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Univ. Paris-Saclay
Calculs à l’ETL d’opacité de couche M ouverte pour les enveloppes des étoiles pulsantes
Calculs à l’ETL d’opacité de couche M ouverte  pour les enveloppes des étoiles pulsantes

La courbe illustre l'effet de l'Interaction de Configuration dans le cas de l'opacité du fer pour les transitions (n=3-> n=3, 4, 5) : différence entre Hullac-V9 (full CI et CIinNRC). Dans le mode CIinNRC les groupes de niveaux sont les Configurations Non Relativistes. On a mis en évidence la  contribution des transitions n=3-> n=3 au spectre (une convolution de 1eV est utilisée pour une meilleure lisibilité). On constate aussi le bon accord entre Hullac-v9 (CIinNRC) et SCO-RCG qui utilise cette approximation.

Une connaissance précise des spectres d’absorption de la lumière, ou «opacité spectrale», ainsi que des moyennes de Rosseland (KR) et de Planck (KP) de ces spectres, est fondamentale  pour la détermination des évolutions séculaires des étoiles pulsantes. Le calcul de ces données, qui régissent le transport d’énergie par les photons, est complexe, car la contribution des ions semi-lourds de la série du fer présents dans le plasma d’hydrogène et d’hélium constituant les enveloppes stellaires, ne peut être négligée. En effet il est bien établi que les étoiles β Cepheï pulsent par le κ méchanisme dû à une bosse dans l’opacité des éléments autour du fer contenus dans l’enveloppe. Les principales contributions proviennent des éléments : Cr, Fe, Ni, Cu, autour des conditions : logT~5.3 (~20 eV) and ρ~0.1-10 e-6 g/cm³. A ces températures et densités, l’ionisation de ces éléments est telle que, même présents en faible proportion par rapport au mélange d’hydrogène et d’hélium, les myriades d’intenses transitions de couche M ouverte (n=3, Δn=0, 1, 2, ...) constituent une partie importante du spectre de l’opacité. De ce fait elles contribuent de façon notoire tant au calcul du spectre en fréquence, qu’aux moyennes KR et KP. Or des différences ont été constatées entre les données d'opacité OP (1) et OPAL96 (2) accessibles aux astrophysiciens (3).

 

L’essentiel de la théorie du calcul des opacités à l’Equilibre Thermodynamique Local (ETL) est désormais bien établi et de nombreux codes de par le monde sont maintenant en mesure de fournir des spectres d’opacité spectrale permettant de faire des prédictions ou des interprétations d’expériences (4). Toutefois le traitement « exact » de l’interaction entre les configurations électroniques, appelé Interaction de Configuration (IC), a été identifié comme la principale source de différences entre les plus récents résultats d’opacités de couche M disponibles dans la communauté académique et accessibles aux astrophysiciens. La raison en est que cela conduit très vite à des calculs très « lourds », en temps de calcul et en place mémoire, et souvent impossibles, car la prise en compte des effets de l’IC ne peut se faire que conjointement à une bonne représentation des états excités. C’est pourquoi la plupart des calculs s’appuient sur une ou plusieurs hypothèses simplificatrices pour l’IC afin de pouvoir traiter la globalité du spectre. Nous avons montré récemment que ce processus, qui modifie l’énergie et l’intensité des raies les plus intenses (n=3-> n=3, n=3-> n=4), ne peut être négligé pour ces transitions dans le calcul des opacités spectrales de couche M des éléments de la série du fer (5). 

 

Pour cela nous avons utilisé le code d’opacité Hullac-v9 (6), une version récente du code Hullac, largement réécrit pour être adapté à de tels calculs. Hullac-v9 est maintenant en mesure de fournir des opacités spectrales de couche M ouverte, avec une très grande précision, pour des conditions de plasma typiques d’enveloppes stellaires de faible densité ou de plasmas de laboratoire plus denses. Nous avons effectué de tels calculs pour le chrome, le fer, le nickel et le cuivre. Nous avons largement exploré l’étude de la prise en compte de l’IC sur le pic le plus intense (transitions n=3-> n=3). Hullac-v9 donne la possibilité de choisir le traitement de l’IC désiré : un traitement « exact ou full CI» ou différentes approximations (les modes CIinNRC, CIinLayzer, NoCI,..). Des comparaisons sont donc possibles entre les modes ainsi qu’avec d’autres codes afin de valider nos résultats ou d’évaluer quantitativement les effets de l’IC (7). Les comparaisons effectuées (10-40 eV, 1-10mg/cm3) prédisent des corrections allant entre 10 à 25 % sur les moyennes KR et KP pour les états de charge les plus sensibles (7). Nous avons poursuivi l’étude des transitions plus excitées Δn=1, 2. De tes calculs peuvent facilement atteindre 6 mois et plus et des tailles mémoires considérables, par exemple pour les ions FeVI, FeVII ou NiVIII, NiIX. La convergence des résultats nécessite un compromis entre un bon traitement de L’IC conjointement à une bonne représentation des états excités. A des centaines de milliers de niveaux (qui entraine la diagonalisation de très grandes matrices) sont associés des milliards de coefficients d’interaction à traiter. Des travaux sont en cours pour compléter le travail sur les transitions Δn=0. L’ensemble de ces résultats a été comparé à d’autres calculs d’opacités théoriques (OP (1), les codes ATOMIC de Los Alamos (8, 9), le code TOPAZ (10) ou le code SCO RCG du CEA-DAM (11)). Nous avons mis en évidence et expliqué des résultats aberrants dans la base de données OP remise en cause par les astrophysiciens. Un très bon accord a été observé avec SCO-RCG et une collaboration est en cours pour combiner les performances des 2 codes (5). Des comparaisons ont aussi été réalisées avec les résultats expérimentaux obtenus au LULI avec le laser LULI 2000, pour des conditions de degré de charge (températures entre 10 et 40 eV mais des densités réalisables en laboratoire entre 1 et 5 mg/cm3 (12).

 

En conclusion le calcul des spectres de couche M ouverte à l’ETL des ions de la série du fer n’est désormais plus un challenge que les théoriciens ne puissent défier grâce à la puissance des ordinateurs de calcul actuels. Toutefois ces calculs nécessitent encore du temps et un grand espace de stockage pour les résultats. La précision obtenue permet la prévision d’expériences. Nous restons dans l’attente de plus de résultats expérimentaux pour valider nos prédictions théoriques. 

 

Références :

  • (1) M.J., Seaton, R.M. Badnell, Mon. Not. R. Astron. Soc. 354, 457 (2004); M.J. Seaton & al Mon. Not. R. Astron. Soc. 354, 457 (2004); http://cdsweb.u-strasbg.fr/topbase/.
  • (2) C.A. Iglesias, F.J. Rogers,  Ap. J. 464, 943 (1996); F.J. Rogers, C.A. Iglesias, Science 263, 50 (1994); C.A. Iglesias, F.J. Rogers and B.G. Wilson, Ap. J. 360, 221 (1990); C.A. Iglesias, F.J. Rogers, Ap. J. Suppl. Ser. 79, 507 (1992); C.A. Iglesias, F.J. Rogers, Ap. J. 443, 469 (1995).  
  • (3) S. Salmon, S. Montalban, J. Morel et al., Mon. Not. R. Astron. Soc. 422, 3460 (2012); A.A. Pamyatnykh, Acta Astron. 49 (1999) 119; P. Walczak, J. Daszynska-Daszkiewicz, A.A. Pamyatnykh, T. Zdravkov, Mon. Not. R. Astron. Soc. 432, 822 (2013); J. Daszynska-Daszkiewicz, W. Szewczuk, P. Walczak,, Mon. Not. R. Astron. Soc. 431, 3396 (2013); S. Turck-Chièze S., F. Delahaye F., D. Gilles D., et al., High Energy Density Physics  5, 132 (2009) and references therein; S. Turck-Chièze, D. Gilles, M. Le Pennec et al., High Energy Density Physics 9, 243 (2013).
  • (4) D. Gilles, S. Turck-Chièze, M. Busquet, F. Thais, G. Loisel, L. Piau, J.E. Ducret, T. Blenski, P. Cossé, G. Faussurier, F. Gilleron, J.C. Pain, J.A. Guzik, D.P. Kilcrease, N.H. Magee J. Harris S. Bastiani-Ceccotti, F. Delahaye and C.J Zeippen, EAS Publications Series 58, 51 (2012); D. Gilles, S. Turck-Chièze, M. Busquet, F. Thais, G. Loisel, L. Piau, J.E. Ducret, T. Blenski, C. Blancard, P. Cossé, G. Faussurier, F. Gilleron, J.C. Pain, Q. Porcherot, J.A. Guzik, D.P. Kilcrease, N.H. Magee J. Harris S. Bastiani-Ceccotti, F. Delahaye and C.J Zeippen, EPJ Web of Conferences 59, 14003, (2013).
  • (5) D. Gilles, M. Busquet,  M. Klapisch, F. Gilleron, J.-C. Pain, HEDP 16, 1 (2015).
  • (6) M. Busquet,  M. Klapisch, , D. Gilles, EPJ Web of Conferences 59, 14004 (2013); M. Busquet, A. Bar-Shalom, M. Klapisch, J. Oreg , J. Phys. IV 133, 973 (2006); M. Busquet, M. Klapisch, Bull. American Phys. Soc. 55, 225 (2010); A. Bar-Shalom & al, Phys. Rev. A 40 3183 (1989); ibid, AIP Conference V 926, 206 (2007).
  •  (7) D. Gilles, M. Busquet,, F. Gilleron,  M. Klapisch, J.-C. Pain, Journ of Phys.: Conf. Series 717, 012017 (2016).
  •  (8)  N.H. Magee et al., Astron.  Soc. of the Pacific Conf. series, Vol. 78, 51 (1995); J. Colgan et al., International conference on Atomic and Molecular Data Proceedings 17 (2013); J. Colgan et al., High Energy Density Physics 9, 369 (2013)
  • (9) C.J. Fontes, C.L. Fryer, A.L.Hungerfold, P. Hakel, J. Colgan, D.P. Kilcrease, M.E.Sherill, American Institute of Physics conference series HEDP 16, 53 (2015).
  • (10) C.A. Iglesias, MNRAS 450, 2 (2015).
  • (11) J.-C. Pain, F. Gilleron, Q. Porcherot, T. Blenski,  Processes in Plasmas conference, Auburn, AL, USA, submitted to AIP Conf. Proc. (2013); J.-C. Pain, F. Gilleron, Q. Porcherot, T. Blenski, Proceedings of the 40th EPS conference, on Plasma Physics, Proceedings of the 40th EPS conference on Plasma Physics P4.403 (2013); Q. Porcherot, J.-C. Pain, F. Gilleron, T. Blenski , High Energy Density Physics 7, 234 (2011); R.D. Cowan, “The Theory of Atomic Structure and Spectra”, University of California Press, Berkeley (1981).
  • (12) M. Dozières, F. Thais, S. Bastianni-Cicotti, T. Blenski, M. Comet, F. Condamine, J. Fariaut, F. Gilleron, D. Gilles, J.-C. Pain, M. Poirier, C. reverdin, F. Rosmej, V. Silvert, G. Soullié, B. Villette, HEDP (soumis 2018).

 

 
#3046 - Màj : 27/11/2018

 

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