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Fonctionnement du "collisionneur hadronique"

Les blazars émetteurs gamma sont considérés comme des AGN dont les jets de matière hadronique pointent vers l'observateur. Le couplage coulombien des électrons aux protons surmonte l'effet Compton dans le champ de photons très dense et rend possible l'accélération des particules du jet jusqu'à des facteurs de Lorentz élevés. Pour $\Gamma\gg1$, l'énergie cinétique réside principalement dans les protons. Elle est convertie efficacement en photons gamma collimatés dans le domaine du TeV par $(pp\rightarrow\pi^0X$; $\pi^0\rightarrow2\gamma)$ lorsqu'un "objet" de grande densité-colonne croise le jet proche de la ligne de visée.

L'émission en état bas est due à l'interaction du jet avec de nombreux nuages de gaz [132] relativement distants dans la zone d'émission de raies larges. Les sursauts violents se produisent quand un nuage croise la ligne de visée beaucoup plus près du moteur central. La production hadronique de rayons gamma au TeV est simultanément accompagnée par des neutrinos, des électrons et des positons de même énergie ( $pp\rightarrow\pi X$; $\pi\rightarrow\mu\nu_\mu$; $\mu\rightarrow e\nu_e\nu_\mu$). Le refroidissement consécutif de ces électrons et positons par rayonnement synchrotron, diffusion Compton-inverse et annihilation produit des photons optiques, X et gamma mous.

La section efficace inclusive de production de photons de haute énergie avec de faibles moments transverses ($cp_T=E_T$) dans des collisions $pp$ est donnée par [133]:

\begin{displaymath}\frac{E}{\sigma_{in}}\frac{d^3\sigma}{d^2p_TdE_{\gamma}}\approx \frac{1}{2\pi p_T}e^{-\frac{E_T}{E_0}}f(x),\end{displaymath}

où $E$ est l'énergie du proton incident, $\sigma_{in}\approx35$ mb est la section efficace inélastique totale aux énergies du TeV, $E_0\approx0.16$ GeV et $f(x)\approx(1-x)^3/x^{1/2}$ est une fonction de la variable de Feynman $x=E_{\gamma}/E$. Après intégration sur le moment transverse, la section efficace inclusive devient $\sigma_{in}^{-1}d\sigma/dx\approx f(x)$. La loi d'échelle de Feynman assure que si le spectre des protons incidents est décrit par une loi de puissance $dF_p/dE\approx AE^{-\alpha}$, les photons résultants seront distribués selon un spectre de même indice:

\begin{displaymath}\frac{dF_{\gamma}}{dE_{\gamma}}\approx N_p\sigma_{in}IAE_{\gamma}^{-\alpha},\end{displaymath}

où $N_p$ est la densité surfacique et $I$ une constante.

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Aurelien Barrau 2004-07-01