique à

supersonique, et à de grandes distances de l'étoile où la vitesse devient constante.

Par contre, elle décrit très bien le comportement du vent dans la région où sont

formées les raies telles que C IV A1550 et Si IV X1400.

b- Fonction source:

La fonction source est définie comme suit:

où CA est l'émissivité d u gaz (quantité d'énergie émise chaque seconde par unité

de volume) et KA, le coefficient d'absorption. Cette fonction décrit la contribu-

tion locale du gaz au champ de radiation. Si la diffusion par les électrons n'est

pas importaate, la fonction source est en fait la fonction de Planck. Dans le cas

du vent des étoiles massives, on ne peut utiliser la fonction de Plank puisque

les éléments sont ionisés et la quantité d'électrons libres élevée.

c- Équation de transfert radiatif:

où TA, est la profondeur optique à une longueur d'onde X selon un trajet s et Ix

est l'intensité émise par unité de temps, de longueur d'onde, d'angle solide et

de surface.

Dans son étude, Hamann (1981) a comparé entre elles les d e w méthodes tra-

ditionelles de calcul de profil de raie, soit la méthode de Sobolev et la technique

du "Comoving Frarnen (CMF; Mihalas et al. 1975). La méthode CMF est lourde

à utiliser, puisqu'elle fait beaucoup moins d'approxirnat ions. .4insi, beaucoup de

chercheurs ont préféré la simplicité de la méthode de Sobolev, malgré ses résultats

mitigés. Hamann a perfectionné la méthode de Sobolev; il a conclu qu'on pouvait ar-

ri ver à des résultats satisfaisants en calculant la fonction source avec l'approximation

de Sobolev mais en résolvant exactement la fonction de transfert. On peut ainsi cd-

culer des profils de raies dans un vent à symétrie sphérique, en expansion avec une

vitesse augmentant de façon monotone et dans lequel un mouvement chaotique cause

de la turbulence. Le profil de turbulence est gaussien, isotropique et conserve une

largeur constante Vturb à travers le vent. Haser et al. (1993) mettent en doute cette

constance de la largeur du profil de turbulence et introduisent une valeur qui varie

en fonction du rayon. En comparant les profils présentés dans leur article avec ceux

présentés dans l'article du code SEI (Groenewegen & Lamers 1989)' on ne perçoit

pas de différences significatives. J'ai donc choisi de conserver la description du profil

de turbulence comme gaussien et constant à travers le vent.

L'équation de transfert radiatif est résolue seulement dans le vent, avec la

photosphère comme condition de frontière à la limite inférieure. On pararnétrise le

spectre de la photosphère comme étant un continuum auquel se superposent les raies

formées dans le vent. Dans le cas de doublets, où deux transitions d'un même ion

émettent à des longueurs d'onde rapprochées (comme Si rv A1400 ou C IV A1550), le

problème est plus complexe. En effet, dans un vent sphérique en expansion, tous

les atomes s'éloignent les uns des autres ce qui fait qu'un photon émis à la longueur

d'onde de la raie "bleuen du doublet peut être absorbé par un atome ayant une

vitesse correspondant à la différence en longueur d'onde du doublet. Il faut donc en

tenir compte dans le calcul de la fonction source et la modifier pour la raie "rouge"

seulement.

Deux autres fonctions permettent de décrire le comportement du vent des

étoiles dans le code SEI: la profondeur optique radiale r ( w ) et la loi de vitesse w ( x ) .

dont le seul paramètre libre est ,û (voir équation 1.4). L a profondeur optique associée

à une transition entre les niveaux supérieur u et inférieur t' est définie par:

où g est le facteur de Gaunt, f la force d'oscillateur de la raie, A, sa longeur d'onde

dans le repère du laboratoire, gf et gu les poids statistiques de la transition, nt et nu

les densités numériques de l'atome excité dans les différents niveaux. Dans certains

cas. l'aile bleue de la raie ne s'étend pas jusqu'à la vitesse terminale mais jusqu'à une

valeur inférieure. Cet effet est inclus dans l'équation décrivant la profondeur optique

en utilisant la paramétrisation suivante:

1/$

.(w) = (f) (5)"' [1 - (E) ] pour w < wl

T ( w ) = O pour w > wl

où I est un paramètre de normdisat ion:

et T est la profondeur optique intégrée:

Pour les doublets, il est demandé que la profondeur optique intégrée soit la

même pour les deux composantes du doublet. Les variables T, al, a2 et wl sont les

paramètres libres de l'équation. Pour des raies de résonance, où la population du

niveau supérieur peut être négligée étant donnée la probabilité de transition élevée.

T est lié à la densité de colonne Ni (cm-') du niveau inférieur de l'ion i tel que

La vitesse de turbulence introduite dans le code SEI ne dépend pas de la

position dans le vent et a une largeur constante donnée par

Tel que mentionné, des raies photosphériques peuvent être présentes à la

longueur d'onde au repos de la raie et ainsi contaminer le profil P-Cygni observé.

Le code SEI assume des profils de raies photosphériques gaussiens, avec une largeur

intrinsèque wphot normalisée à v, et une opacité centrale Aphol Ceci implique que le

spectre photosphérique peut être ap proximé par l'équation suivante:

raie simple

- AR e[-(w-s)2/w$ari] (3.11)

phot } doublet

OU B et R représentent respectivement les composantes bleue et rouge, et d est la

séparation entre les deux composantes, normalisée à v,. J'ai utilisé la même largeur

de profil wphot pour les composantes bleue et rouge du doublet puisque celle-ci est

reliée à la résolution spectrale de nos spectres. Le rapport ~ f ~ ~ ~ / ~ f ~ ~ ~ est donné par

le rapport des produits gf pour les deux raies (ce rapport est égal à deux pour les

raies de résonance).

Les auteurs du code donnent une liste de paramètres typiques (présentés dans

le tableau 3.3) dans leur publication et m e n t i o ~ e n t les valeurs physiques à utiliser

pour les raies de résonance. J 'ai appliqué le code a u raies Si IV A 1400, C IV A 1 550,

N IV A1719 et C I I I hX1174-1176. La section suivante présente les résultats obtenus.

3.3.1 Résultats du code SEI

J'ai écrit un programme permettant de superposer un profil de raie synthé-

tique SEI à un profil observé. J'ai utilisé un algorithme de recherche du moindre carré

nommé "Downhill Simplex" et décrit dans Press et al. (1989). Ce programme modifie

les paramètres d'entrée du programme SEI dans une plage de valeurs prédéterminées

afin d'obtenir la plus petite différence possible entre les profils synthétique et ob-

servé. Le temps de calcul nécéssaire pour trouver une réponse acceptable grâce à

ce programme est négligeable comparativement à l'exploration de tout l'espace des

paramètres. Par contre, le profil nous donnant le plus petit résidu n'est pas néces-

sairement le plus physiquement correct. J'ai dû &ner à la main les paramètres du

lissage afin d'avoir une meilleure correspondance.

Les superpositions des courbes théoriques avec les profils de chaque étoile

observées par le TSH sont montrées dans les figures 3.1 à 3.29. Les paramètres du

lissage sont aaichés à droite de chacune des figures. Le tableau 3.4 reprend les valeurs

les plus significatives obtenues.

Les paramètres du lissage obtenus de raies photosphériques et interstellaires ne

sont pas valides, le code ne s'appliquant qu'aux raies ayant une absorption étendue

Valeur Nomenclature Définition

--

Vitesse initiale du vent (Le. à la photosphère)

Exposant de la loi de vitesse

Profondeur optique intégrée

Exposant de la loi décrivant T

II

Vitesse jusqu'où r ( w ) est valable

Décrit les termes collisionnels de la fonction source

(=O pour Les raies de résonance des étoiles O )

Fonction de Plank dans le vent; valide si é # O

II

Vitesse de turbulence normalisée à v,

Nombre de points utilisés dans le calcul du profil

Profondeur optique de la raie photosphérique

Largeur gaussienne du profil photosphérique

Longueur d'onde en unité de v,

où le profil débute et se termine

Pas d'intégration en unité de v,

Tableau 3.3: Paramètres d'entrée du code SEI pour la synthèse d'un profil de raie de

résonance.

CHAPITRE 3. ANALYSE ET RÉSUL'E~TS

vers le bleu ou un profil P-Cygni. Les lissages sur les raies de Si IV A1400 et de

C III A1 174-1 176 ne sont que rarement utilisables pour déterminer la vitesse terminale

du vent. Par exemple, la superposition des profils synthétique et observé de l'étoile

AV14 (figure 3.1) n'est valide que pour la raie C rv A1550. La contribution des raies

interstellaires n'étant pas reproduite par le code, on est incapable de reproduire les

deux pics en absorption autour de 1550 A. L'émission du profil synthétique est plus

forte que celle du profil observé puisque des raies de fer sont présentes dans cette

partie du spectre (Nemry et al. 1991) et diminue l'émission. Les raies de Si IV X1400,

de c111X1174-1176 et de N i ~ X 1 7 2 0 ne sont pas produites par le vent et le code

ne peut reproduire le spectre observé. Seules quelques étoiles, comme AV372 par

exemple (figure 3 4 , ont un vent dans lequel les conditions physiques permettent de

produire les quatre raies sous forme de profils P-Cygni. Ces étoiles ont les valeurs

de vitesses terminales les plus précises puisqu'elles sont contraintes par quatre raies

distinctes.

À la découverte de quelques unes des courbes, le lecteur aura sûrement l'occa-

sion de questionner sérieusement l'unicité du résultat obtenu. On se rend rapidement

compte à l'utilisation du code que l'espace des paramètres à couvrir est très grand et

que la probabilité d'une solution unique est faible. Le jugement de l'utilisateur, sa

connaissance des paramètres physiques influençant les profils e t son expérience avec

le code deviennent des facteurs importants dans le choix d'un profil plutôt qu'un

autre. Les profils présentés utilisent donc les paramètres les plus probables selon

mon jugement. Je discuterai de la validité des résultats obtenus du code SEI dans la

section 4.4.

Figure 3.1: Meilleur modèle SEI pour AV14. Le profil de C IV A1550 est utilisé pour

déterminer Ia vitesse terminale.

Figure 3.2: Meilleur modèle SEI pour AV15. Tous les profils sont utilisés pour déter-

miner la vitesse terminale.

Figure 3.3: Meilleur modèle SEI pour AV207. Seul le profil de C IV A1550 est utilisé

pour déterminer la vitesse terminale.

Figure 3.4: Meilleur modèle SEI pour AV26. Les profils de C IV A1550 et

N IV X 1720 sont utilisés pour déterminer la vitesse terminale.

Figure 3.5: Meilleur modèle SEI pour AV372. Tous les profils sont utilisés pour

déterminer la vitesse terminale.

Figure 3.6: Meilleur modèle SEI pour AV377. La vitesse terminale de cet t e objet ne

peut être déterminée puisqu'aucune raie n'a un profil P-Cygni ou un élargissement

vers le bleu.



Figure 3.8: Meilleur modèle SEI pour AV396. Seul le profil de N IV A1720 est utilisé

pour déterminer la vitesse terniinale.

Figure 3.9: Meilleur modèle SEI pour AV451. Seul le profil de C rv A1550 est utilisé


Figure 3.10: Meilleur modèle SEI pour AV469. Tous les profils sont utilisés pour




i350 A c "

Figure 3.12: Meilleur modèle SEI pour AV61. Les profils de C IV A1550 et C I I I A 1 174-

1176 sont utilisés pour déterminer la vitesse terminale.



16 lgvr atm -8 aroo rpnd - w Moo ar

MQiOwQ k a -0 .Po L900 -1 tdOO are U O O d a 1 a1w T QWO hb a010 .O atm p u p - prind -U#O -

Figure 3.14: Meilleur modèle SEI pour BI155 Tous les profils sont utilisés pour


Figure 3.15: Meilleur modèle SEI pour BI170. Tous les profils sont utilisés pour


Figure 3.16: Meilleur modèle SEI pour BI173. Tous les profils sont utilisés pour


Figure 3.17: Meilleur modèle SEI pour BI192. Seul le profil de C IV A1550 est utilisé


Figure 3.18: Meilleur modèle SEI pour BI208. Seul le profil de C rv A 1550 est utilisé


Figure 3.19: Meilleur modèle SEI pour BI229. Seul le profil de C rv A1550 est utilisé


CHAPITRE 3. ANALYSE ET RÉSULTATS

Figure 3.20: Meilleur modèle SEI pour BI272. Seul le profil de C IV A1550 est utilisé


Figure 3.21: Meilleur modèle SEI pour BI9. Tous les profils sont utilisés pour déter-

miner la vitesse terminale.

Figure 3.22: Meilleur modèle SEI pour HD269357. Tous les profils sont utilisés pour


Figure 3.23: Meilleur modèle SEI pour SK-67101. Tous les profils sont utilisés pour






Figure 3.27: Meilleur modèle SEI pour SK-7060. Seul le profil de C IV A1550 est

utilisé pour déterminer la vitesse terminale.

Figure 3.28: Meilleur modèle SEI pour SK-7069. Tous les profils, sauf Si IV X1400,

sont utilisés pour déterminer la vitesse terminale.

liri.0 LI81 -ma1 aloo a m a p m ~ aiao =pwb -.gbtb

16 ilau a100 -8 am0 d Lm0 bioO

-.piOb lOQl ri aioo QbDO diai 1 œ rp O m o Tr a100 Tb 1- kl Omo ma

Figure 3.29: Meilleur modèle SEI pour SK-7091. Tous les profils, sauf Si IV X1400,

sont utilisés pour déterminer la vitesse terminale.

Étoile vw P ~turb/vCr,

& 100 km s-' k 0.3 st 0.05

AV 14 2 300 1.0 0.10

AV15 2 500 1 .O 0.15

AV207 2 350 0 -6 0.10

AV26 2 100 0.9 0.21

AV372 2 450 0.7 0.10

AV377 - 1 .O 0.10

AV378 2 O00 1 .O 0.10

AV396 2 400 0.6 0.10

AV451 2 200 O .4 O. 10

AV469 2 700 0.6 0.10

AV47 1 900 1 .O 0.20

AV 6 1 2 400 0.5 0.10

AV75 2 250 1 .O 0.10

B115.5 2 600 0.5 0.10

BI170 2 600 1.2 0.15

Tableau 3.4: Vitesses terminales, exposants ,û de la loi de vitesse et vitesses de tur-

bulence obtenus du code SEI pour les objets du GNM et du PNM.

3.4 Code de synthèse d'atmosphère stellaire

Dans le code de S&H, on fait l'approximation que l'atmosphère de l'étoile est

sphérique, on fixe la loi de vitesse (P=l dans ce cas-ci), de même que la métdlicité

et la fonction de densité. L'équation à résoudre est l'équation de transfert. Le code

utilise la technique ALI UApproximative Lambda Iteration" , qui consiste à utiliser un

opérateur simple A qui nous permet d'itérer sur la valeur d'intensité spécifique à dif-

férentes valeurs du coefficient d'absorption. Les coeficients d'absorption sont ensuite

insérés dans l'équation d'état décrivant tous les niveaux des différents atomes présents

(hydrogène jusqu'au zinc). On en retire une nouvelle valeur d'intensité spécifique, qui

nous permet d'i térer j usqu 'à obtenir un coefficient d'absorption nul, représentant

la limite extérieure de l'atmosphère. On calcule la population des niveaux en as-

sumant un état hors équilibre thermodynamique bcal et l'opacité qui en découle est

déterminée à l'aide d'une simulation Monte Cado. C'est dans l'opacité qu'entre la

dépendance à la métallicité. La fonction de départ pour l'itération est la fonction de

Planck (corps noir), qui représente la radiation à la base de la photosphère de l'étoile.

Le spectre produit est l'intensité de la radiation pour chaque valeur de lon-

gueurs d'onde des raies optiques d'hydrogène et d'hélium pour un ensemble de para-

mètres: température effective, gravité, taux de perte de masse et contenu en hy-

drogène. Le rayon, la vitesse terminale et la métallicité sont fixés dans chacun des

modèles.

Des largeurs équivalentes pour les raies HP, He II A4686, He II A4541, He r A4471

et H6 sont générées par les modèles et on trace des isocontoun de largeurs équivalentes

en fonction de deux des paramétres au choix, et ce pour chacune des raies. L'endroit

du graphique où tous les isocontours se croisent nous indique l'ensemble des paramè-

tres physiques régnant dans l'étoile observée. La figure 3.30 présente un exemple de

graphique d7isocontours dans l'espace T,~,- M pour AVl5.

Figure 3.30: Isocontours de lageurs équivalentes des raies du domaine optique de

l'étoile .4V15 en fonction de la température effective et du taux de perte de masse.

La valeur de Te/, déterminée est de 34 300 K et M (non-corrigée pour le rayon et

la vitesse terminale réelle de l'étoile) est de 10-'b8 Mg an-'. Deux traits sont tracés

pour chacune des raies, représentant les valeurs limites pour les largeurs équivalentes

mesurées.

Comme on calcule les modèles pour des valeurs standards de rayon et de vitesse

terminale, les valeurs obtenues de taux de perte de masse doivent être corrigées pour

chaque étoile. Puisque M/(v, R2) est une constante, il est possible de déterminer le

vrai taux de perte de masse en connaissant la vitesse terminale et le rayon de l'étoile.

Pour les étoiles des Nuages de Magellan, nous connaissons la vitesse terminale grâce

au code SEI. J'ai déterminé le rayon avec l'équation suivante (Allen 1973):

où 3~ est le flux dans la bande Johnson V calculé par le code de synthèse d'atmosphère

stellaire et Mv est la magnitude absolue. Mv est calculé à partir de la magnitude

apparente mv mentionnée dans la base de données SIMBAD et on adopte les modules

de distance D pour les Nuages de Magellan présentés dans Jacoby et al. (1990):

DPNM = mv - Mv = 19.09 & 0.3 . (3.14)

En ayant le rayon de l'étoile de l'équation 3.12, on obtient finalement un facteur de

correction pour le taux de perte de masse. On peut également calculer la luminosité

des étoiles grâce à l'équation:

où a est la constante de Stefan-Boltzman. Les résultats sont donnés dans les tableaux

3.5 et 3.6.

Les incertitudes des valeurs de Terr et de log M sont de 1000 K et de 0.3

respectivement. La valeur du taux de perte de masse n'est qu'une limite supérieure

pour les étoiles ayant M (non-corrigés pour v, et R) inférieurs à 10-~-' Mo an-';

ceci est dû au fait que les différences entre les modèles de faibles taux de perte de

masse sont plus petites que le niveau du bruit des spectres observés. Avec les erreurs

sur Mv provenant de l'article de Jacoby et al. (1990)' on trouve une incertitude sur

Étoile Type spectral TeIl Iogg N[H] log 3 v R I O ~ M log L

(cette étude) (K) (cgs) (%) (cgs) (b) (M an-') (La)

06.5 V((f))

0 6 III(f)

06.5 V

06 .5 III

08.5 II

09 .5 III

09 .5 V

O9 V

08.5 III(f)

O8 V

0 4 III(f)

04 III(f)

Tableau 3.5: Résultats du code de S&H pour les étoiles du PNM.

log(L/ La ) de 0.3. Ces incertitudes sont assez importantes et pourraient grandement

être diminuées si la résolution des spectres a i t été meilleure et si une grille de

modèles plus serrée avait été disponible.

Afin de confirmer les résultats obtenus, j'ai tracé les spectres synthétiques

superposés aux spectres observés. J'ai convolué les spectres de synthèse avec une

gaussienne de 8 A, correspondant à la résolution des spectres optiques des étoiles mag-

ellaniques observées. Les figures 3.3 1 à 3.36 présentent la superposition des spectres.

Pour tester la validité de la température effective déterminée à l'aide du diagramme

diagnostique, on doit bien reproduire le rapport des raies He II A4541 et He I X4471.

La validité des taux de perte de masse est éva.iuée par l'accord entre les profils syn-

thétiques et observés des raies HP et He II X4686.

Étoile Type spectral TeIl logg N[H] log3v R log ~2 log L

(cette étude) (K) (cgs) (R) (cgs) ( %) (M an-') ( La)

BI272 O7 III 38000 3-5 85 8.22 12.20 - 6.39 5.44

B 19 O7 III(f) 35 O00 3.5 85 8.22 10.01 < -6.50 5.13

HD269357 08 III(f) 35000 3.5 85 8.22 20.25 - 5.79 5-74

SE;-67lOl O7 II 38000 3.5 85 8.26 15.15 - 6.13 5.63

SK-67191 08 .5 III 35 O00 3.5 85 8.22 10.82 - 6.45 5.19

SE;-69124 O911 30000 3.5 85 8.10 17.96 < -6.03 5.37

SK-7091 06 III 40000 3.5 85 8.29 13.66 < -6.16 5.63

Tableau 3.6: Résultats du code de S&H pour les étoiles du GNM.

Étoile Type spectral Tefl log g N[H] log 3~ log R log M log L

HD36861 08 IIZ((f)) 35000 3.5 85 8.23 12.6 -6.8 5.3

HD37043 09 III 32000 3.5 85 8.25 19.3 -6.4 5.5

Hl346149 08.5 V 35000 3.5 85 8.23 10.5 -7.1 5 -2

HD93222 O7 III((f)) 40000 3.5 90 8-28 10.9 -7.0 5.4

HI3101190 06 V((f)) 40000 3.0 85 8.28 15.0 -6.6 5.7

HD112244 08.5 Iab(f) 32000 3.5 85 8.16 26.1 -5.4 5.8

HD149038 09.7 Iab 30000 3.0 90 8.08 30.0 - 5.8 5.8

HD151804 O8 laf 32000 3.5 85 8.17 35.6 -4.6 6.1

HD188001 07.5 Iaf 35000 4.0 85 8.22 24.3 - 5.4 5.9

Tableau 3.7: Résultats du code de S&H pour les étoiles galactiques.

Comme échantillon de comparaison à métallicité solaire, j'ai utilisé les spectres

digitaux de WF90 (voir section 2.2.3). La résolution de ces spectres étant environ

de 4 A, j'ai convolué les spectres synthétiques avec une gaussienne de cette largeur à

mi-hauteur pour la comparaison. Les figures 3.37 à 3.39 présentent la superpostion

des spectres synthétiques et observés. Les taux de perte de masse ont été corrigés

à partir des valeurs de vitesses terminales provenant de Howarth & Prinja (1989),

Larners & Leitherer (1993) et Larners et al. (1995) (voir tableau 2.4). Elles ont toutes

été déterminées à l'aide du code SEI, rendant ainsi possible les comparaisons entre

les résultats du code de S&H pour les étoiles magellaniques et ceux pour les étoiles

galactiques. Le tableau 3.7 présente les valeurs obtenues.

CHAPITRE 3. ANALYSE ET RÉSULTATS

Figure 3.31: Superposition des spectres synthétiques avec les spectres optiques des

étoiles naines du PNM. Les raies reproduites par le code sont indiquées dans le haut

de la figure. La séparation entre les spectres est de 0.5 unité de continuum.


étoiles géantes du PNM. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.

Figure 3.33: Superposition d'un spectre synthétique avec le spectre optique de l'étoile

sous-géante du PNM. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.


étoiles naines du GNM. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.

- - SK-67191 08.5 III

SK-7091 06 III


étoiles géantes du GNM. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.


étoiles sous-géantes du GNM. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.


étoiles naines gdactiques. Voir Io figure 3.31 pour les commentaires.

HD37043 09 III

HD3686 1 08 III


étoiles géantes galactiques. Voir la figure 3.31 pour les commentaires.

t ' ' 1 I I I

HD 149038 09.7 Iab

HD151804 08 Iaf

HD 18800 1 07.5 Iaf

HD 163758 06.5 Iaf

HD93 129 03 If*


étoiles supergéantes galactiques. On remarque la force de la raie N III XX4634,4640

dans les étoiles de type spectral intermédiaire. Voir la figure 3.31 pour les commen-

t aires supplément aires.

Chapitre 4

Discussion

Dans ce chapitre, je discute des résultats présentés daas le chapitre 3. En tout

premier lieu, je traite de la validité de la classification spectrale et de l'effet de la

métallicité sur les critères de classification. En second lieu, j'examine la variation des

profils UV en fonction de la métallicité et du type spectral. Je discute ensuite des

résultats obtenus avec le code de S&H et de leur précision. Puis, je traite des valeurs

de vitesse terminale, de l'exposant /? de la loi de vitesse et de vitesse de turbulence

déduites à l'aide du code SEI. Enfin? je compare les valeurs calculées à l'aide des

différents codes avec les prédictions de la théorie de CAK reliant les taux de perte de

masse, vitesses terminales, luminosités et métallicités.

4.1 Classification spectrale

La classification spectrale se base sur deux paramètres physiques: la tempéra-

ture et la luminosité. Pour les étoiles chaudes, l'incertitude de Ia classification en

CHAPITRE 4. DISCUSSION

température est d'environ 0.5 subdivision. Cette incertitude provient de la déter-

mination du continuum, qui modifie le flux relatif dans les raies d'hélium utilisées

pour la classification en température. Elle est plus élevée pour les étoiles froides, soit

d'environ une subdivision. Ceci provient du fait que la raie He I I A4541 devient très

faible et difficilement distinguable du bruit dans les spectres des étoiles froides. Si on

compare les types spectraux (mise à part la classe de luminosité discutée plus loin)

tirés de ce travail avec ceux déjà parus dans la littérature (voir tableaux 2.1 et 2.2),

on voit qu'il y a bon accord en tenant compte de l'incertitude mention& plus haut.

Les types spectraux sont indicatifs de la température d'excitation, non de la

température effective. L a classification spectrale est ainsi indépendante de la métal-

licité: une étoile 05 du P N M doit avoir la même température d'excitation qu'une

étoile 05 galactique. De plus, la classification en température se base sur un rapport

d'intensité de raies d'hélium, qui est insensible à la métallicité. J'ai donc attribué

un type spectral aux étoiles selon les critères standards pour les étoiles galactiques,

présentés dans WF90. Par contre, la relation entre température effective et tempéra-

ture d'excitation peut être sensible à la métallicité, et c'est pourquoi il faut utiliser les

grilles de calibrat ion type spectral-température effective pour une métallicité donnée

(voir Vacca et al. 1996).

En ce qui a trait aux classes de luminosité, on remarque qu'aucune étoile n'est

classifiée supergéante (1) dans cette étude. Si on compare avec la classification en

luminosité déjà parue dans la littérature (voir tableaux 2.1 et 2.2). on remarque que

certaines étoiles étaient classifiées comme supergéantes. alors que dans cette étude,

elles ne le sont plus. En comparant les spectres optiques recueillis ici et les gabarits de

classification de WF90, je suis confiante que les étoiles classifiées supergéantes dans

le passé n'en sont pas.

La classe de luminosité, surtout pour les étoiles O froides, dépend de l'intensité

des raies Si IV AX4089,4116 et du rapport d'intensité des raies C I I I X4647/He I I A4686.


Le contenu en métaux a donc un impact important su; ces critères de classification

puisqu'il implique des raies métalliques de carbone et de silicium. Ceci indique d'une

certaine façon que les gabarits de classification en luminosité devraient être à la même

métallicité que les étoiles qu'on désire classifier. Walborn (1977) a déjà discuté de

cet effet en démontrant que les supergéantes (Le. classe de luminosité Iab) du Grand

Nuage de Magellan ont des magnitudes absolues plus élevées que leurs contreparties

galactiques. Ceci proviendrait du fait que pour obtenir une même intensité des raies

de silicium et de carbone à métdicité faible, il faut une plus grande luminosité.

U n module de distance sous-évalué pour les Nuages de Magellan ou l'observation de

systèmes multiples non-résolus pourraient aussi être la cause de cet effet. Dans mon

échantillon, la magnitude absolue des étoiles les plus lumineuses est normale.

4.2 Allure des profils P-Cygni en fonction de la

classification spectrale et de la métallicité

A l'aide des mesures de largeurs équivalentes des profils P-Cygni de l'UV pour

les objets des Nuages de Magellan e t de notre Galaxie, on peut évaluer l'effet de la

métallicité sur les vents stellaires. J 'ai mis en relation dans les graphiques 4.1 et 4.2

les largeurs équivalentes des raies du vent mesurées pour chacune des étoiles avec leur

température, leur luminosi té et évidement, leur métallicité. Il est ainsi possible de

découpler systématiquement chacun de ces effets et d'estimer leur influence propre.

J'ai utilisé comme indicateur de température le type spectral, comme indicateur de

luminosité la classe de luminosité et comme indicateur de métallicité la provenance de

l'objet. Les types spectraux et les classes de luminosité étant vérifiés par llan+se des

spectres optiques, j'ai confiance que les dépendances par rapport aux paramètres du

vent (température, luminosité, rnétallicité) sont bien découplées et qu'il est possible

d'évaluer individuellement l'effet de chacun de ces paramètres.

CHAPITRE 4. DISCUSSlON 112

Dans les figures 4.1 et 4.2, une équation polynomide d'ordre 2 représente les

valeurs de largeurs équivalentes et de longueurs d'onde centrales des objets galactiques

en fonction de la classe de luminosité et du type spectral. J'ai utilisé un lissage puisque

ces valeurs: issues de spectres moyens, ont une très faible dispersion. La dispersion

normalement observée en température, métallicité et luminosité des étoiles galactiques

est grandement diminuée par cette moyenne.

On s'attend à ce que la longueur d'onde centrale soit représentative de la

vitesse terminale, alors que la largeur équivalente devrait donner une idée du taux

de perte de masse. Je vérifierai ces relations à l'aide des valeurs de taux de perte de

masse et de vitesse terminale déduites des codes de synthèse de S&H et SEI dans les

sections 4.3 et 4.4. Pour le moment, examinons les relations qualitatives obtenues à

partir des paramètres des raies pour les profils P-Cygni de l'UV.

L a raie C rv A1550 présente un profil P-Cygni ou une absorption élargie vers

le bleu pour toutes les luminosités, métallicités et températures des étoiles O (voir les

figures 2.1 à 2.9). Telles que vues dans la figure 4.1, les longueurs d'onde centrales sont

toujours inférieures à 1550 A, longueur d'onde moyenne dans le laboratoire du doublet

C IV X1550. Les largeurs équivalentes, données en valeur absolue, sont supérieures à

plusieurs angstroms.

Les étoiles naines montrent des profils dont l'intensité et le décalage vers le

bleu sont proportionels à la température. Tel que montré dans la figure 4.1, plus

l'étoile est chaude, plus l'absorption est forte et décalée vers le bleu. Il y a aussi

corrélation avec la métallicité: les étoiles naines galactiques ont une intensité et un

décalage vers le bleu plus forts que les étoiles des Nuages de Magellan.

CHAPITRE 4. DISCUSSION 114

Parmi les naines des Nuages de Magellan, la dispersion en largeur équivalente

et en vitesse est grande mais on remarque que les naines du PNM montrent une

tendance claire pour de plus petites largeurs équivalentes.

Les étoiles géantes montrent le même comportement avec la température et la

métallicité que les naines. Par contre, l'absorption et le décalage sont plus prononcés

que pour les naines de même température. Le point ayant une largeur équivalente

plus faible que la moyenne et une longueur d'onde centrale plus élevée provient de la

géante BI272. Je discuterai de cette étoile particulière dans la section 4.2.1.

Finalement, les supergéantes ont un comportement particulier en fonction de

la température. Un effet de saturation de l'absorption est évident dans les valeurs de

largeurs équivalentes observées, qui ne dépendent presque plus de la température. Le

décalage de l'absorption est déjà très fort à faible température.

La partie du profil en émission est très bien développée pour tous les types

spectraux et pour toutes les métallicités, tel que vu dans les figure 2.12, 2.15 et 2.18.

On peut dire qu'en général, les profils P-Cygni de C IV A1550 sont plus dévelop-

pés pour les étoiles chaudes et lumineuses, et que pour une même température et

luminosité, ils sont plus développés pour les étoiles ayant une métallicité plus élevée.

L'intensité de la raie Si IV A1400 montre une très forte dépendance à la Iu-

minosité. Seule les étoiles des classes de luminosité I et II ont une dépendance en

température et en métadicité. La longeur d'onde moyenne du doublet dans le repère

du laboratoire est de 1398 A.


- *CNN

CNN Waiborc 1 19%)

- .PSU

1 393 - A P N M Walborn 1 1995 ) -

1383 - - -

4 6 8

Sous-type spectral Sous-type spectral Sous-type spectral

Figure 4.2: Largeur équivalente et longueur d'onde centrale de la raie Si IV A1400 en

fonction du sous-type spectral, de la classe de luminosité et de la métallicité. Voir la



On remacque dans le graphique 4.2, ainsi que dans les figures 2.10, 2.13 et

2.16, que les naines ne présentent pas de variations marquées en fonction de la tem-

pérature; on ne voit pas de profil P-Cygni. Le type de profil observé pour ces étoiles

est généralement associé au milieu interstellaire. Probablement qu'une composante

photosphérique est aussi présente, du moins pour les spectres galactiques, où on ob-

serve une légère dépendance à la température. La dispersion des valeurs à plus faible

métallicité ne permet pas de tirer de conclusion. Par contre, comme les mécanismes

de formation des raies sont les mêmes peu importe la métallicité, rien n'exclut la

présence d'une composante photosphérique pour les étoiles de faible métallicité.

Les géantes montrent un profil SiivX1400 développé en P-Cygni dans les

étoiles galactiques (voir la figure 2.17). Le décalage vers le bleu et la largeur équiva-

lente de ce profil sont sensibles à la température, étant plus importants pour les étoiles

chaudes. Par contre, on ne voit dans les spectres des étoiles des Nuages de Magellan

(voir figures 2.11 et 2.14) qu'un début de profil P-Cygni pour les géantes les plus

froides. Le décalage vers le bleu de Si IV A1400 des étoiles des Nuages de Magellan ne

montre pas de dépendance à la température. les raies provenant majoritairement du

milieu interstellaire ou de la photosphère.

Finalement, pour les supergéantes, on observe dans les figures 2.12, 2.15 et 2.18

des profils P-Cygni aux trois métallicités. Leur intensité, que ce soit en absorption

ou en émission, est proportionnelle à la métallicité. Par contre, on s'attendrait a

ce qu'elle soit aussi proportionelle à la température (comme la raie C IV A1550 avant

saturation), ce qui ne semble pas être le cas, la pente de la dépendance au type spectral

étant positive. Ce comportement s'explique par un changement d'état d'ionisation

d u silicium, qui passe de à Si+* dans la plage de température couverte par les

étoiles supergéantes, soit de 35 000 à 45 000 K.


En résumé, la raie Si IV A1400 ne développe de profil P-Cygni que dans des

étoiles géantes et supergéantes. L'intensité des proas est proportionnelle à la métal-

&cité dans ces étoiles.

Ces trois raies peuvent avoir leur origine dans le vent stellaire selon les con-

ditions de température et de luminosité des étoiles 0. Par contre, leurs profils sont

peu utiles dans le cadre de cette étude. La raie Hei1X1640 n'a en général qu'un

profil photosphérique en absorption, qui devient en émission dans les étoiles les plus

chaudes et les plus lumineuses de l'échantillon galactique (voir figure 2.9). Son utilité

est donc limitée puisqu'elle n'est que rarement formée dans le vent.

La raie d'excitation N IV A1720 présente un profil P-Cygni pour certaines étoiles

chaudes à métallicité solaire (voir figures 2.7, 2.8 et 2.9). Les étoiles du PNM et du

GNM ne développent peu ou pas de profil P-Cygni pour cette raie. Le signal étant

plus faible dans cette région du spectre, l'étude de la raie N IV A1720 ne nous éclaire

pas beaucoup plus sur l'effet de la métallicité sur le vent des étoiles O.

Enfin, la raie N v A1240 présente dans tous les spectres un profil P-Cygni bien

développé. La dépendance de son intensité avec le type spectral et la luminosité

est semblable à celle de C IV A1550. Son utilité est toutefois Limitée puisque la raie

d'hydrogène Lya géocoronale en émission est située juste sur le bord du profil. Il

n'est donc pas possible de calculer avec justesse les valeurs de largeurs équivalentes

et de longueurs d'onde centrales pour cette raie, Lya compliquant la détermination

du continuum.


4.2.4 Classification spectrale à partir des largeurs équiva-

lentes des raies de I'UV

En théorie, on pourrait utiliser les spectres UV pour classer les étoiles O.

Penny et al. (1996) présentent un ensemble de raies pouvant être utilisées comme

indicateur de type spectral dans l'UV. Par contre, cette méthode implique seulement

des raies métalliques. Ce schéma ne peut donc pas s'appliquer aux étoiles de type O

ayant une métallicité autre que solaire. On pourrait cependant utiliser, comme on l'a

vu ici, l'intensité relative des raies de I'UV formées dans les vents stellaires comme

critère de classification. Henize et al. (1981) ont déjà noté la puissance de l'utilisation

des raies Si IV A1400 et C IV A1550 dans un shéma cohérent de classification. Ils

utilisent un diagramme diagnostique montrant l'intensité de l'absorption du profil de

C IV A1550 en fonction du rapport d'intensité Si IV X1400/C IV X1550. Maheureuse-

ment, leur étude est basée sur des spectres en deux dimensions où il est impossible

de mesurer une largeur équivalente. Ils ne font que noter approximativement la force

du profil sur une échelle de O à 10, échelle qui n'est d'ailleurs pas cohérente entre

les deux profils Si IV A1400 et C IV A1550, rendant le rapport entre les deux raies on

ne peut plus approximatif. Avec les graphiques des largeurs équivalentes 4.1 et 4.2,

on voit que les étoiles de classe de luminosité élevée atteignent des valeurs extrêmes.

comme dans le cas de Henize et al. (1981), mais que la métallicité a un effet très

important. Tel qu'observé dans l'étude des profils individuels dans les sections 4.2.1

et 42.2, les largeurs équivalentes des profils de C rv A1550 dépendent très fortement

de la métallicité, rendant tout schéma cohérent de classification à partir des largeurs

équivalentes absolues seulement impossible. De plus, la discrimination sur l'échelle

de température n'est pas possible à l'aide de ces deux raies. Il faudrait donc utiliser

un ensemble de raies diagnostiques plus complet pour pouvoir utiliser les spectres UV

dans le but de faire une classification aussi détaillée que dans l'optique, additionné

d'une grille dépendante de la métadicité.

CHAPITRE 4. DISCUSSlON

Un seul objet, BI272 (voir la figure 2.5), ne s'ajuste vraiment pas dans la

séquence de profils UV des objets de classe de luminosité III. Son spectre UV est plus

représentatif d'une classe de luminosité V et d'un type spectral froid (par exemple

09.5 V), alors que le spectre optique (voir la figure 2.14) demande sans contredit

une classe de luminosité plus élevée et une température plus chaude. Cet objet a

été classé 0 7 II par Conti et al. (1986) et comme O7 III dans cette étude-ci. Une

erreur de pointage lors de l'observation du spectre UV peut être à la source de cet

inconsistance (voir section 2.1.1). Quatre autres objets brillants et de type spectral

O sont situés à de très faibles distances projetées de BI272 et pourraient avoir été

confondus lors du pointage du TSH. Une erreur de pointage pour le spectre optique

serait grandement improbable puisque j 'ai fait les observations avec les catalogues de

Brunet et al. (1975), Azzopardi & Vigneau (1975) et Sanddeak (1975) comme source

de pointage et qu'une attention particulière a été apportée à la locdisation des objets

sur la fente lors de la prise des spectres optiques.

Les profils P-Cygni de l'UV permettent rapidement de visualiser que la métal-

licité a un effet important sur les signatures spectrales provenant du vent des étoiles

massives. Dans les prochaines sections, je vais déterminer de façon quantitative cet

effet en étudiant les vitesses terminales, taux de perte de masse, températures effec-

tives, luminosités, etc.s

4.3 Température effective, taux de perte de masse

et luminosité

Les spectres théoriques du code de S&H ont été produits avec une métallicité

solaire comme paramètre fixe, et ce pour tous les spectres optiques de notre échantil-

lon. Je vais tout de même utiliser les valeurs de taux de perte de masse, température


et luminosité obtenues de ces modèles pour mon analyse, tout en gardant en mémoire

que les métallicités ne sont pas correctes. Les températures effectives ne devraient

pas être afiectées au-delà des barres d'erreurs. Pour les taux de perte de masse et

les luminosités, une étude détaillée à l'aide de modèles ayant la bonne métallicité

devra être faite. Les valeurs obtenues dans ce travail ne sont donc qu'une première

approximation.

Avec l'ensemble des paramètres à couvrir (9, Te f , M, vm et N[H] ), est-il

possible d'avoir une solution unique avec un seul spectre? Pour répondre à cette

question, il faut vérifier si chacun des paramètres a un effet indépendant sur le spectre

théorique.

La température effective est le paramètre le plus influant. Elle est fortement

contrainte par le rapport des deux raies He II A4541 et He I X447l. Le taux de perte

de masse, deuxième paramètre en importance, affecte faiblement ce rapport, mais

il est fortement contraint par les raies He II A4686 et HP. Par contre, lorsqu'on se

situe dans le régime des taux de perte de masse faibles (M < 10-~- ' Mo an-') et des

basses température (30 000 K < Te < 35 000 K ) , on ne peut plus découpler leurs

effets. Dans ce régime, les valeurs de TeIf et de M sont dégénérées. Les figures 4.3

et 4.4 présentent les effets respectifs de la température et du taux de perte de masse

sur les spectres théoriques.

La gravité affecte la forme des raies d'hydrogène: plus la gravité est élevée,

plus les raies sont évasées. Cet effet n'est notable que pour des spectres de rapport

S/B très élevé, donc indistinguable avec les spectres de cette étude. La gravité affecte

la profondeur de toutes les raies également, qu'elles proviennent d'atomes d'hydrogène

ou d'hélium. Ce critère peut permettre de distinguer entre une gravité d'étoile de la

séquence principale (logg z 3.5) et celle d'une supergéante (logg 2 3). L'effet de la

gravité est présenté dans la figure 4.5.


- - T = 35 OOOK * - - - T = 40 OOOK -.- T = 45 OOOK

Figure 4.3: Effet de la température effective sur les spectres théoriques.

La température effective varie entre 30 000 et 45000 K. Le modèle utilise

M = MO an-', logg = 3.5 et N[H] = 0.85.


Figure 4.4: Effet du taux de perte de masse sur les spectres théoriques. Le

taux de perte de masse varie entre 10-~.' et 10-'-' MQ an-l. Le modèle utilise

TeIr = 35 000 K, log g = 3.5 et N[H] = 0.85.

1-4

1 I I I I I I I z 1 I I I 4

- - - - - - - - Log M = -6.5 L

- - - - - Log M = -6.0 i !


Figure 4.5: Effet de la gravité sur les spectres théoriques. Le logarithme de la gravité

varie entre 3 et 4. Le modèle utilise TeIf = 35000 K, M = 10-5-5 MQ a . 6 et

N[H] = 0.85.

1.4

1.2

2 4 Q

1 1 1 I 1 I 1 I 1 1 I 1 I 7

- -----.- Log g = 3.0 - w - - - Log g = 3.5 - - - Log g = 4.0

- -

- CI

Q)

La 1 - X 3 E:

0.8 - Y

0.6

- m

I l I l 1 I

- H y He I He I He II He ii HP 7

1 t I I L 1 I . I I 1 I I

4400 4600 4800


Figure 4.6: Effet de la proportion relative d'atomes d'hydrogène et d'hélium sur les

spectres théoriques. La proportion relative d'atomes d'hydrogène varie entre 70 et

90%. Le modèle utilise Telf = 35000 K, M = Mg an-' et logg = 3.5.


La proportion relative d'atomes d'hydrogène et d'atomes d'hélium

affecte aussi la profondeur des raies, mais sélectivement selon l'atome. L'effet est

toujours plus important pour les raies d'hélium: une diminution de 5% de la propor-

tion d'hydrogène correspond à une augmentation de 50% de la proportion d'atomes

d'hélium. Avec des spectres de basse résolution ou de rapport S/B faible, il est possi-

ble de confondre une augmentation de la proportion d'hélium avec une augmentation

de la gravité. L'effet sur la raie He I I A4686 doit aussi être pris en considération

lorsqu'on détermine le taux de perte de masse. C'est la profondeur des autres raies

d'hélium qui permet de découpler l'effet de la perte de masse et de la proportion

d'hélium sur la raie He 11 X4686. De plus, la modification de l'intensité de l'absorption

n'est pas significative par rapport au bruit si la qualité des spectres est trop faible.

La figure 4.6 présente l'effet du contenu en hélium sur les spectres théoriques.

Les taux de perte de masse déduits des modèles ont été calculés pour une étoile

ayant un rayon de 20 & et une vitesse terminale de 2 000 km s-'. Pour d'autres

valeurs de rayon et de vitesse terminale' il faut utiliser l'équations 3.12 et la relation

constante entre les taux de perte de masse, le rayon et la vitesse terminale pour

convertir le taux de perte de masse. Pour déterminer la magnitude absolue (nécéssaire

pour évaluer le rayon de l'équation 3.12) de la magnitude relative, il faut connaître

avec précision le module de distance des étoiles. J'oi choisi une distance commune

pour tous les objets d'une même galaxie. Ceci est justifiable du fait que la dimension

des Nuages de Magellan est négligeable par rapport à leur distance. Les valeurs de

module de distance publiées dans la littérature sont présentées dans le tableau 4.1.

J'ai choisi les distances de Jacoby et al. (1990). Elles ont été déterminées à l'aide

des nébuleuses planétaires. Cette méthode de détermination est plus précise que

celle impliquant des Céphéides, leur relation période-luminosité-métallicité n'étant

pas encore bien connue.

La valeur du flux dans la bande V, nécessaire pour calculer le rayon, est donnée

par chacun des modèles théoriques. Elle dépend très peu du taux de perte de masse,

tel que le montre les isocontours de flux dans la bande V de la figure 4.7. L'exactitude


Module de distance Technique Référence

-

GNM: 19333~0.31 Étoiles supergéantes Arellano Ferro et al. (1991)

PNM: 18.19~t0.22 F et G

GNM: 18.44 zt0.18 Nébuleuses Jacoby et al. (1990)

PNM: 19.09I0.3 planétaires

PNM: 18.86I0.07 Étoiles RRLyrae Walker & Mack (1988)

GNM: 19.0 Ajustement de la Leit herer (1988b)

PNM: 18.3 séquence principale

GNM: 18.51I0.05 Céphéides Wood et al. (1997) . --

Tableau 4.1: Modules de distance parus dans la littérature pour le GNM et le PNM.

des rayons calculés dépend donc de la précision avec laquelle on évalue la température

effective et de celle des modules de distance.

L'effet de toutes ces incertitudes sur les taux de perte de masse, combinées à

une résolution et un rapport S/B trop faibles, donne peu de valeurs fiables. Seules

les valeurs provenant des étoiles supergéantes et géantes (Le. les étoiles les plus

lumineuses) sont utilisables. Leitherer (1988b) a déterminé des valeurs de taux de

perte de masse pour certaines étoiles de notre programme à partir de la raie Ha. Ces

valeurs sont présentées dans le tableau 4.2.

Le problème majeur de la technique utilisant la raie Ha est le découplage

de l'émission provenant du gaz chaud entourant les étoiles et de celle provenant de

t'étoile elle-même. Cette contribution, non-négligeable dans la majorité des cas, doit

être très précisément enlevée puisque le taux de perte de masse est déterminé à partir

de la largeur équivalente de Ha. Les raies HO, H7 et He r r A4686 sont plus rarement

en émission, ce qui facilite la distinction de la raie stellaire et de la contribution

nébulaire.

CH.4PITRE 4. DISCUSSION

1.50 1.55 1.60 Log T,, - 3 (K)

Figure 4.7: Isocontours du logarithme du flux dans la bande V. Le modèle utilise

log g = 3.5 et N[H] = 0.85 et les unités du flux sont dans le système cgs.


Avec le modèle de S&H, on utilise à la fois la largeur équivalente et la forme

du profil pour déterminer le taux de perte de masse. Si j'avais observé la raie Ha,

il aurait été possible de beaucoup mieux contraindre les videurs de taux de perte de

masse. Dans un premier temps, nous avons choisi d'observer l'intervalle permettant de

faire la classification spectrale plutôt que celui contenant Ha, les deux options étant

mutuellement exclusives étant donné le temps de téléscope alloué et la résolution

minimale nécéssaire. On voit dans le tableau 4.2 que les valeurs de taux de perte de

masse obtenues de ce travail sont systématiquement plus faibles que celles présentées

dans la littérature et obtenus de la raie Ha. Les taux de perte de masse déterminés

dépendent de la vitesse terminale et du rayon utilisés. Les valeurs de vitesse terminale

de cette étude sont en grande majorité supérieures à celles utilisées par les autres

auteurs, rendant la différence des taux de perte de masse encore plus importante (le

taux de perte de masse est inversement proportionel à la vitesse terminale). Les rayons

sont quant à eux du même ordre de grandeur, ne pouvant pas expliquer les différences

observées. Ces différences peuvent être dues au fait que le modèle de S&H est un

modèle consistant d'atmosphère stellaire en expansion, incluant le réchauffement par

le vent et le réchauffement pâr les raies, contrairement à l'étude de Leitherer (1988b),

qui utilise un modèle d'atmosphère moins complet.

11 est mentionné dans la section 4.2 que les largeurs équivalentes de la partie en

absorption des raies Si rv Al400 et C IV A1550 sont aussi des indicateurs du taux de

perte de masse. Dans la figure 4.8, on peut voir la relation entre les valeurs de largeur

équivalente mesurées et les taux de perte de masse obtenus du code de synthèse

d'atmosphère. La dépendance de la largeur équivalente à la luminosité est encore une

fois mise en évidence, comme celle à la métahi té . Pour la raie C IV Al550, on ne

trouve pas de dépendance directe et claire entre la largeur équivalente de la raie et

les taux de perte de masse. On en déduit que la largeur équivalente est peu sensible

au taux de perte de masse. Pour un même flot de perte de masse, on trouve, à une

métallicité inférieure, un moins grand nombre d'ions pour former la raie: modifiant


Ob jet log L T, jf log R V, log M (La) (KI ( R,Q) (km s-') (Mg an-')

AV14 5.98(1) 50 OOO(1) 1.11(1) 2 600(1) - 5.58(1) 5.38(2) 38 OOO(2) 1.06(2) 2 3OO(2) < -6.93(2)

2 500 (2)

(1) Leitherer (1988b); (2) Ce travail; (3) Kudritzki & Hummer (1990); (4) Garrnany & Fitzpatrick

(1988); (5) Waiborn & Fitzpatnck (1990)

Tableau 4.2: Comparaison des valeurs publiées dans la littérature et des résultats de

ce mémoire pour certaines étoiles.


P N M V G N M V O PNM 111-11 O-

A GNM 111-11 16

a - *4

4& & A

%-A - o r *a%.

2 - - .

O I I , B I , , 1 1 1 , * I I , I I I ,

-7 -6.5 -6 -5.5 -5

Log M

Figure 4.8: Largeurs équivalentes des raies C IV A1550 et Si IV A1400 en fonction du

taux de perte de masse. La dépendance à la luminosité (par la classe de luminosité)

et à la métailicité est évidente mais celle au taux de perte de masse est très faible.


ainsi le profil. La métallicité est donc le facteur modifiant le plus la forme des pr*

fils P-Cygni, le taux de perte de masse ne les affectant que peu ou pas. La raie

Si IV A1400 présente un profil seulement photosphérique pour les taux de perte de

masse infërieurs à l ~ - ~ - ~ M O an-'. Pour les valeurs supérieures, la largeur équiva-

lente de la raie dépend directement du taux de perte de masse. Il est difficile de

détecter l'effet de la métallicité puisque les taux de perte de masse ayant des largeurs

équivalentes importantes ne sont que des limites supérieures.

On détermine la luminosité (voir les valeurs de L présentées dans les tableaux

3.5, 3.6 et 3.7) à l'aide de la température effective et du rayon selon l'équation 3.15.

La précision de la valeur de la luminosité dépend directement de la détermination du

modèle ayant la bonne température. Les températures effectives obtenues de cette

étude sont comparées dans le tableau 4.2 avec les valeurs publiées dans la littérature.

L'accord est en générai assez bon, permettant d'être confiant dans les valeurs de

luminosi té obtenues. Il serait possible d'obtenir la luminosité à l'aide d'une correction

bolomét rique adéquate pour des objets à métallici té sous-solaire. Ces corrections ne

sont pas encore calculées en prenant en considération le réchauffement par les raies?

les populations de niveaux hors équilibre thermodynamique local, etc. De plus, la

détermination de la luminosité à l'aide du même modèle que celui utilisé pour la

détermination du taux de perte de masse permet d'être consistant et de trouver la

dépendance du taux de perte de masse sur la luminosité sans tendance systématique

provenant de l'utilisation d'un modèle différent.

Je discuterai de la dépendance du taux de perte de masse à la luminosité et à

la rnétallicité dans la section 4.5.


4.4 Vitesse terminale, exposant ,û de la loi de

vitesse et vitesse de turbulence

Le code SEI permet en théorie de déterminer plusieurs paramètres physiques

du vent des étoiles massives. Par contre, seules les valeurs de vitesse terminale, de

l'exposant 0 de la loi de vitesse et de vitesse de turbulence sont fiables. La sensibilité

du profil aux autres paramètres du lissage est beaucoup trop subtile pour permettre

d'affirmer que ceux-ci sont précis. De plus, comme le code ne s'applique qu'aux

raies présentant un profil P-Cygni bien développé, je n'avais dans la majorité des

cas qu'une seule raie par spectre pour contraindre les paramètres globaux des étoiles,

soient la vitesse terminale, l'exposant ,O de la loi de vitesse et la vitesse de turbulence.

Examinons l'effet de ces paramètres sur l'aspect des profils P-Cygni théoriques.

L'exposant P de la loi de vitesse influence la forme de l'émission et n'a pas

beaucoup d'impact sur l'absorption. Seule une grande wiat ion , de l'ordre de 30%,

a un effet notable sur les profils. Une telle incertitude rend 0 difficilement utilisable

pour déterminer le lien entre l'accélération du vent et la métallicité. Les valeurs de @

obtenues pour chacun des objets sont présentées dans le tableau 3.4 et sont tracées

en fonction de la luminosité et du type spectral dans la figure 4.9. On voit que les

valeurs de p obtenues sont. dans les barres d'erreurs, compatibles avec les valeurs

prévues par la théorie, soit autour de 13 = 0.8 (Pauldrach et al. 1994). On n'observe

aucune tendance en fonction de la luminosité, du type spectral ou de la métallicité.

La vitesse de turbulence vtu,b étale le profil, contribuant à augmenter la largeur

à mi-hauteur des parties en absorption et en émission de la raie. C'est le seul

paramètre qui a cet effet, permettant de le contraindre relativement bien. On voit

dans la figure 4.10 que les valeurs de vitesse de turbulence ne semblent pas avoir

de dépendance à la température, la luminosité ou la métallicité. L'incertitude sur


ce paramètre est assez importante (environ 0 . 0 5 ~ ~ ~ ) et je ne crois pas qu'il faille

conclure que la vitesse de turbulence est indépendante de la température effective,

de la luminosité ou de la métallicité. Intuitivement, on s'attendrait à ce que la

vitesse de turbulence soit plus élevée pour les étoiles ayant une plus grande lumi-

nosité. L'intervalle de luminosité couvert étant restreint, on ne peut conclure sur

l'utilisé de la vitesse de turbulence dans le but d'étudier l'effet de la métdicité sur le

vent des étoiles massives.

Les valeurs de al et a2, exposants de la loi de profondeur optique, ont un

impact assez important, surtout sur la forme de l'absorption. Par contre, l'effet de

chacun de cess paramètres agit à l'opposé, ce qui rend leur détermination individuelle

difficile. L'incertitude sur chacune de ces valeurs est d'environ 20%. En examinant

la formule 3.5, on voit que si al augmente, la profondeur optique augmentera plus

rapidement avec la profondeur radiale. Au contraire. si al augmente, la profondeur

optique augmentera plus lentement avec la position dans le vent, mais de façon moins

marquée que pour al. La dispersion et l'incertitude de ces valeurs étant assez élevées,

on ne peut tirer de conclusion concernant la dépendance à la métallicité, au type

spectral ou à la luminosité de û.1 et a2.

La vitesse terminale est le paramètre qui a le plus d'impact sur la forme du

profil P-Cygni. Elle agit sur la largeur du profil, sur la hauteur de l'émission et

sur la force de l'absorption. La faible incertitude sur v,, de l'ordre de 100 km s-',

provient majoritairement à la résolution des spectres. Si les spectres avaient une

meilleure résolution, il serait possible de contraindre encore plus les valeurs de v,.

Je discuterai de la relation entre la vitesse terminale, la luminosité et ta métallicité

dans la section 4.5.


I I r I I I I 1 1 1 1 I I

A

- O O * . 0 - A 0 A

- + A

O

A A O - A

A A A . -

O

1 1 I I * # I 1 1 1 f

4 6 8

Type Spectrai

F O PNX v A CNM V O PNY 111-11

1 ACNMIII-JI A

Figure 4.9: Exposant P de la loi de vitesse en fonction de la luminosité, du type

spectral et de la rnétallicité. Les croix représentent des barres d'erreur typiques. On

n'observe aucune tendance précise pour p, que ce soit en fonction du type spectral

ou de la luminosité.


Type Spectral

600 1 1 1 1 1 1 1 1 1 I I 1 1 I 1 ,

P N M V 500 - A GNM V A -

CI : 0 P W 111-11 -. I

- A CNM 111-11 A

A O

cn 400 - A O

A

E èr: A A A

A

O O

O

100 4.5 5 5.5 6

Log ( L / q

Figure 4.10: Vitesse de turbulence en fonction de la luminosité, du type spectral et.

de la métallicité. Les croix représentent des barres d'erreurs typiques. On ne voit

aucune dépendance de la vitesse de turbulence avec la luminosité ou le type spectral.

La tendance observée en fonction des types spectraux n'est probablement due qu'à

la faible statistique des étoiles plus chaudes.


Les valeurs des paramètres p, vturb7 QI et a2 ne semblent pas avoir de dépen-

dance forte aux paramètres physiques régnant dans les étoiles O étudiées. L'utilité

du code SEI est ainsi limitée à la détermination de la vitesse terminale. Plusieurs

auteurs ont utilisé des techniques empiriques pour obtenir les valeurs de vitesse ter-

minale. Ces méthodes n'utilisent aucun code et se basent seulement sur la relation

physique attendue entre la largeur des profils P-Cygni et la vitesse terminale. Gar-

many & Fitzpatrick (1988) ont déterminé la vitesse terminde à l'aide de la position

en longueur d'onde à mi-chemin entre le minimum du profil et le continuum. Cette

technique a l'avantage de tenir compte d'une vitesse de turbulence qui pourrait élargir

le profil. Howarth &- Prinja (1989) mesurent V M ~ ~ ~ , la position d'un profil saturé où

l'absorption commence sa remontée vers Ie continuum. Cette technique est peu utile

en elle-même pour les spectres d'étoiles à métallicité sub-solaire puisque seuls les pro-

fils des étoiles les plus lumineuses sont saturés. Lamers et al. (1995) font la distinction

entre les profils saturés, les non-saturés et ceux qui ne présentent qu'une absorption

étendue vers le bleu. Pour les premiers. ils utilisent vblack, pour les seconds ils utilisent

la même technique que Garmany & Fitzpatrick (1988), et pour les derniers ils utilisent

l'endroit où le profil rejoint le continuum comme valeur inférieure de vitesse termi-

nale. L a figure 4.11 présente les valeurs de vitesses terminales déterminées pour notre

échantillon avec le code SEI et celles déterminées à l'aide de la technique de Lamers

e t al. (1995) sur la raie C IV X1550. On observe que le code SEI donne des valeurs de

vitesses terminales systématiquement plus élevées que celles obtenues par la méth-

ode de Lamers et al. (1995). Ce peut être l'effet de la vitesse de turbulence, prise

en compte par SEI. mais inadéquatement mesurée par la technique de Larners et

al. (1995). L a raie C IV Al550 peut aussi se former dans des couches internes du vent,

expliquant les valeurs de vitesses terminales inférieures déterminées par la mesure de

Dans les sections 4.2.1 et suivantes, j7ai utilisé la longueur d'onde centrale

comme indicateur de la vitesse terminale. On peut vérifier que cet te paramét risat ion


est appropriée. En traçant les valeurs de vitesse terminale issues du code SEI en

fonction de la longueur d'onde centrale (voir figure 4.12)' la raie Si IV A1400 peut être

simplement reliée à la vitesse terminale. Les relations mathématiques pouvant être

utilisées sont :

v,(SEI) = -0.002XC + 1396.50 géantes du GNM,

v,(SEI) = -0.003Xc + 1401.11 naines du GNM,

v,(SEI) = -O.OOIXc + 1394.87 géantes du PNM,

où A, est en A et v,(SEI) est en km s-'. On ne peut tirer de relation pour les étoiles de

la séquence principale du PNM puisque la statistique est vraiment trop faible. Dans

les barres d'erreur, on peut dire que la pente de la relation est relativement faible et

d'une valeur comparable (= 0.002) pour ces trois types d'objets. On observe que la

longueur d'onde centrale est plus élevée, pour une même valeur de vitesse terminde.

dans les objets du GNM que dans le PNM. Pour C IV A155O9 aucune relation ne peut

être établie entre la longueur d'onde centrale du profil et la vitesse terminale. Ceci

est probablement dû à l'insensibilité des profils à la température.

D'après les auteurs du code SEI, il est possible de déterminer le taux de perte

de masse à partir des valeurs de profondeurs optiques obtenues par le lissage des

profils. Par contre. cela suppose de connaître le taux d'ionisation de l'ion générant

la raie ainsi que le rayon de l'étoile. L'équation suivante montre la dépendance du

produit du taux de perte de masse et de la fraction d'ionisation qi(w) sur w, la position

dans le vent et certains paramètres stellaires précédemment définis:

La valeur de qi ne peut être déterminée sans utiliser un modèle où le taux de perte de

masse est déterminé grâce à l'émission radio ( donc assez indépendant d'un modèle).

Peu de valeurs de taux d'ionisation déterminées à l'aide de modèles complets sont

disponibles dans la littérature, ce qui rend les valeurs du taux de perte de masse

tirées du code SEI difficilement crédibles.


/ T A GNM V O PNM 111-11

GNM 111-11

v, CIV

Figure 4.11: Vitesse terminale issue du code SEI en fonction de la vitesse terminale

déterminée par la méthode de Lamers et al. (1995). La ligne droite représente la

relation 1:l et la croix représente une bure d'erreur typique.


I I 1 I I 1 1 1 1 1 l 1 l A I - A A O PNM 111-11 - - O -

A GNM 111-11 - A

3

0 PNM V - O

A GNM V - - -

A -

- A O 4 - A -

A . . O O

a - O O 8 -

A - 8

. C

I ? I I I I I 1 1 1 I I 1 1 L 1 2000 2500 3000

Figure 4.12: Vitesse terminale en fonction de la longueur d'onde centrale pour les

profils de Si IV A1400 et C IV A1550. La croix représente une barre d'erreur typique.

On observe une faible correlation dans le cas de la raie Si IV X1400, et aucune dans le

cas de C IV X1550. Les droites représentent un lissage à travers les valeurs des géantes

du GNM, des géantes du PNM et des naines du GNM. Les paramètres de lissage sont

données dans le texte.


En résumé, puisque 0 et vtWb ne sont pas des valeurs fortement contraintes

par le modèle et par la théorie, l'utilité du code SEI est diminuée. Par contre, elle

traite la vitesse de turbulence et donne des vitesses terminales qui sont physiquement

plus correctes que celles obtenues par la simple mesure de la largeur des profils.

Si on veut obtenir des vitesses terminales précises à plus de 100 km s-', le code

SEI est recommandé. Pour de moins bonnes précisions, on gagne beaucoup de temps

à faire les mesures présentées par Lamers et al. (1995), ou à utiliser A, des profils de

Si IV X1400.

4.5 Comparaison des résultats avec la théorie de

CAK: effet de la métallicité

La théorie des vents radiatifs fait des prédictions concernant les relations entre

le taux de perte de masse, la vitesse terminale, la luminosité e t la métallicité. De

l'ensemble d'étoiles O à trois rnétallicités différentes observées dans le cadre de ce

projet, je vais tenter de vérifier si ces prédictions décrivent bien les observations.

La théorie présentée dans CAK énonce que M a LI-? Le graphique 4.13

met en relation les taux de perte de masse, luminosité et métallicité. Les valeurs

de taux de perte de masse et de luminosités des étoiles galactiques de WF90 ont

été calculées avec le code de S&H (voir le tableau 3.7). Tel que mentionné dans la

section 4.3, la majorité des taux de perte de masse obtenus ne représentent qu'une

valeur supérieure, rendant difficile l'obtention d'une relation numérique entre le taux

de perte de masse et la luminosité. L'échantillon est également limité en nombre et

il est possible que les résultats obtenus soient dominés par la dispersion naturelle.

Les droites du graphiques 4.13, présentant le taux de perte de masse en fonction de

la luminosité, ont une pente égale à 1.66 telle qu'exigée par la théorie. Les voleurs

observées n'excluent pas cette relation mais ne la confirment pas non plus.


Figure 4.13: Taux de perte de masse en fonction de la luminosité et de la métallicité.

La croix représente une barre d'erreur typique. Le trait plein représente un lissage

à travers les points galactiques. Les lignes pointillées ont la même pente (1.66) que

la droite galactique mais sont déplacées en ordonnée selon la prédiction théorique

M oc Zos- Cette prédiction ne reproduit pas les valeurs observées dans le cas des

étoiles géantes et supergéantes. Les taux de perte de masse observés des étoiles de

la séquence principale ne sont que des valeurs supérieures et il n'est pas possible de

conclure.


3500 - 1 i 1 I 1 1 I I I 1 1 1 I I O PNM ~n-II - - a CNY III-II

a

,, 3000 - A œ - -

/

I -

/ /

C/1 -

O , / a E 2500 - A >a A -

A- - A O 6 - 7- 7-----

w

$ zoo0 1 O - O

O

- 1500 - t I l 1 I 1 I 1 t I I I l 1

- 5 5.5 6

m3 (L/k,)

Figure 4.14: Vitesses terminales en fonction du type spectral et de la luminosité. La

croix représente une barre d'erreur typique. Le trait plein représente un lissage à

travers les valeurs de vitesse terminale des étoiles galactiques déterminées à partir du

code SEI. Le trait en petits pointillés est un lissage à travers les valeurs de vitesses

terminales des étoiles du GNM alors que la droite en grands pointillés est un lissage

à travers les valeurs des étoiles du PNM. La vitesse terminale est proportionelle à

la métallicité pour les étoiles de la séquence principale mais c'est le contraire qui se

produit pour les géantes et supergéantes.


Le déplacement en ordonnée des courbes théoriques de la figure 4.13 est basé

sur la dépendance attendue M oc Zo-S. Cette dépendance est exclue pour les géantes

et les supergéantes. Pour les étoiles de la séquence principale ayant une métallicité

inférieure à la métallicité solaire, je n'ai que des valeurs limites supérieures et il est im-

possible de tirer une conclusions. Puls et al. (1996) ont remarqué que les taux de perte

de masse des étoiles ayant une luminosité élevée convergeaient vers une même valeur,

peu importe la métallicité. Notre échantillon confirme cette constatation puisque les

valeun de taux de perte de masse observées pour les géantes et supergéantes sont

indépendantes de la métallicité. Les propriétés intégrées des galaxies de basse mé-

tallicité, telles que I Zw 18 (Legrand et al. 1997), ont déjà montré que les taux de

perte de masse théoriques de leurs étoiles massives étaient d'au moins un facteur 2

trop faibles pour expliquer la présence d'étoiles Wolf-Rayet (Meynet 1995; Maeder &

Meynet 1994). Notre échantillon confirme que les taux de perte de masse des étoiles

massives de métallicité faible sont plus élevés que ceux prédits. Puls et al. (1996)

ont amélioré la théorie de CAK en modifiant le multiplicateur de force. Même avec

cette modification, les prédictions concernant les taux de perte de masse sont tou-

jours loin des valeurs observées. Puls et al. proposent que L'inclusion du phénomène

multi-raies (diffusion multiples des photons dans les raies) dans les calculs devrait

régler les différences majeures entre les taux de perte de masse prédits et les valeurs

observées.

Le graphique 4.14 met en relation vitesse terminale, luminosité et métallic-

ité. Les étoiles de la séquence principale obéissent en première approximation à la

prédiction théorique selon laquelle la vitesse terminale aurait une dépendance à la

métallicité. Encore une fois: la faible statistique ne permet pas de tirer de relation

numérique valable entre la vitesse terminale et la luminosité. De plus, I 'interdle de

luminosité couvert est petit et rend toute généralisation impossible. Les géantes ne

suivent pas cette première approximation. Les objets de métallicité faible ont des

vitesses terminales qui sont en moyenne supérieures à celles des objets galactiques.


Les valeurs absolues sont en général plus élevées pour les géantes que pour les naines.

Ceci indique que les géantes inculquent plus d'énergie mécanique dans le milieu in-

terstellaire que les naines. Une autre façon de vérifier cette h a t i o n est d'utiliser

Q, le paramètre relié à la quantité de mouvement dans le vent:

En plus de donner une idée du taux de déposition d'énergie dans le milieu inter-

stellaire, cette relation peut être utile comme outil de détermination des distances

intergalactiques. Kudritzki et al. (1 995) ont démontré les évidences observationelles

de cette relation pour des objets galactiques de type O, B et A et de classe de lumi-

nosité entre 1 et III. Puisque cette relation dépend du nombre de raies optiquement

minces conduisant le vent, et que celui-ci dépend de la métallicité. on s'attend à ce

que cette relation dépende de la métallicité. La figure 4.15 montre que ce n'est pas

aussi clair pour l'échantillon que j 'ai observé. Nous retrouvons toujours beaucoup de

points qui ne sont que des valeurs supérieures et ne permettent pas de tirer de con-

clusion. On trouve par contre que les géantes du PNM, qui ont des valeurs précises

de taux de perte de masse. n'ont pas de valeurs de Q qui soient inférieures à celles

trouvées pour les objets galactiques. La grande incertitude sur la luminosité peut

être la cause de cette apparente déviation par rapport aux résultats de Kudritzki e t

al. (1995).

On n'observe pas de dépendance de Q à la métallicité ce qui implique que

l'impulsion déposée dans le milieu interstellaire devrait être la même à basse métal-

licité et à métallicité solaire. Les vitesses terminales plus élevées pour les géantes et

les supergéantes de même que les taux de perte de masse similaires expliquent cette

observation. On pourrait conclure que le milieu interstellaire présente le même type

de structure entourant les étoiles massives évoluées, quelle que soit la métallicité.


Figure 4.15: Quantité de mouvement dans le vent en fonction de la luminosité et de

la métallicité. Le trait plein représente un lissage à travers les points galactiques. La

croix dans le graphique supérieur indique les barres d'erreur typiques. On n'observe

pas de dépendance de Q avec la métdicité dans le cas des supergéantes. Il est

impossible de conclure pour les naines puisque les valeurs de taux de perte de masse

ne sont que des limites supérieures.


Les t a u de perte de masse semblent suivre la dépendance à la luminosité

prédite par la théorie. Par contre, il ne semble pas y avoir de dépendance à la

métallicité pour les taux de perte de masse des supergéantes et des géantes. À ces

luminosités, il est fort probable qu'une augmentation de la métallicité ne modifie

pas les taux de perte de masse, l'efficacité maximale du transfert de momentum des

photons au vent étant atteinte à une assez faible métallicité. La forme des profils ne

serait donc pas un bon indice du taux de perte de masse puisqu'ils ne semblent pas

être dans la partie saturée de la courbe de croissance, implique qu'un changement

d'abondance modifie la largeur équivalente de la raie, alors que le vent serait lui dans

un régime saturé au niveau du transfert de momentum des photons au vent. Les

vitesses terminales des géantes et supergéantes ayant une métallici té faible sont au

moins aussi élevées que celles des étoiles à métallicité solaire. Ceci c o n b e r a i t la

notion de saturation de l'efficacité du transfert du momentum des photons au matériel

du vent à une métallicité au moins aussi faible que 1/10 Zo.

Avec l'échantillon présent, je ne peux avoir de concIusions fermes sur le com-

portement du vent des étoiles massives de la séquence principale, étape la plus longue

de leur vie. La vitesse terminale suit la prédiction de la théorie, à savoir qu'elle est

plus petite à métdicité faible. L'obtention d'un plus grand nombre d'étoiles dans

la raie Hapourrait permettre de tirer des conclusions sur la dépendance du taux de

pert.e de masse à la métallicité.

Chapitre 5

Conclusion

Les modèles que j'ai utilisés ne permettent pas de tirer de conclusions qum-

titatives sur l'effet de Ia métallicité sur les taux de perte de masse et les vitesses

terminales. Avec le code de S&H, il sera possible de mieux contraindre les valeurs de

taux de perte de masse en observant H a puisque cette raie est plus sensible à la perte

de masse que les autres raies d'hydrogène.

Je peux tout de même dire que la dépendance du taux de perte de masse

à la métallicité est plus faible que le prédit la théorie. Ceci est en accord avec les

observations des populations stellaires de galaxies à sursaut de formation d'étoiles à

faible métallicité, qui ont des taux de perte de masse plus élevés que ce que la théorie

prédit .

Pour la vitesse terminale, le code SEI permet d'obtenir des résultats probants

et précis. Son utilisation se limitant aux spectres UV présentant des profils P-Cygni

bien développés, je ne peux qu'obtenir les vitesses terminales pour les étoiles de type

spectral plus tardif que OSV. La même limitation s'applique aux mesures directes

CHAPITRE 5. CONCL USION 148

de vitesses terminales par la position où le profd rejoint le continu, technique qui,

de plus, ne traitent pas adéquatement la turbulence. Les naines ont des valeurs de

vitesses terminales qui sont compatibles avec ce que demande la théorie: les vitesses

terminales des étoiles galactiques sont plus élevées que celles des Nuages de Magellan.

Pour les géantes, on n'observe pas cette tendance. La dispersion est très élevée et est

probablement dominée par les particularités de chacune des étoiles (rotateurs rapides,

objets multiples, etc).

L'effet de la métallicité se réflète aussi sur la classification spectrale. On classe

les étoiles O les plus froides grâce a w raies de silicium; la déficience en métaux

des objets des Nuages de Magellan se traduit par un manque d'étoiles de classe de

luminosité élevée (supergéante, par exemple) par rapport à ce qu'on observe dans

la Voie lactée. Deux techniques pourraient être utilisées pour pallier à cette lacune:

déterminer des standards de classification de métallicitité sous-solaire grâce à des

modèles où la température et la luminosité seraient des constantes pour un même

type spectral, ou utiliser les mêmes critères de classification avec une nouvelle grille

de correspondance type spectral-température.

Les spectres UV pourraient être utilisés pour effectuer la classification spec-

trale. Les raies de C IV A1530 et de Si IV A1400 sont sensibles à la luminosité et à la

température. On pourrait les utiliser pour classer les étoiles O à partir de l'UV. Par

contre, ce sont des raies métalliques et il faudrait déterminer des gabarits à faible mé-

tallicité pour obtenir des résultats corrects. Cette technique devrait être pleinement

développée puisque l'UV est la région spectrale la plus utile pour étudier les étoiles

massives.

L a métdicité ne peut pas être oubliée lorsqu'on étudie les propriétés des étoiles

massives. Les modèles d'atmosphère devront dans l'avenir intégrer dans leurs calculs

son effet pour obtenir des résultats physiquement corrects. Le réchauffement par

CHAPITRE 5. CONCL USION

les raies à toutes les valeurs de métallicité est certainement le point le plus critique.

Son inclusion dans les modèles permettrait de dériver une structure en température,

et donc une structure en ionisation, beaucoup plus fiable. Ce nouveau traitement

permettrait d'obtenir des taux de perte de masse plus précis, une grille de conversion

type spectral-température-métallicité et de pouvoir enfin régler les différends entre

les modèles d'évolution et les populations stellaires observées.

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Résumé Les étoiles massives sont des agents importants d'évolution et de modification du milieu interstellaire. .Avec leur luminosité atteignant les 106 L ,. Leur capacité d