Le modèle « standard » des sursauts gamma Contraintes de base : ● variabilité temporelle → objets compacts impliqués ● sursauts à z connu → (supernova : ) ● problème de compacité → → émission par un gaz en mouvement relativiste :   ● association sursauts longs ↔ supernovae de type Ic ee    Joules           E Joules 10, Joules  cinph EE

Transparence Chocs internes Choc retour Discontinuité de contact Choc avant Expansion latérale : 1/  >  Fin de l’accélération Moteur central Log r (m)

Un modèle en trois étapes 1) Le moteur central et la production du jet relativiste 2) L’origine de l’émission gamma 3) La production de la rémanence 1)Extrêmement difficile : RG + champ magnétique + hydrodynamique relativiste 2)Un modèle bien étudié (mais à confirmer) : les « chocs internes » 3) Le mieux compris (peut-être…) : onde de choc se propageant dans l’environnement

Jets relativistes : beaucoup d’énergie dans peu de baryons (E/Mc 2 >> 1) Problème de la «pollution baryonique» Physique très difficile: GR, 3D MHD ! Effondrement d’une étoile massive (sursauts longs) Coalescence of two compact objects (NS/BH) (short GRBs) ➀ Le moteur central: un trou noir entouré d’un disque d’accrétion épais

● à partir du trou noir: processus Blandford-Znajek ● à partir du disque: vent magnétisé ● très inefficace Les sources d’énergie possibles  accrétion de la matière du disque par le trou noir  rotation du trou noir L’extraction de l’énergie  annihilation extraction magnétique

➁ L’accélération du jet thermique: « boule de feu » , paires e + e - + quelques baryons (  = E/Mc 2 ) énergie thermique → énergie cinétique des baryons Phase radiative:  α R et T α R -1 Phase baryonique:  →  (R ≳  R 0 )  53  erg  = 400 magnétique à grande distance, dominé par les baryons ou le champ magnétique?  E EM /E kin | ∞

➂ Le jet devient transparent Précurseur thermique attendu intense dans le modèle de la boule de feu pas observé (?) → accélération magnétique favorisée ➃ Les chocs internes  r  r   1 >  2 petite fraction d’énergie dissipée ( ~ 10%) transmise aux e - (  e ? ) rayonnement synchrotron dans un champ B désordonné (généré par le choc;  B ?) ordonné (ancré dans la source)

De jolis résultats … … mais des problèmes aussi

➄ Choc retour ou ➆ Choc avant : d’où provient la rémanence ? Modèle standard: la rémanence provient du choc avant solution auto-similaire de Blandford-McKee → explique naturellement l’évolution en loi de puissance des rémanences (Panaitescu & Kumar, 2001)

Mais des problèmes aussi… Swift et la rémanence précoce: Des problèmes déjà dans l’ère pré-Swift: milieu environnant uniforme ? p< 2 ? cassures “chromatiques”

Une alternative: la rémanence par le choc retour La rémanence est produite dans l’ejecta (comme les chocs internes) Avantages: génération du champ, accélération des particules plus faciles milieu extérieur de type vent favorisé cassures chromatiques expliquées sans avec queue queue → tests multi- sur un échantillon important de rémanences queue de faible 

Transparence Chocs internes Choc retour Discontinuité de contact Choc avant Expansion latérale : 1/  >  Fin de l’accélération Moteur central Log r (m)

Observations rémanence:  ~ qq % (~ 10% dans GRB ) → synchrotron, B désordonné + effet géométrique émission prompte:  ~ 80% dans GRB ! (Coburn & Boggs, 2003) Les sursauts et la polarisation GRB résultat très contesté:  ~ % (Wigger et al, 2004) BAPS: BATSE Abedo Polarimetry System l’atmosphère de la Terre comme diffuseur  GRB :  = % ; GRB :  = % INTEGRAL GRB a:  =60% (2  )

La polarisation de l’émission  selon les modèles Le modèle “cannonball” (Dar & de Rujula) IC des électrons du cannonball sur les photons ambiants  ~ 1/  attendu → forte polarisation L, E p corrélés avec la polarisation GRBs + polarisés que les XRFs

Le modèle électromagnétique (Blandford & Lyutikov)  ≫  champ ordonné à grande échelle reconnection + synchrotron  = q  max (  ) avec q ~ 0.5 et avec I(  ) ∝ 

Le modèle des chocs internes Champ magnétique désordonné produit derrière le choc (a priori requis pour accélérer les particules par processus de Fermi) longueur de cohérence:  B ≪  →  ~ 0 sauf situation géométrique particulière:  obs ≃  j +  jj 1/  la statistique impose alors:  j ~  (au lieu de  j ≫ 1/  ) taux de sursauts ? break des courbes de lumière ? → très peu crédible (mécanisme à l’œuvre dans la rémanence où 1/  augmente progressivement)

Une composante ordonnée du champ ancrée dans la source ? présente lors du processus d’accélération (absence de précurseurs thermiques)  IS ?  IS > 1 pas de chocs internes → modèle EM → importante polarisation possible  IS ≪ 1 le champ désordonné domine →  ~ 0  IS ≲ 1 composante grande échelle et champ désordonné tous deux présents →  ~ % Si la rémanence provient du choc retour … chocs retour et internes ont des propriétés très similaires faible  de la rémanence → faible  de l’émission  ?

Conclusion et résumé: les valeurs critiques de  pour discriminer les modèles  < 1 % → IS, EMBH  < 10% → IS, EM, CB  > 10% → IS, EM, CB  > 50% → EM, CB → La possibilité de poser des contraintes au niveau de  = 10% est très importante.