Le milieu interstellaire

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Author: James Lequeux

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Le milieu interstellaire

Cette page est laissée intentionnellement en blanc.

James Lequeux Avec le concours d'Edith Falgarone et Charles Ryter

Le milieu interstellaire

S A V O I R S

A C T U E LS

EDP Sciences/CNRS EDITIONS

Illustration de couverture : La nebuleuse par reflexion 1C 349 dans les Pleiades. La poussiere interstellaire est illuminee par 1'etoile Merope situee en haut, en dehors du champ. Voir la planche 15. Document Telescope Spatial Hubble. © 2002, EDP Sciences, 17, avenue du Hoggar, BP 112, Pare d'activites de Courtabceuf, 91944 Les Ulis Cedex A et CNRS EDITIONS, 15, rue Malebranche, 75005 Paris. Tous droits de traduction, d'adaptation et de reproduction par tous precedes reserves pour tous pays. Toute reproduction ou representation integrate ou partielle, par quelque procede que ce soit, des pages publiees dans le present ouvrage, faite sans 1'autorisation de 1'editeur est illicite et constitue une contrefac,on. Seules sont autorisees, d'une part, les reproductions strictement reservees a 1'usage prive du copiste et non destinees a une utilisation collective, et d'autre part, les courtes citations justifiees par le caractere scientifique ou d'information de Pceuvre dans laquelle elles sont incorporees (art. L. 122-4, L. 122-5 et L. 335-2 du Code de la propriete intellectuelle). Des photocopies payantes peuvent etre realisees avec 1'accord de 1'editeur. S'adresser au : Centre frangais d'exploitation du droit de copie, 3, rue Hautefeuille, 75006 Paris. Tel. : 01 43 26 95 35. ISBN EDP Sciences 2-86883-533-3 ISBN CNRS EDITIONS 2-271-05955-0

A Genevieve


Table des matieres Avant-propos 1 Notre Galaxie, hote du milieu interstellaire 1.1 Notre Galaxie : les ordres de grandeur 1.2 Les populations stellaires 1.2.1 Generalites 1.2.2 Les populations du disque 1.2.3 Le bulbe et le halo 1.3 Distribution de la matiere interstellaire 2 Rayonnements et champ magnetique 2.1 Les champs de rayonnement 2.1.1 Les rayonnements extragalactiques 2.1.2 Les rayonnements galactiques 2.2 Le champ magnetique interstellaire 2.2.1 Mesure du champ magnetique par effet Zeeman 2.2.2 Mesure du champ magnetique par rotation Faraday 2.2.3 Estimation du champ magnetique a partir du rayonnement synchrotron galactique 2.2.4 Estimation de la direction du champ magnetique par polarisation lineaire de la lumiere 2.2.5 Resultats 3 Transfert du rayonnement et excitation 3.1 L'equation de transfert 3.1.1 Demonstration 3.1.2 Approximation de Rayleigh-Jeans. Notations radioastronomiques 3.1.3 Temperature d'excitation 3.2 Systeme a deux niveaux d'energie hors ETL 3.2.1 Relations generates 3.2.2 Cas de 1'equilibre radiatif pur

xiii 1 2 6 6 7 9 10 15 15 16 16 21 24 . . 25 26 28 29 31 31 31 34 37 38 38 39

viii

Table des matieres 3.2.3

Couplage de 1'excitation et du transfert, approximation LVG 3.3 Cas general ; masers

40 45

4 Le gaz interstellaire neutre 51 4.1 Le gaz neutre atomique 51 4.1.1 La raie 21 cm de 1'hydrogene atomique 52 4.1.2 Les raies de structure fine dans 1'infrarouge lointain . . 58 4.1.3 Les raies d'absorption interstellaires 62 4.2 La composante moleculaire 71 4.2.1 Generalites 71 4.2.2 Les transitions electroniques 74 4.2.3 Les transitions vibrationnelles 76 4.2.4 Les transitions rotationnelles 81 4.2.5 Les ban des interstellaires diffuses 93 5 Le gaz interstellaire ionise 97 5.1 Les regions Hll 97 5.1.1 Theorie de 1'ionisation ; la sphere de Stromgren 98 5.1.2 L'emission continue du gaz ionise 102 5.1.3 Les raies de recombinaison 107 5.1.4 Les raies de recombinaison radio 113 5.1.5 Les raies interdites 117 5.1.6 La determination des abondances dans les regions HII . 120 5.2 Le gaz ionise diffus 122 5.3 Le gaz chaud 125 5.3.1 L'ionisation par collisions electroniques a haute temperature 125 5.3.2 L'emission de raies X 128 5.3.3 Emission X thermique continue 128 5.3.4 Resultats 129 5.4 L'absorption X 130 6 Le milieu interstellaire aux hautes energies 6.1 Les rayons cosmiques 6.1.1 Origine des rayons cosmiques 6.1.2 Les rayons cosmiques solaires et la modulation solaire 6.1.3 Les rayons cosmiques galactiques 6.1.4 Les rayons cosmiques de tres haute energie 6.1.5 Les electrons cosmiques 6.1.6 Confinement des rayons cosmiques dans la Galaxie . . 6.2 Le continuum en rayons gamma 6.2.1 Production de gammas par interactions nucleaires . . 6.2.2 Production de gammas par rayonnement de freinage . 6.2.3 Production de gammas par effet Compton inverse . .

133 133 134 . 135 136 142 145 . 145 149 . 150 . 153 . 153

Table des matieres

ix

6.3 La masse du milieu interstellaire 154 6.3.1 Utilisation des observations gamma pour determiner la masse du milieu interstellaire dans la Galaxie 155 6.3.2 Utilisation de la masse du viriel des nuages moleculaires 158 6.3.3 Comparaison Wco-extinction 159 6.3.4 Absorption en rayons X ou en infrarouge moyen . . . . 162 6.4 Les raies gamma 163 7 Les poussieres interstellaires 7.1 Rougissement et extinction interstellaires 7.1.1 Generalites 7.1.2 Extinction et modeles de poussieres 7.1.3 Diffusion des rayons X par les poussieres 7.2 L'emission des poussieres interstellaires 7.2.1 Les grains a 1'equilibre thermique 7.2.2 Les petits grains hors d'equilibre thermique 7.2.3 Les bandes d'emission aromatiques dans 1'infrarouge moyen 7.2.4 Les tres petits grains 7.2.5 Les gros grains 7.3 Modeles globaux 7.4 Absorptions infrarouges et manteaux de glace 7.5 La fluorescence infrarouge

167 168 168 175 178 179 179 184

8 Chauffage et refroidissement du gaz interstellaire 8.1 Processus de chauffage 8.1.1 Generalites, temps de thermalisation 8.1.2 Chauffage par rayons cosmiques de basse energie . . . 8.1.3 Chauffage par effet photoelectrique sur les grains . . . 8.1.4 Chauffage par ionisation des atomes et des molecules . 8.1.5 Chauffage par rayons X 8.1.6 Chauffage chimique 8.1.7 Chauffage par echange thermique grains/gaz 8.1.8 Chauffage hydrodynamique et magneto-hydrodynamique 8.2 Processus de refroidissement 8.2.1 Refroidissement par les raies de structurefine 8.2.2 Refroidissement par excitation collisionnelle de raies permises 8.2.3 Refroidissement par recombinaisons electrons-ions . . 8.2.4 Refroidissement par les poussieres 8.3 Equilibre et stabilite thermiques 8.3.1 Milieu atomique

201 202 202 . 206 . 210 .215 216 217 219

189 195 195 196 197 200

221 222 222 225 . 228 229 229 229

x

Table des matieres 8.3.2 8.3.3 8.3.4

Gaz ionise chaud Regions HII Nuages moleculaires

234 234 235

9 Chimie interstellaire 9.1 Chimie en phase gazeuse 9.1.1 Reactions ion-molecule 9.1.2 Association radiative 9.1.3 Recombinaison dissociative 9.1.4 Reactions neutre-neutre 9.1.5 Photodissociation et photo-ionisation 9.2 Chimie a la surface des grains de poussiere 9.2.1 Formation de H2 sur les grains 9.2.2 Formation d'autres molecules sur les grains 9.3 Chimie a 1'equilibre et cinetique chimique 9.4 Quelques resultats 9.4.1 Chimie dans le milieu interstellaire diffus 9.4.2 Chimie dans les nuages moleculaires denses

237 237 238 239 241 241 242 244 245 247 249 250 251 253

10 Les regions de photodissociation 10.1 Presentation generale 10.2 Physico-chimie 10.2.1 Penetration du rayonnement UV lointain et photodissociation 10.2.2 Chimie 10.2.3 Mecanismes de chauffage 10.2.4 Mecanismes de refroidissement 10.3 Modeles stationnaires 10.4 Modeles hors d'equilibre

259 259 262 262 263 263 265 266 274

11 Les chocs 277 11.1 Equations de la dynamique du gaz 277 11.1.1 Fluide unique 277 11.1.2 Milieu multi-fluide 279 11.2 Les differents types de chocs 280 11.2.1 Chocs sans champ magnetique 282 11.2.2 Chocs avec champ magnetique 286 11.2.3 Chocs multi-fluides dans un gaz faiblement ionise . . . . 287 11.3 Chocs non stationnaires 290 11.4 Physico-chimie dans les chocs 292 11.5 Rayonnement et diagnostic des chocs 295 11.6 Instabilites dans les chocs 298

Table des matieres

xi

12 Applications des chocs 301 12.1 Les restes de supernova 301 12.1.1 Phase d'expansion libre 302 12.1.2 Phase adiabatique 303 12.1.3 Phase d'expansion isotherme, ou radiative 306 12.1.4 Evolution des plerions 307 12.1.5 Expansion des restes de supernova dans un milieu inhomogene 308 12.1.6 Rayonnement non thermique des restes de supernova . . 309 12.2 Les bulles 311 12.3 Dynamique des regions HII 314 12.3.1 Le front d'ionisation 314 12.3.2 Le choc 317 12.3.3 Globules neutres dans une region HII 319 12.3.4 Evolution des regions H n 323 12.4 Acceleration des rayons cosmiques 325 12.4.1 Propagation des particules chargees dans un champ magnetique 326 12.4.2 Diffusion des particules chargees dans un milieu desordonne 330 12.4.3 Pertes d'energie 333 12.4.4 Acceleration des particules chargees 334 13 La turbulence interstellaire 13.1 Structure en vitesse et fragmentation 13.2 La turbulence incompressible 13.2.1 Apparition de la turbulence 13.2.2 La turbulence developpee de Kolmogorov 13.2.3 Viscosite et pression turbulentes 13.2.4 L'intermittence 13.3 La turbulence dans le milieu interstellaire 13.4 Quelques effets de la turbulence interstellaire 13.4.1 Transport turbulent et chimie interstellaire 13.4.2 L'intermittence, source de chauffage pour le gaz

345 345 349 349 350 352 354 355 357 357 361

14 Equilibre, effondrement, formation des etoiles 14.1 Stabilite et instabilite : le theoreme du viriel 14.1.1 Forme simple du theoreme du viriel, sans champ magnetique et sans pression exterieure 14.1.2 Longueur et masse de Jeans 14.1.3 Forme generate du theoreme du viriel 14.1.4 Stabilite de 1'equilibre du viriel 14.1.5 Distribution de densite dans un nuage spherique a 1'equilibre

367 367 367 369 372 374 378

xii

Table des matieres 14.1.6 Stabilite et instabilites en presence d'un champ magnetique 14.1.7 Couplage du gaz au champ magnetique : la diffusion ambipolaire 14.2 Effondrement et fragmentation 14.2.1 Le temps de chute libre 14.2.2 Configurations pendant I'effondrement 14.2.3 Role de la rotation 14.2.4 Role du champ magnetique 14.3 Fin de I'effondrement, formation des etoiles 14.4 La fonction de masse initiale et son origine 14.4.1 Determinations de la fonction de masse initiale et problemes 14.4.2 Origine de la fonction initiale de masse

380 384 389 389 390 392 395 397 398 398 401

15 Changements d'etat et transformations 15.1 Gaz atomique, gaz moleculaire et gaz ionise tiede 15.1.1 Gaz ionise et echanges avec le gaz neutre 15.1.2 Echanges gaz atomique/gaz moleculaire 15.2 Gaz chaud, fontaine galactique 15.3 Echanges gaz-poussieres 15.4 Evolution des poussieres interstellaires 15.4.1 Poussieres dans les enveloppes circumstellaires et les nebuleuses planetaires 15.4.2 Poussieres dans le milieu interstellaire 15.4.3 Poussieres autour des protoetoiles et dans le Systeme solaire

403 404 404 406 411 414 418

Signification des sigles des references

422

Bibliographic

423

Planches en couleurs

441

Signification des principaux symboles

473

Principales constantes

477

Unites et conversions

478

Index

479

418 419 420

Avant-propos

ET OUVRAGE s'insere dans la serie des livres de la collection G « Savoirs actuels » consacres a 1'astronomie. Les precedents traitent respectivement des techniques de 1'astronomie, du Systeme solaire, des etoiles, des galaxies et de la cosmologie. Bien que sa densite soit en general faible, la matiere situee entre les etoiles joue un grand role. C'est a partir d'elle que se forment les etoiles par effondrement gravitationnel. Au cours de leur vie, et surtout pendant la phase finale de leur evolution, les etoiles rejettent une partie de leur matiere dans le milieu interstellaire. Cette matiere est enrichie en elements lourds par les reactions thermonucleaires qui ont eu lieu au sein des etoiles. De nouvelles etoiles se forment dans le milieu interstellaire ainsi enrichi. L'evolution de 1'Univers est done caracterisee par un echange continuel de masse entre les etoiles et le milieu qui les baigne. Get echange a lieu a 1'interieur des galaxies, mais il y a aussi echange de matiere entre le milieu interstellaire des galaxies et le milieu intergalactique. La matiere interstellaire se compose de gaz atomique, moleculaire et ionise a diverses temperatures, et aussi de poussieres, lesquelles renferment une grande partie des elements plus lourds que 1'hydrogene et rhelium. Ces poussieres sont formees autour des etoiles a la fin de leur vie, mais elles sont continuellement detruites, alterees et reformees dans le milieu interstellaire. Elles jouent un double role. D'une part elles absorbent une grande partie des photons emis par les etoiles, les poussieres ainsi chauffees reemettant 1'energie qu'elles ont absorbee par rayonnement thermique dans 1'infrarouge moyen et lointain. D'autre part, la surface des poussieres est le siege de la formation de nombreuses molecules, notamment de la plus abondante : la molecule d'hydrogene H2- La physique et la chimie interstellaires ont un grand interet

xiv

Avant-propos

general car les conditions qui regnent dans le milieu sont tres difFerentes de celles des laboratoires terrestres, et les processus elementaires sont sou vent mieux visibles en raison de la faiblesse des densites. Le but de cet ouvrage est de decrire la matiere interstellaire de notre Galaxie sous ses difFerentes phases, ainsi que les processus physiques et chimiques qui y prennent place. Le lecteur se heurtera, comme les auteurs s'y sont heurtes, a 1'extreme complexite du milieu interstellaire, qui fait qu'il n'est pas possible de le decrire d'une fagon lineaire. De surcroit, notre conception meme de ce milieu subit une profonde evolution au moment ou nous ecrivons, car on realise progress! vement qu'il est le plus sou vent turbulent et hors d'equilibre. Mais nous n'en savons pas encore assez pour qu'il soit necessaire d'abandonner les concepts relativement simples qui ont regi son etude jusqu'a ce jour, concepts qui restent a la base de ce livre et dont le role pedagogique subsistera longtemps encore. Les sept premiers chapitres presentent les difFerentes composantes de la matiere interstellaire, et detaillent leurs principales methodes d'etude. Les sept chapitres qui suivent sont centres sur les processus physiques et dynamiques qui regissent son comportement, entre autres les instabilites et refFondrement gravitationnel qui aboutissent a la Formation des etoiles. Le dernier chapitre resume les transFormations entre les phases du milieu interstellaire. Suivant la ligne de cette serie, le present ouvrage est destine aux etudiants avances, ainsi qu'aux chercheurs debutants ou aux chercheurs confirmes desireux d'aborder un domaine nouveau pour eux. II peut paraitre exagerement ambitieux de vouloir ecrire un nouveau traite sur le milieu interstellaire apres 1'ouvrage classique de Spitzer, Physical processes in the interstellar medium [467]. Cependant le sujet s'est considerablement developpe depuis la parution de ce livre il y a un quart de siecle. Par ailleurs, il nous semble que le livre de Spitzer, malgre sa haute valeur pedagogique, est sou vent tres concis et difficile a suivre meme par des etudiants avances. Nous n'avons pas hesite a reproduire certaines demonstrations donnees dans cet ouvrage, mais avec davantage de details afin d'eviter au lecteur des efforts inutiles. Nous avons choisi d'insister sur les methodes d'etude, qui evoluent relativement peu, plutot que sur les resultats qui sont souvent rapidement depasses. Sans pretendre a etre complets dans un domaine aussi complexe, nous avons voulu fournir au lecteur 1'essentiel des outils necessaires pour aborder directement la recherche. C'est pourquoi, a cote de tables contenant des donnees utiles, nous donnons une quantite substantielle de references. Ces references ont principalement ete choisies pour leur role pedagogique : notre ouvrage n'est pas une revue, et il ne nous est pas possible de donner credit a tous ceux qui ont developpe le sujet. Les illustrations dans le texte sont le plus souvent extraites directement des articles de recherche, et nous n'avons pas en general traduit en frangais les annotations presentes sur ces figures, car nous

Avant-propos

xv

avons pense que le lecteur n'aurait pas de difficulte a les comprendre. Nous avons par ailleurs insere dans 1'ouvrage de nombreuses planches en couleurs, quelquefois inedites. Regroupees a la fin du volume, elles illustrent les aspects tres varies du milieu interstellaire. Nous avons choisi d'exprimer en general les quantites que nous discutons dans le systeme c.g.s. et non pas dans le systeme international (S.I.) m.k.s.a. Nous avons conscience d'aller ainsi quelque peu a contre-courant, mais on ne peut que constater que le systeme c.g.s. est utilise dans la tres grande majorite des articles que 1'on sera amene a consulter. Une table de conversion des principales unites c.g.s./m.k.s.a. et une liste des valeurs des constantes les plus utilisees sont donnees en fin d'ouvrage. Nous remercions Patrick Boisse, Frangois Boulanger et Guillaume Pineau des Forets, qui ont bien voulu relire des parties de cet ouvrage, et surtout Laurent Verstraete et Anthony Jones pour leurs critiques toujours pertinentes et constructives. Nous remercions aussi tous les collegues qui nous ont fourni des illustrations, notamment Jean-Charles Cuillandre. Nous voudrions enfin exprimer notre gratitude envers le NASA Astrophysics Data System (ADS), qui nous a ete d'une tres grande utilite dans nos recherches bibliographiques. Charles Ryter tient a remercier le Service d'Astrophysique du CEA et son directeur, Laurent Vigroux, pour son hospitalite pendant la redaction de ce livre.


Chapitre 1 Notre Galaxie, hote du milieu interstellaire /ÔMME TOUTES les galaxies, notre Galaxie1, la Voie lactee, est un systeme \-J extremement complexe d'etoiles, de gaz et de particules solides (voir la Planche 1 pour une galaxie vue de face et la Planche 2 pour des images de la Voie lactee a differentes longueurs d'onde). Ces elements baignent dans un champ magnetique, des rayonnements s'etendant sur I'ensemble du spectre electromagnetique, et des particules « cosmiques » neutres ou chargees de toutes energies. Les galaxies sont liees par leur propre gravite, et leurs differents constituants interagissent fortement, echangeant masse, quantite de mouvement et energie. II n'est done pas possible de faire de ces systemes une description lineaire dans laquelle les differents elements seraient analyses les uns apres les autres. La description ne pourra se faire que par approximations successi ves. II y a la non seulement une difficulte de presentation, mais aussi une vraie difficulte intellectuelle. Pour beaucoup de problemes, une etoile peut etre consideree comme un systeme isole. Une galaxie comme la notre est, elle aussi, un systeme qu'on peut considerer comme isole en premiere approximation, mais ce systeme est bien plus complexe qu'une etoile individuelle. On est done amene a considerer des sous-systemes plus simples : amas d'etoiles, nuages de matiere interstellaire, etc. que 1'on peut essayer de decrire par un modele pour lequel les interactions avec le reste de la Galaxie sont prises comme des conditions aux limites. Ces conditions aux limites sont issues d'autres observations que 1'on a elles-memes representees par des modeles, qui isolent d'autres sous-systemes avec des degres varies d'approximation. II en resulte que notre connaissance de la physique de la Galaxie - et plus specialement de son probleme central, la formation des etoiles - ne peut progresser que par approximations successives dans une description qui, meme grossiere, se doit 1. Dans ce livre, nous ecrivons partout Galaxie avec un G majuscule, pour notre Voie lactee, afin d'eviter la confusion avec les autres galaxies.

2

Chapitre 1 : Notre Galaxie, hote du milieu interstellaire

d'etre globale. A chaque etape, de nouvelles observations et une meilleure comprehension d'un sous-systeme modifient cette image globale et reagissent par la meme sur la description des autres sous-systemes. La nature de 1'astronomie, science d'observation ou 1'experience directe est presque toujours impossible, interdit de tester la validite d'un mecanisme tendant a expliquer un ensemble d'observations, comme on le fait en physique experimentale. Le plus souvent, on ne peut meme pas avoir recours, comme en physique stellaire, a 1'analyse statistique de families relativement homogenes d'objets dont on peut esperer qu'un seul parametre domine les variations observees. En effet, les proprietes qu'on veut decrire dependent le plus souvent de 1'environnement de 1'objet. Nous serons, au cours de 1'expose, amenes a donner avec peu de justifications des valeurs numeriques pour certains parametres galactiques. La confiance (ou les doutes) que 1'on peut avoir en ces valeurs, et plus generalement dans 1'identification des mecanismes essentiels, depend de 1'etendue de notre comprehension de 1'ensemble de la Galaxie. Ce n'est que par la coherence d'un ensemble complexe d'observations disparates que 1'on pourra se convaincre de leur solidite.

1.1

Notre Galaxie : les ordres de grandeur

La Galaxie est un ensemble auto-gravitant. La partie la plus apparente est un disque d'etoiles en rotation. Le rayon de ce disque est d'environ 20 kpc (kiloparsec ; 1 parsec — 3,08 1018 cm). Son epaisseur est de quelques centaines de parsecs. Le Soleil se trouve a 7-8 kpc du Centre galactique et tourne autour de lui avec une vitesse de 1'ordre de 180-200 km s"1. Ces quantites sont encore incertaines : pour une discussion recente, voir Oiling & Merrifield [364]. La periode de rotation pour les regions du disque situees a ce rayon est done de 1'ordre de 240 millions d'annees. A ce disque s'ajoute un systeme spheroidal peu aplati qui s'etend plus loin que le disque. Sa partie centrale, le bulbe, est tres lumineuse sur un rayon de 1'ordre de 2 kpc, mais ses parties externes, le halo, sont peu brillantes. Ce systeme d'etoiles peut etre considere comme sans collisions. Le temps entre collisions est en effet :

ou la densite numerique des etoiles est n, R leur rayon moyen, av leur dispersion de vitesse et R©= 6,955 1010 cm le rayon du Soleil. Au voisinage du Soleil, n < 1 pc~ 3 et av est de 1'ordre de 10 a 30 kms" 1 . Le temps de collision est done typiquement 1010 fois Page de la Galaxie, qui est de 1'ordre de 3 1017 s. Meme dans le parsec central de la Galaxie, ou la densite d'etoiles est 107 fois plus grande, le temps de collision reste tres grand.

1.1 Notre Galaxie : les ordres de grandeur

3

En premiere approximation, la Galaxie peut etre consideree comme un systeme ferme en ce qui concerne les echanges de matiere avec 1'exterieur. Ces echanges paraissent effectivement s'effectuer, mais ne conduisent pas a des variations notables de masse pendant des temps courts par rapport a - Page de la Galaxie. Par contre, la Galaxie echange de 1'energie avec 1'exterieur, principalement sous forme de rayonnement electromagnetique et de neutrinos. L'energie totale rayonnee est de 1'ordre de 4 1010 L0 (L0 = 1 luminosite solaire = 3,85 1026 W = 3,85 1033 ergs"1). Les etoiles du disque galactique ont des vitesses faibles vis-a-vis de la rotation autour du centre. On peut deduire la distribution de la masse et la masse totale de la Galaxie de 1'etude de la variation de la vitesse de rotation avec le rayon galactocentrique. En negligeant le mouvement aleatoire des etoiles vis-a-vis de la rotation, ce qui est Justine en dehors du bulbe, on peut ecrire que la force centrifuge contrebalance la gravite. En supposant pour 1'instant une symetrie spherique, ceci donne

soit numeriquement

ou R est le rayon galactocentrique, M(< R) la masse a 1'interieur du rayon R, v(R) la vitesse de rotation au rayon R et G la constante de gravitation. En realite la masse n'est pas distribute selon une symetrie spherique. Si Ton considere un modele de galaxie plus realiste forme d'un disque infiniment mince et d'une distribution spherique de masse, on peut montrer que la masse interieure au rayon R est comprise entre 0,6 et 1,0 fois la valeur donnee par 1'expression ci-dessus (Lequeux [297]). Aux grands R, la distribution de masse se rapproche d'une distribution spherique et 1'approximation ci-dessus est suffisante. Cette masse totale est estimee a MG — 1,7 1011 M0 a 1'interieur d'un rayon de 20 kpc, au-dela duquel il n'y a pratiquement plus d'etoiles. La masse a 1'interieur d'un rayon plus grand est encore superieure. On ne peut plus suivre la rotation du disque au-dela d'environ 30 kpc, mais la dynamique des amas globulaires et des galaxies satellites de la Galaxie implique que la masse s'etend encore plus loin. La masse totale de la Galaxie, tres mal connue, depasse probablement 1012 M0 (voir par exemple Kulessa & LyndenBell [272]). Le rapport masse/luminosite de la Galaxie a I'lnterieur d'un rayon de 20 kpc est

4


TAB. 1.1 - Composantes du milieu interstellaire dans la Galaxie. II s'agit d'une classification tres schematique. Les masses totales sont incertaines, et refletent plutot les proportions entre les differentes composantes dans quelques kpc autour du Soleil. La distinction observationnelle entre milieu atomique tiede et milieu ionise diffus est peu claire. Milieu Atomique (Hi) Moleculaire (Hg) Ionise

Froid Tiede Regions HII Diffus Chaud

Densite cm-3 25 0,25 1000 1-104 0,03 610-3

Temperature K 100 8000 100 1000( 8000 5 105

Masse totale M0 1,5 109 1,5 109 109 ? 5 107 109 10 8 ?

mais ce rapport croit jusqu'a 30 au moins si on considere la masse totale de la Galaxie. Ces valeurs sont a comparer au rapport masse/luminosite des etoiles qui est donne approximativement par

pour des etoiles de masse inferieure a environ 15 M0. La valeur moyenne pour la Galaxie est done tres nettement plus elevee que celle des etoiles qui dominent la masse stellaire, qui ont une masse de 1'ordre de 1 M 0 . On en conclut que la plus grande partie de la masse de la Galaxie est due a de la matiere non lumineuse (la matiere noire) dont on estime le plus souvent qu'elle est repartie dans un systeme peu aplati. Sa contribution a la masse du disque au niveau du Soleil est probablement assez faible, mais elle domine la masse totale aux plus grands rayons. On ne connait toujours pas, malgre de nombreux efforts, la nature de cette matiere noire. Le milieu qui separe les etoiles - le milieu interstellaire qui nous interesse dans cet ouvrage - est constitue de gaz et de poussieres que Ton pense en general bien melanges. A 1'ordre zero, on peut considerer de fac,on tres schematique que le gaz se presente sous la forme de composantes distinctes, designees par la forme principale qu'y prend 1'hydrogene qui constitue 70 % de la masse. Leurs proprietes sont resumees dans le tableau 1.1. Dans la realite, ces composantes sont partiellement melangees et fortement agitees par les vents issus des etoiles massives, les explosions de supernovae et d'autres phenomenes. En consequence, ce milieu est agite de mouvements macroscopiques importants. L'essentiel de cette matiere est localise dans le disque, encore que le halo en contienne un peu egalement, notamment du gaz chaud. Certaines de ces phases sont en quasi-equilibre de pression : pour les phases atomique et chaudes, la pression P est telle que P/k = nT ~ 5—20 103 Kcm~ 3 . En revanche, les nebuleuses ionisees, ou regions Hu, et les nuages moleculaires

1.1 Notre Galaxie : les ordres de grandeur

5

denses sont a une pression beaucoup plus elevee. Les regions HII ne sont pas contenues par leur propre gravite ou par celle des etoiles qu'elles contiennent et sont en expansion. Au contraire, les nuages moleculaires sont maintenus par leur propre gravite. Entrame par la rotation galactique, le milieu interstellaire est egalement anime de mouvements aleatoires avec une dispersion de vitesses variant entre 6 et plus de 10 kms" 1 (a une dimension) selon la composante. La masse totale du milieu interstellaire est de 1'ordre de 5 % de la masse totale des etoiles, et de 1'ordre de 0,5 % de la masse totale de la Galaxie qui est dominee par la matiere noire. Le milieu interstellaire se compose en masse de 70 % d'hydrogene, 28 % d'helium et environ 2 % d'elements lourds : C, N, O, Mg, Si, S et Fe sont les plus abondants (Tableau 4.2). Ces elements lourds se trouvent distribues entre le gaz et les grains, d'une fagon differente selon les conditions physiques. Dans les nuages moleculaires, les elements ne restent pas sous forme atomique (sauf bien entendu les gaz rares), mais s'assemblent en molecules de taille variee, qui forment plus ou moins un continuum de taille depuis les molecules simples diatomiques jusqu'a des grains de plus de 0,1 /xm de diametre, en passant par des agregats de quelques centaines d'atomes. Le milieu interstellaire est soumis a un certain nombre de facteurs physiques internes ou externes, que nous preciserons au chapitre 2. Le rayonnement electromagnetique est forme de photons de toutes energies. Au voisinage du Soleil, sa densite d'energie totale est aussi de 1'ordre de 1 eVcrn"3 = 1,210~12 ergcm"3. II faut ajouter une densite d'energie de 0,26 eVcm~ 3 provenant du rayonnement cosmologique, mais ce rayonnement en ondes millimetriques et submillimetriques interagit assez peu avec le milieu interstellaire. En dehors de lui, le rayonnement electromagnetique est domine par la lumiere ultraviolette (UV) et visible, avec cependant une forte contribution de 1'infrarouge (IR) lointain. L'intensite et la distribution d'energie spectrale de ce rayonnement dependent enormement de 1'endroit ou 1'on se trouve. Le champ magnetique est de 1'ordre de 5 microgauss (^G) en moyenne, soit 5 nanotesla (nT). Ce champ est partiellement organise a Pechelle galactique mais sa composante irreguliere domine. La densite moyenne d'energie magnetique correspondante est de 1'ordre de 1 eV cm~ 3 . Le champ magnetique est plus fort dans les regions denses du milieu interstellaire. Le rayonnement cosmique est forme de particules principalement relativistes, qui se propagent sans encombre dans le gaz sauf si leur energie est relativement faible (quelques MeV ou moins). A une energie donnee, il y a environ 100 fois plus de protons que d'electrons, les particules plus lour des etant rares. La densite totale d'energie du rayonnement cosmique est de 1'ordre de 1 eVcm~ 3 . II est interessant de remarquer que les densites d'energie sous forme de photons, de rayonnement cosmique, de champ magnetique et d'energie

6


cinetique des mouvements du milieu interstellaire sont comparables, de 1'ordre de 1 eVcm~ 3 dans le voisinage solaire. Dans la composante froide du milieu interstellaire, les mouvements sont generalement supersoniques et correspondent alors a une energie cinetique non thermique tres superieure a 1'energie thermique du gaz. La coincidence entre ces differentes formes d'energie n'est pas fortuite, mais resulte de transferts efficaces entre elles. Elle interdit en tous cas de negliger 1'une quelconque de ces composantes quand on etudie la physique du milieu interstellaire general, en particulier sa dynamique et la formation des etoiles. Cependant de telles simplifications sont possibles dans certains cas : par exemple les regions H n sont dominees par le rayonnement des etoiles excitatrices.

1.2 1.2.1

Les populations stellaires Generalites

Une population stellaire peut etre definie comme un ensemble d'etoiles qui ont un age, une composition chimique et des proprietes cinematiques similaires. Elle peut contenir des etoiles de masses tres differentes. La notion de population stellaire est precieuse pour 1'etude de la structure de la Galaxie, qui est directement liee a sa cinematique done a sa dynamique, et a 1'etude de son evolution temporelle, qui est liee a 1'age et a la composition chimique des etoiles. La notion de population stellaire a ete introduite par Baade en 1944 lors de son etude comparee de la Galaxie et de la plus proche des grandes galaxies spirales, la galaxie d'Andromede M31. La Population I de Baade est la population principale qui constitue le disque. Elle contient des etoiles massives et done jeunes. En raison de leur rayonnement ultraviolet, dont une partie est ionisante, des vents qu'elles emettent et de la violence de leur explosion finale comme supernovae, ce sont essentiellement ces etoiles massives qui affectent le milieu interstellaire. La duree de vie d'une etoile est liee a sa masse par la relation approximative t ~ 10 10 (M/M Q )~ 2 ' 5 ans (la duree de vie depend cependant moins de la masse pour des masses superieures a 10 MQ et est d'environ 3 106 ans pour les masses les plus grandes). La cinematique des etoiles de Population I est dominee par la rotation du disque ; leur dispersion de vitesse est faible, inferieure a 30 kms" 1 . Elle n'est que 6-7 kms" 1 pour les etoiles les plus jeunes. La metallicite de ces etoiles (abondance des elements lourds ou « metaux » par rapport a 1'hydrogene) est elevee, mais elles presentent une grande dispersion d'age. La Population II de Baade a une grande dispersion de vitesse (>100 kms -1 ). C'est une population vieille. Sa metallicite est variable, mais generalement faible. Elle est distribute avec une symetrie approximativement spherique et constitue le halo. On tend de plus en plus a penser que le halo stellaire s'est construit par capture de galaxies naines par la Galaxie.

1.2 Les populations stellaires

7

Cette classification est quelque peu schematique et il convient de 1'examiner d'un peu plus pres, en consider ant separement le disque et les composantes spheroidales de la Galaxie.

1.2.2

Les populations du disque

L'etude des etoiles du disque montre que leur formation s'y est produite pendant toute la vie de la Galaxie. II existe une relation statistique entre 1'age et la metallicite des etoiles du disque qui reflete evidemment 1'evolution chimique du disque qui resulte du cycle milieu interstellaire —* etoiles —»• milieu interstellaire —> etoiles —>..., avec un enrichissement progressif en elements lourds synthetises et ejectes par les etoiles. Cependant, cet enrichissement s'est fait beaucoup plus rapidement dans les premieres etapes de la vie de la Galaxie que maintenant. Par ailleurs, la dispersion de vitesse des etoiles est statistiquement d'autant plus grande que celles-ci sont plus agees. L'origine de ce dernier phenomene n'est pas encore tout a fait claire, mais on tend a admettre aujourd'hui que 1'epaisseur du disque a lentement decru au cours du temps : les etoiles formees il y a longtemps forment un systeme plus epais et doivent done avoir une dispersion de vitesse plus grande pour contrebalancer 1'attraction du disque. Nous allons maintenant calculer la distribution perpendiculaire au plan galactique de la densite pi(z) d'un ensemble homogene (isotherme) d'etoiles en fonction de sa dispersion de vitesse perpendiculaire au plan galactique (Ji = {•u2}1/2. L'equation de Poisson s'ecrit

ou $ est le potentiel de gravitation, K la force de gravitation, p la densite totale et G la constante de gravitation2. Comme la Galaxie est approximativement axisymetrique, on peut utiliser un systeme de coordonnees cylindriques (R, 0, z) ou Ton a

La vitesse de rotation est donnee par v2 /R = —Kn, et on peut reecrire cette equation sous la forme

L'observation nous montre qu'au voisinage du Soleil la vitesse de rotation est pratiquement independante de R, si bien que le deuxieme terme est 2. Nous negligeons ici la matiere noire, en supposant qu'elle ne constitue pas une partie importante de la masse au niveau du Soleil. Mais voir plus loin dans cette section.

8


negligeable par rapport au premier

Kz est une quantite negative (force de rappel). Dans le champ de gravitation du disque, une etoile execute des oscillations periodiques de part et d'autre du plan galactique. La vitesse perpendiculaire au plan v z ( z ) a 1'altitude z est liee a la vitesse vz(Q) a z — 0 par la relation de conservation de 1'energie totale

Si Ton suppose que la distribution des vitesses des etoiles est maxwellienne dans le plan galactique, on a pour la population i

ou Pi(0) et pi(0, i>z(0)) sont respectivement la densite totale des etoiles de type i et leur densite a la vitesse vz(Q) dans le plan galactique, &i etant leur dispersion de vitesse. Si la distribution des etoiles est « bien melee » c'est-adire s'il y a autant d'etoiles qui se rapprochent du plan galactique que d'etoiles qui s'en eloignent, on a d'apres le theoreme de Liouville

On a done en combinant les trois relations precedentes

d'ou, en integrant sur les vitesses,

Y equation d'equilibre hydrostatique, qui est la relation cherchee. Si 1'on peut mesurer la dispersion de vitesse et la distribution verticale d'une population, on peut estimer Kz(z) ou $z(z). La forme de ce potentiel n'est pas simple si bien que la distribution de pi(z) n'est ni exponentielle ni gaussienne, encore qu'on admette sou vent pour simplifier qu'elle est exponentielle. Une expression approximative plus correcte est

ou ZQ est une echelle de hauteur.

1.2 Les populations stellaires

9

L'equation de Poisson permet de calculer la densite totale de matiere dans le plan galactique

ainsi que la densite projetee sur le disque. On peut comparer la densite locale obtenue de cette maniere a la somme des densites des differentes populations stellaires et du milieu interstellaire, la difference, si elle existe, representant une contribution eventuelle de la matiere noire. Un travail recent dans ce domaine est celui de Creze et al. [97], qui obtiennent a partir de donnees du satellite HIPPARCOS sur la loi de densite Pi(z) d'un certain type d'etoiles (les etoiles A) et leur dispersion de vitesse Ci

a comparer a une densite de 1'ordre de 0,043 M0 pc 3 estimee pour tous les types d'etoiles et de restes stellaires. La difference peut etre due a la matiere noire ou au milieu interstellaire. Mais on sait (Sfeir et al. [441]) que la densite du milieu interstellaire est tres faible dans les 100 pc autour du Soleil, la region etudiee par Creze et al. ([97]), en raison de 1'existence de la Bulle locale, sur laquelle nous reviendrons. Ce resultat n'est done pas en contradiction avec la presence possible d'une certaine quantite de matiere noire pres du Soleil, dont les equations ci-dessus ne donnent evidemment pas la distribution. La dispersion de vitesse verticale des etoiles est de 1'ordre de 6 km s^1 pour les plus jeunes (etoiles 0 et B, cepheides, supergeantes). Elle est de 8 kms"1 pour les etoiles A, 11 kms" 1 pour les etoiles F, 21 kms" 1 pour les etoiles naines G - M et 16 kms" 1 pour les geantes froides (voir par exemple Binney & Merrifield [33]). Les echelles de hauteur correspondantes sont incertaines etant donne 1'incertitude sur la force verticale Kz(z}. Dans ce livre, nous definirons 1'echelle de hauteur h comme pour une distribution gaussienne, ce qui est une bonne approximation pour les systemes les plus minces

h est de 1'ordre de 80 pc pour les etoiles les plus jeunes, mais croit beaucoup avec Page moyen des etoiles pour atteindre 300 pc pour les plus vieilles etoiles du disque.

1.2.3 Le bulbe et le halo Ces composantes spheroi'dales ont pour notre propos un interet moindre que le disque. Leur rotation est faible et elles sont essentiellement soutenues vis-a-vis de la gravitation par la dispersion de vitesse des etoiles. La densite du halo stellaire varie sensiblement comme R~3>5 et sa luminosite totale est de 1'ordre de 4 107 LQ dans le visible, ce qui est tres peu par rapport au disque.

10


La matiere noire pourrait etre distribute dans un systeme spherique (aussi appele halo, ce qui peut preter a confusion avec le halo stellaire). Si c'est bien le cas, ce qui n'est pas certain, la Constance de la vitesse de rotation du disque aux grands rayons galactocentriques, ou la masse est entierement dominee par la matiere noire, implique que la masse M(< K) a 1'interieur du rayon R est proportionnelle a R (Eq. 1.2), si bien que la densite de matiere noire varie comme R~2, done plus lentement que la densite des etoiles du halo. La masse d'une telle distribution diverge a 1'infini, et elle est necessairement tronquee a une certaine distance du Centre galactique. Mais on a vu plus haut que la masse totale de la Galaxie est au moins de 1012 M 0 , largement dominee par la matiere noire.

1.3

Distribution de la matiere interstellaire

On peut mesurer directement la distance d des etoiles par la determination de leur parallaxe geometrique (on atteint une precision sur la distance de (d/10 pc)% avec le satellite HIPPARCOS). D'autres methodes permettent des determinations indirectes de distance. La plus utilisee consiste a comparer leur magnitude apparente m a leur magnitude absolue M obtenue a partir de leur type spectral et de leur photometric. La magnitude est une mesure logarithmique de 1'energie E regue d'une etoile, definie par m = —2,5 logE + const. Par definition, la magnitude absolue M est egale a la magnitude apparente de 1'etoile supposee placee a une distance de 10 pc et observee en 1'absence d'absorption. C'est une quantite intrinseque a 1'etoile. S'il y a absorption, on a done

ou A est V extinction a la longueur d'onde consideree, en magnitude. II est malheureusement impossible de determiner par ces methodes la distance de la matiere interstellaire. Lorsqu'on parvient a associer cette matiere a des etoiles dont on peut mesurer les distances, il est cependant possible de 1'obtenir indirectement. C'est le cas pour les regions H n dont la ou les etoiles ionisantes sont connues. Pour les nuages neutres absorbants (nuages sombres), on peut chercher jusqu'a quelle distance on trouve des etoiles non absorbees dans leur direction. C'est ainsi que Ton a determine la distance des principaux nuages sombres du voisinage solaire, par exemple ceux de Taurus, de p Ophiuchi ou de Chamaeleon (Planche 19). A defaut, la seule possibilite est d'utiliser la vitesse radiale du gaz, obtenue par 1'observation d'une de ses raies d'emission ou d'absorption. Examinons cette methode (methode des distances cinematiques). La rotation du disque galactique dans lequel se trouve 1'essentiel du gaz n'etant pas celle d'un corps solide (rotation differentielle), les differents points d'une ligne de visee dans le plan du disque sont en general animes de vitesses

1.3 Distribution de la matiere interstellaire

11

FlG. 1.1 - Rotation differentielle de la Galaxie. S est la position du Soleil, C celle du Centre galactique et P le point etudie. Les autres parameitres sont definis dans le texte.

radiales differentes. II est commode de prendre pour origine de ces vitesses radiales le point coi'ncidant avec le Soleil mais anime seulement de la rotation du disque, le centre local des vitesses (en anglais Local Standard of Rest = LSR). Si 0 et 60 sont les vitesses lineaires de rotation d'un point P et du LSR, / la longitude galactique de P et R sa distance au Centre galactique (Figure 1.1), la vitesse radiale de P par rapport au LSR est

ou RQ est la distance du Soleil au Centre galactique et u la vitesse angulaire de rotation. Si le point P est proche, on a au premier ordre

en posant

un des deux parametres de Oort ; 1'autre parametre de Oort est

12


On peut aussi ecrire :

r etant la distance du point P, ce qui montre que la vitesse radiale s'annule aux longitudes galactiques 0, 90, 180 et 270 degres. On montre facilement que le mouvement propre (deplacement lateral apparent du point P) s'ecrit numeriquement

Si le point P a une latitude galactique 6 non nulle, il faut multiplier les valeurs de vrad obtenues ci-dessus par cos 6. La valeur locale des parametres de Oort est encore mal connue en raison de 1'incertitude sur dQ/dR. On a A(Ro) = 11-15 km s"1 kpc"1 et B(Ro] = —(12-14) km s"1 kpc"1. Pour une discussion recente voir Oiling & Merrifield [364]. La determination cinematique des distances est done une methode tres incertaine, non seulement pour cette raison mais surtout parce que la vitesse radiale s'annule pour certaines valeurs de la longitude galactique et a cause de 1'existence d'ecarts locaux a la rotation pure. Dans les meilleures conditions, on a une incertitude de 1'ordre de 0,5 kpc. De plus il y a ambigu'ite sur la distance pour la moitie du plan galactique, une meme vitesse radiale correspondant a deux distances possibles. Malheureusement cette methode est la seule utilisable pour cartographier la distribution de 1'hydrogene atomique H I a partir des vitesses mesurees avec la raie 21 cm. Pour les nuages moleculaires et surtout pour les regions HII, la situation est plus favorable car on peut souvent les associer a des etoiles jeunes pour lesquelles on obtient de meilleures distances par photometric (Russeil et al. [418]). La figure 1.2 est une carte du gaz ionise dense (regions H il) dans la Galaxie. Nous ne montrons pas de cartes semblables pour les composantes neutres car les distances cinematiques sont trop incertaines. La figure 1.3 compare la distribution radiale du gaz neutre atomique et moleculaire dans le disque de la Galaxie. La distribution radiale du gaz ionise suit a peu pres celle du gaz moleculaire (Figure 2 de Smith et al. [453]). Ces composantes n'ont pas la m£me echelle de hauteur perpendiculairement au plan galactique. Les regions HII suivent la distribution des etoiles tres jeunes et chaudes qui les ionisent, et ont comme elles une epaisseur d'environ 80 pc a demi-densite (Guibert et al. [199]). Mais il existe aussi du gaz ionise diffus partiellement associe au gaz atomique, dont 1'echelle de hauteur atteint 1 kpc (Reynolds et al. [405]). Le gaz moleculaire a partir duquel se forment les etoiles a la meme cinematique que les etoiles jeunes (dispersion de vitesses ~ 6 kms"1) et done la meme epaisseur, mais il existe aussi un disque moleculaire faible environ 3 fois plus epais (Dame & Thaddeus [102]). En ce qui concerne Hi, il faut distinguer le gaz relativement froid qui a une dispersion de vitesses de 1'ordre

1.3 Distribution de la matiere interstellaire

13

FlG. 1.2 - Schema de la structure spirale de la Galaxie. Les symboles representent des regions H n de distance connue, la taille du symbole etant liee au flux ultraviolet stellaire qui ionise le gaz. La position du Soleil, suppose ici etre a 8,5 kpc du Centre galactique (position 0,0), est representee par un triangle. Le meilleur ajustement des positions des regions H n est donne par une spirale logarithmique a 4 bras. Avec 1'aimable autorisation de Delphine Russeil [418].

de 9 kms -1 et une echelle de hauteur de 1'ordre de 210 pc (Malhotra [326]), semblable a celle du disque moleculaire epais dont nous venons de parler, et le gaz tiede et diffus qui occupe un disque encore plus epais (Falgarone & Lequeux [156] ; Dickey & Lockman [114]). Nous montrerons section 2.2 un exemple de calcul de 1'echelle de hauteur du gaz.

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FlG. 1.3 - Distribution radiale de la composante atomique et de la composante moleculaire de la matiere interstellaire dans la Galaxie, moyennee sur des anneaux concentriques. La distance RQ du Soleil au Centre galactique est prise egale a 8,5 kpc. L'emission des regions centrales n'est pas montree. La densite de surface de la composante moleculaire a ete estimee a partir des observations de la molecule CO en prenant un facteur de conversion X de 2,3 1020 mol. cm~ 2 (K km s"1)"1 (Eq. 6.26). Elle est probablement surestimee (Section 6.3). D'apres Binney & Merrifield [33], reproduit avec 1'autorisation de Princeton University Press.

Chapitre 2 Rayonnements et champ magnetique E MILIEU interstellaire est un milieu semi-ouvert (c'est-a-dire en interaction L faible avec I'exterieur), ou les sources d'energie sont multiples : rayonnement des etoiles, particules de haute energie, energie mecanique (supernovae, vents stellaires et rotation differentielle de la Galaxie). Dans ce chapitre, nous examinerons les champs de rayonnement qui affectent le milieu interstellaire. Les particules cosmiques de haute energie (qui constituent ce que 1'on appelle improprement le rayonnement cosmique pour des raisons historiques) seront examinees au chapitre 6, bien qu'elles puissent affecter la physique du milieu interstellaire. Les sources d'energie mecanique seront discutees dans les chapitres 10 a 14 avec la dynamique du milieu interstellaire. La derniere section de ce chapitre traitera du champ magnetique interstellaire et de sa mesure. Bien que le champ magnetique soit cree par des courants electriques qui circulent dans la matiere interstellaire, il est souvent commode de le considerer comme un parametre exterieur au meme titre que le rayonnement, d'ou sa place dans le present chapitre. La planche 2 montre 1'aspect de la Galaxie a differentes longueurs d'onde. Le lecteur trouvera interet a regarder cette planche qui illustre le present chapitre et les chapitres suivants.

2.1

Les champs de rayonnement

Le milieu interstellaire baigne dans divers rayonnements : le rayonnement galactique provenant directement des etoiles auquel s'ajoutent des photons produits par des processus secondaires dans le milieu interstellaire luimeme, et des rayonnements extragalactiques provenant des autres galaxies et de 1'Univers (rayonnement de corps noir a 2,726 K). Examinons d'abord rapidement ces derniers, qui affectent assez peu le milieu interstellaire.

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2.1.1

Chapitre 2 : Rayonnements et champ magnetique

Les rayonnements extragalactiques

La densite d'energie du rayonnement de corps noir de 1'Univers est de 0,26 eVcrn"3, ce qui est considerable. Mais etant donne sa temperature (2,726 K) ce rayonnement se trouve en ondes millimetriques et submillimetriques pour lesquelles le milieu interstellaire est tres transparent, si bien qu'il 1'affecte tres peu. II peut cependant jouer un r61e dans Pequilibre des populations des niveaux de rotation des molecules interstellaires, car beaucoup de ces molecules ont leurs transitions de rotation dans ce domaine de longueurs d'onde. Nous en verrons un exemple plus loin section 3.2.2. Le rayonnement provenant des galaxies et du milieu intergalactique est beaucoup plus faible et peut en general £tre neglige dans le plan galactique. Sa densite d'energie est 2 10~14 erg cm~3 soit 0,017 eV cm~ 3 , dont les 2/3 sont dans 1'infrarouge moyen et lointain a A > 6 //m (Puget & Guiderdoni [394]). Cependant la partie ultraviolette (UV) et X de ce rayonnement peut influencer fortement le gaz du halo galactique et des regions exterieures du disque. De grands progres ont ete faits recemment dans notre connaissance du rayonnement integre des galaxies, dont la distribution spectrale energetique est montree figure 2.1. On trouvera des details sur beaucoup d'aspects de ce rayonnement dans Leinert et al. [295].

2.1.2 Les rayonnements galactiques Observation des rayonnements galactiques

La figure 2.2 schematise la distribution spectrale energetique du rayonnement qui parvient dans la haute atmosphere terrestre a haute latitude galactique et ecliptique (brillance du ciel nocturne). A 1'altitude des observatoires terrestres les X, 1'UV et de grandes parties de PIR sont totalement absorbees, si bien qu'il faut monter au-dela de la basse atmosphere pour les observer. On gagne deja beaucoup en haute montagne, davantage a Paltitude des avions d'observation astronomique stratospherique (environ 14 km) et encore plus a Paltitude des ballons (environ 40 km). On s'affranchit du meme coup de Pabsorption et de la turbulence atmospherique qui affectent de fagon plus ou moins grave les observations du spectre electromagnetique. Mais la transmission dans PUV et 1'infrarouge lointain est encore mediocre, et la brillance du ciel nocturne dans le visible et dans PIR proche est encore dominee par Pemission des molecules O2 et OH de la haute atmosphere. II faut monter a Paltitude habituelle des satellites artificiels, 300 km ou plus, pour s'en affranchir ; mais Pemission monochromatique de Phydrogene et de Poxygene est encore importante dans PUV lointain (raies Lyman a a 1216 A et OI a 1302 A). Reste de toute fagon la lumiere zodiacale qui resulte de la diffusion de la lumiere solaire par les poussieres interplanetaires et de Pemission de ces poussieres dans PIR moyen et lointain. II est necessaire de construire un modele de cette lumiere et de le soustraire aux observations pour

2.1 Les champs de rayonnement

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FlG. 2.1 - La distribution spectrale energetique du fond extragalactique. La quantite vlv est portee en fonction de la frequence i/, Iv etant la brillance monochromatique du ciel en dehors de 1'atmosphere. L'interet d'utiliser vlv = XI\ est que cette quantite consideree dans un intervalle logarithmique quelconque de frequence (ou de longueur d'onde) represente directement 1'energie totale dans cet intervalle. Le rayonnement cosmologique a 2,726 K, qui domine en ondes millimetriques aux frequences inferieures a 500 GHz environ, n'est pas represente ici. Le rayonnement indique sur cette figure est entierement du a 1'emission integree des galaxies a differents decalages spectraux. Les differentes mesures sont symbolisees comme suit. SCUBA : mesures bolometriques avec le radiotelescope JCMT ; FIRAS, DIRBE : mesures avec le satellite CODE ; IRAS : mesure avec le satellite IRAS ; PHOT, CAM 15 /^m, 12 /zm, 6,5 /xm : mesures avec le satellite ISO ; HDF : emission integree des galaxies du Hubble Deep Field observe avec le Telescope Spatial ; UV : diverses mesures. En outre, des limites superieures sont deduites indirectement des observations de rayons gamma extragalactiques de tres haute energie par les dispositifs W/B et CAT. On trouvera les references a toutes ces determinations dans Gispert et al. [184], d'ou est tiree cette figure avec 1'autorisation de 1'ESO. Les lignes pointillees entourent les valeurs probables du fond extragalactique. obtenir le champ de rayonnement au-dela du Systeme solaire. On voit sur la figure 2.2 que ce dernier rayonnement est domine par les etoiles dans 1'UV (Figure 2.3), le visible et 1'IR proche, alors que les poussieres interstellaires dominent dans 1'IR moyen et lointain (voir aussi la Figure 2.4).

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FlG. 2.2 - La distribution spectrale energetique de la brillance du ciel en dehors de la basse atmosphere terrestre, aux latitudes galactique et ecliptique elevees. La quantite vlv est portee en fonction de la longueur d'onde comme pour la figure 2.1. Les emissions indiquees Airglow (pointilles) dues aux molecules OH et C>2 viennent de la haute atmosphere terrestre ; on peut s'en affranchir en observant a partir de satellites. Les emissions indiquees Lya et OI viennent de la magnetosphere terrestre et sont genantes meme en satellite. La brillance de la lumi^re zodiacale est indiquee en direction des poles ecliptiques, et est done minimale. L'indication « cirrus » est relative a la lumiere diffusee par la poussiere interstellaire a haute latitude galactique dans le visible, et a 1'emission par cette poussiere dans 1'infrarouge. L'emission integree des etoiles a haute latitude galactique est egalement indiquee dans le visible et 1'infrarouge proche, ainsi que celle du corps noir cosmologique (CMB) en ondes millimetriques. D'aprds Leinert et al. [295], avec 1'autorisation de 1'ESO. Le rayonnement UV, visible et IR proche Avant les recentes observations directes decrites par Leinert et al. [295], il etait necessaire de calculer ce rayonnement ail voisinage du Soleil a partir de la distribution plus ou moins connue des etoiles et des poussieres qui affectent leur rayonnement. Ceci a ete fait par divers auteurs, notamment Mathis et al. [331]. La figure 2.3 montre leur determination dans 1'ultraviolet, comparee a la determination de Gondhalekar et al. [191], ou les resultats d'un modele du meme genre sont calibres sur la photometric faite avec

2.1 Les champs de rayonnement

19

FlG. 2.3 - Distribution spectrale energetique du flux dans 1'ultraviolet integre sur tout le ciel (47T/A), en dehors de 1'atmosphere terrestre. Les cercles avec les barres d'erreur resultent de 1'integration directe des flux stellaires mesures avec le satellite TD1. La courbe provient du modele de Gondhalekar base sur des comptages d'etoiles, ou 1'extinction a ete ajustee sur ces observations. Les croix correspondent au modele de Mathis et al. [331]. Le champ du modele de Habing [202] a des valeurs tres proches. Adapte de Gondhalekar et al. [191]. le satellite TD1. L'accord entre Mathis et al. [331] et Gondhalekar et al. [191] est bon compte term des erreurs. Le champ interstellaire « typique » de Habing [202], souvent utilise, est aussi en bon accord avec les precedents. Le champ determine par Draine [120] est environ 2 fois plus eleve. La densite d'energie du rayonnement interstellaire pres du Soleil, integree sur toutes les longueurs d'onde, est d'environ 1 eV cm~3. L'integration du champ de Habing dans 1'ultraviolet de 912 a 2066 A (6 a 13,6 eV) donne une intensite / de 1,3 10~4 ergs~ 1 cm~ 2 sterad"1, soit une densite d'energie u = 4-7T//C de 5,4 10~14 erg cm"3 ou 0,034 eVcm~ 3 (Pak [367]). Le champ de Draine dans la meme bande est 1,64 fois plus eleve. II est encore plus utile de donner le champ de rayonnement integre entre 912 et 1130 A, car c'est le domaine de longueur d'onde responsable de 1'ionisation des especes autres que H, He, N, O et les gaz rares et de la photodissociation des molecules dans le milieu interstellaire neutre : le champ de Draine correspond a une intensite de 3,71 10~5 ergs"1 cm~ 2 sterad"1, soit une densite d'energie de 1,55 10~14 ergcm"3 ou 0,0097 eVcm~ 3 . II est necessaire de faire attention au choix du champ

20


FlG. 2.4 — Spectre de 1'emission de la poussiere interstellaire dans la Galaxie. L'energie emise vFv par une quantite de poussiere equivalente a un atome d'hydrogene du milieu interstellaire est indiquee en fonction de la longueur d'onde. Les observations (croix) sont relatives a la composante « cirrus » a haute latitude galactique. La courbe en trait plein resulte d'un modele, et est la somme de trois composantes qui seront decrites au chapitre 7. Voir la figure 7.14 pour une version plus recente. D'apres Desert et al. [110]. de reference dans les articles qui 1'utilisent. On designe par x le rapport entre le champ interstellaire UV a 1000 A dans 1'endroit etudie et le champ interstellaire local de reference de Habing, et par GO le rapport de la densite de rayonnement de 6 a 13,6 eV a celle de Habing. Nous ne ferons pas de difference entre ces deux quantites dans le present ouvrage, et les designerons par x- Le champ de rayonnement dans d'autres endroits de la Galaxie ne peut qu'etre deduit de modeles, dont le meilleur reste celui de Mathis et al. [331]. II faut remarquer que, presque partout dans la Galaxie, le champ de rayonnement est tronque brutalement en dessous de la discontinuity de Lyman de 1'hydrogene, a 911,3 A. En effet il existe de grandes quantites d'hydrogene atomique H I dans la Galaxie, qui absorbe completement le rayonnement aux longueurs d'ondes plus courtes que 911,3 A jusqu'a ce qu'il redevienne progressivement transparent en X mous (Figure 2.5). Le rayonnement UV lointain ne peut se propager que si 1'hydrogene est entierement ionise, ce qui se produit dans les regions HII. La situation est cependant plus complexe dans

2.2 Le champ magnetique interstellaire

21

le milieu interstellaire tres diffus et partiellement ionise, ou il y a suffisamment peu de HI pour que le rayonnement puisse se propager assez loin. C'est ce qui se passe pres du Soleil, ou la densite du milieu avoisinant est tres faible (c'est la Bulle locale). Ceci a permis d'observer quelques etoiles naines blanches proches dans tout le domaine UV, jusqu'aux X (Barstow et al. [21]). Mais dans tout ce qui suit nous admettrons que 1'on peut ignorer les photons UV de longueur d'onde inferieure a 911,3 A, sauf bien entendu dans les regions H n. Le rayonnement infrarouge moyen et lointain Ce rayonnement est maintenant assez connu dans 1'ensemble des longueurs d'onde au voisinage du Soleil grace aux satellites IRAS (InfraRed Astronomy Satellite), CODE (Cosmic Background Explorer) et ISO (Infrared Space Observatory) : figures 2.2, 2.4 et 7.14. Le milieu interstellaire etant relativement transparent a ces longueurs d'onde, on peut calculer ce rayonnement en differents points de la Galaxie plus aisement que le rayonnement UV ou visible. Mais d'un autre cote les photons infrarouges affectent assez peu le milieu interstellaire, sauf en ce qui concerne les nuages moleculaires dont 1'opacite peut etre substantielle meme dans 1'infrarouge lointain. Le rayonnement X Le gaz chaud du milieu interstellaire produit un rayonnement X mou, de basse energie (< 1 keV), auquel s'ajoute la contribution de restes de supernova, et un fond extragalactique qui devient evident aux energies > 1 keV ; nous n'avons pas mentionne ce fond extragalactique precedemment car son influence sur le milieu interstellaire est negligeable. Cependant le milieu interstellaire absorbe le rayonnement X, ce qui complique singulierement 1'interpretation des observations (Snowden et al. [457]). La Bulle locale autour du Soleil, une cavite irreguliere dont le rayon est de 1'ordre de 150 pc (Sfeir et al. [441]) contient du gaz chaud emetteur, mais une partie importante du rayonnement X mou provient aussi du halo galactique, loin de la bulle. Le rayonnement X mou joue un role dans le chauffage du milieu interstellaire diffus, qui sera discute chapitre 8.

2.2

Le champ magnetique interstellaire

Le champ magnetique interstellaire joue un role extremement important pour la physique du milieu interstellaire. A grande echelle, la pression magnetique et la pression des particules chargees de haute energie, elles-memes

22


FlG. 2.5 - Extinction interstellaire en fonction de la longueur d'onde. L'echelle des ordonnees donne la section efficace d'extinction des photons normalisee a un atome d'hydrogene. L'absorption aux longueurs d'onde inferieures a 91,2 nm est donnee pour 1'abondance solaire des elements (valeurs des abondances tres peu differentes de celles du tableau 4.2, colonne 2). La relation entre la longueur d'onde et 1'energie du photon est donnee en bas a droite (cette relation est utile pour les rayons X). L'enorme pic d'extinction vers 90 nm (900 A) est du au continuum d'absorption de Lyman de 1'atome d'hydrogene, qui produit son ionisation. Les sources sont, dans 1'ordre des longueurs d'onde decroissantes : trait continu : Draine & Lee [122], figure 6a, spheroi'des aplatis de silicate astronomique ; triangles : Rieke &; Lebovsky [409] ; carres pleins : Martin & Whittet [327] ; grands cercles : Cardelli et al. [68] ; petits cercles : Bastiaansen [22] ; trait continu : extinction UV moyenne ; au-dessus et au-dessous, en trait tirete : courbes d'extinction UV extremes, respectivement pour HD 204827 et pour HD 37023 (Fitzpatrick fc Massa [168]) ; trait plein de 91,2 a 5 nm : Rumph et al. 1985 ; trait plein de 5 a 0,12 nm : Morrison & McCammon [351]. Adapte de Ryter [419].

confinees par le champ magnetique, s'ajoutent a la pression cinetique non thermique1 pour contrebalancer 1'attraction gravitationnelle de la matiere du disque galactique, ce qui determine la distribution verticale de ce gaz. 1. Nous verrons que la pression thermique du gaz est negligeable a Pechelle du disque galactique vis-a-vis de la pression liee aux mouvements aleatoires du gaz, sauf pour le gaz chaud qui ne constitue cependant qu'une fraction negligeable de la matiere.


23

Ces trois pressions s'ecrivent, a z — 0 : 1. Pression cinetique macroscopique du gaz liee aux mouvements a grande echelle des nuages interstellaires : pc(0) = p{f2}, vz etant la vitesse quadratique moyenne des mouvements aleatoires a 1 dimension, telle que 2. Pression des particules cosmiques etant la densite d'energie de ces particules supposees essentiellement relativistes. 3. Pression magnetique Ces trois pressions sont chacune de 1'ordre de 10 12 dynes cm 2. On peut obtenir simplement 1'equation d'equilibre hydrostatique perpendiculairement au plan galactique si Ton suppose que ces pressions varient de la meme maniere avec z. Alors on peut poser (Section 1.2.2), Si on suppose aussi que avec const, ce qui est sensiblement exact pour le champ de gravitation des etoiles a z (Kuijken & Gilmore [271], Figure 14), lequation d'equilibre hydrostatique du gaz s'ecrit

avec p = p(l + a + j3](v1}. Dans cette equation, p est la densite du gaz tandis que Kz(z) est determine par toute la matiere presente dans le disque. La solution est

Jusqu'a des hauteurs de quelques centaines de parsecs, on a sensiblement Kz(z) ~ — az si bien que

et

avec

En prenant (^ 2 ; ) 1 / 2 = 9 kms 1, independant de z et a — 1,8 10 n cms~ 2 pc~ 1 , ce qui correspond a une densite totale de matiere dans le plan

24


galactique de 0,1 M0 pc~ 3 , on trouve h = 210 pc, en accord raisonnable avec les observations du H i (Malhotra [326]). A plus petite echelle, le champ magnetique joue un role determinant dans la physique de la contraction gravitationnelle des nuages moleculaires qui aboutit eventuellement a la formation des etoiles (Chapitre 14). II y a differentes possibilites pour mesurer le champ magnetique interstellaire, que nous allons examiner maintenant. Les conclusions gene-rales que Ton peut tirer de ces mesures seront discutees ensuite.

2.2.1

Mesure du champ magnetique par effet Zeeman

L'effet Zeeman est la levee de la degenerescence d'un niveau de moment cinetique total J = L + S non nul dans un atome ou une molecule sous 1'effet d'un champ magnetique. L est la somme des moments orbitaux des electrons et S la somme de leur moments de spin. Pour que cet effet existe, il suffit que 1'atome ou la molecule ait un moment magnetique N non nul. Dans ce cas une interaction apparait avec le champ magnetique B qui a pour effet de faire precesser le moment cinetique total J autour de B. Comme 1'orientation de J (ou de N) par rapport a B est quantifiee, le nombre quantique correspondant etant Mj = J , J — 1,..., — J, chacun des sous-niveaux Mj est deplace d'une quantite differente par cette interaction puisqu'elle depend de Tangle entre N et B, done de Mj. Le moment magnetique peut provenir soit du moment orbital total des electrons s'il n'est pas nul (L ^ 0 pour les atonies, ou A 7^ 0 pour les molecules diatomiques), soit du spin des electrons s'il existe un electron celibataire. Dans ce cas, le moment magnetique est de 1'ordre du magneton de Bohr :

ou e et me sont respectivement la charge et la masse de 1'electron. Le moment magnetique peut aussi provenir, dans le cas des molecules, de charges localisees ou du spin des noyaux. Alors le moment magnetique est voisin de :

mp etant la masse du proton. Dans le cas des atomes, le champ magnetique separe un niveau J en 2 J + 1 sous-niveaux equidistants d'energie

ou Ej$ est 1'energie du niveau en 1'absence de champ magnetique ; gj est le facteur de Lande


25

qui represente le couplage spin-orbite des electrons et ne differe de 1 que pour les atomes de spin total S ^ 0. Les regies de selection sont AM = 0, M ^ 0 et AM = ±1. La raie J + 1 —>• J se separe : 1. soit en trois composantes : une composante 7r(AM = 0), et deux composantes cr(AM = ±1) si S = 0 ; 2. soit en plusieurs composantes ?r(AM = 0) et cr(AM = ±1) si S j^ 0. Les composantes TT sont polarisees lineairement parallelement au champ magnetique et passent par un maximum quand la ligne de visee est perpendiculaire a B ; les composantes a sont polarisees circulairement dans le plan perpendiculaire a B. Lorsque la ligne de visee est alignee avec le champ, la composante TT est absente et on n'observe que les composantes a qui sont polarisees en sens inverse 1'une de 1'autre. Ce sont elles qui sont utilisees en pratique dans 1'observation. L'expression du deplacement par rapport a la frequence centrale d'une raie J, J — 1 est :

Dans le cas de 1'atome d'hydrogene, Ai/ = 2,8//B-6||/(l A*G), d'ou un deplacement de 1,4 Hz /LtG"1. L'effet est du meme ordre de grandeur pour les raies des molecules OH et CH (voir Bel & Leroy [25]). Des deplacements aussi petits vis-a-vis de la largeur Doppler des raies, qui se compte en kHz, sont evidemment tres difficiles a mesurer. La seule possibilite est de comparer les frequences d'une paire de composantes a en profitant du fait qu'elles sont polarisees circulairement en sens inverse. On mesure alors B\\. Des resultats positifs ont ete obtenus sur des nuages Hi relativement denses, ou des champs magnetiques de 10 a 3000 /zG ont pu etre mesures. Par centre le champ magnetique general, qui est de 1'ordre de quelques /zG seulement, est trop faible pour etre mesurable par cette technique.

2.2.2

Mesure du champ magnetique par rotation Faraday

Les electrons libres d'un milieu ionise font de ce milieu, en presence d'un champ magnetique, un dielectrique dont 1'indice de refraction est different pour les deux polarisations circulaires opposees. Or une onde polarisee rectilignement, comme 1'est frequemment celle emise par les sources galactiques ou extragalactiques de rayonnement radio synchrotron ou par les pulsars, peut etre decomposee en deux on des polarisees circulairement en sens inverse. La propagation d'une telle onde dans un plasma magnetise conduit done a un dephasage entre ces composantes et a une rotation du plan

26


de polarisation rectiligne, la rotation Faraday, d'angle (Rohlfs & Wilson [413], p. 43)

ou e. et me sont la charge et la masse de 1'electron, v la frequence de 1'onde, n& la densite electronique, B\\ la composante longitudinale du champ magnetique et L la longueur de la ligne de visee. On ecrit souvent 0 = X2RM, ou RM est dit mesure de rotation (Rotation Measure en anglais). On a :

la longueur d'onde A etant exprimee en metres. Seule la valeur moyenne algebrique de la composante longitudinale B\\ du champ magnetique peut ainsi etre mesuree. Pour cela, on effectue des mesures de Tangle de position de 1'onde a au moins trois frequences differentes, pour lever les ambigui'tes par des multiples de n dans la rotation. Mais il faut aussi connaitre la densite electronique. Pour cela on utilise comme source des pulsars, qui emettent des ondes polarisees lineairement par impulsions tres courtes. Le plasma est dispersif, et la difference entre les temps d'arrivee de 1'impulsion aux frequences v\ et v?. (y\ > v?) est :

dont la mesure determine (ne). On peut par ailleurs obtenir independamment la distance des pulsars observes, ce qui permet de cartographier le champ magnetique. L'etude de la mesure de rotation de la polarisation du rayonnement de sources radio extragalactiques, si elle est moins puissante pour determiner la valeur du champ magnetique, fournit des resultats qualitatifs en bon accord avec la methode ci-dessus (voir par exemple Clegg et al. [90]). La composante aleatoire du champ magnetique conduit a une depolarisation du rayonnement des sources qui depend de la frequence. Sa mesure permettrait en principe de determiner cette composante si la modelisation n'en etait pas aussi complexe (Sokoloff et al. [459]).

2.2.3

Estimation du champ magnetique a partir du rayonnement synchrotron galactique

Les electrons relativistes qui circulent dans le milieu interstellaire (Section 6.1) emettent dans le champ magnetique galactique du rayonnement


11

synchrotron dans le domaine radio (un ouvrage tres complet sur le rayonnement synchrotron est celui de Sokolov & Ternov [460]). Ce rayonnement est fortement polarise lineairement. Le fait que Ton observe dans de nombreuses regions de la Galaxie, et dans les galaxies exterieures, des regions ou le degre de polarisation lineaire atteint ou depasse 70 %, montre que le champ magnetique est sou vent bien ordonne. La direction de la polarisation etant perpendiculaire au champ magnetique, on peut connaitre 1'orientation du champ a condition de la corriger de la rotation Faraday. Si 1'on connait par ailleurs le flux d'electrons relativistes, on peut remonter au module du champ magnetique. L'interet de cette methode est qu'elle est sensible a tout le champ magnetique, et pas seulement a B\\. Pour une distribution isotrope d'electrons d'energie E, la frequence caracteristique du rayonnement synchrotron dans un champ magnetique B est (Lang [280], p. 29)

soit numeriquement

Done un electron de 5 GeV (observable de 1'espace) emet autour de 2 000 MHz (observable du sol) dans le champ galactique typique de 5 /zG. Un spectre d'electrons en loi de puissance

produit un spectre radio egalement en loi de puissance :

ou 0(7) est un facteur voisin de 1 tabule par Rohlfs & Wilson [413], tableau 9.2. L est la longueur de la ligne de visee en cm. Au voisinage du Soleil :

Le spectre radio du continuum synchrotron de la Galaxie est en loi de puissance, avec une pente de -0,75 qui est en accord avec 1'exposant —7 ~ —2, 5 du spectre des electrons cosmiques. Mais il n'est pas sur que le flux d'electrons cosmiques observe pres de la Terre soit representatif d'une region plus etendue de la Galaxie, si bien qu'il est dangereux de se servir pour obtenir

28


le champ magnetique d'une combinaison directe entre le flux d'electrons relativistes et une determination, d'ailleurs difficile, de la densite d'energie du rayonnement synchrotron. II vaut mieux combiner le rayonnement gamma et le rayonnement synchrotron de la Galaxie. Le flux gamma est proportionnel au produit du flux de protons cosmiques par la densite de la matiere interstellaire (Section 6.2.1), tandis que le flux synchrotron est proportionnel au produit du flux d'electrons cosmiques par B^+l^2. Si on connait la distribution de la matiere interstellaire et si on se donne le rapport des flux des electrons et des protons cosmiques (~ 0,1 a une meme energie, Section 6.1.7) on peut en principe determiner le champ magnetique. Cette methode presente aussi des dangers, et on utilise le plus sou vent, comme on le verra au chapitre 6, le rayonnement gamma pour determiner la densite du milieu interstellaire en se donnant le flux de rayons cosmiques !

2.2.4

Estimation de la direction du champ magnetique par polarisation lineaire de la lumiere

On observe une faible polarisation lineaire de la lumiere visible des etoiles, qui est correlee avec 1'extinction de cette lumiere due aux poussieres interstellaires. Ceci suggere que cette polarisation est due a une anisotropie et un alignement partiel sur le champ magnetique des grains responsables de 1'extinction pourvu qu'ils ne soient pas spheriques (pour un article recent voir Roberge & Lazarian [412]). Le materiau qui constitue ces grains est au moins diamagnetique, et peut-etre partiellement paramagnetique ou ferromagnetique si les grains contiennent des elements a electrons celibataires. Par ailleurs, les grains subissent continuellement des echanges avec le gaz interstellaire, qui les mettent en rotation. En eflfet, les collisions avec les atomes et molecules du gaz, mais aussi 1'ejection de la molecule H2 qui peut se former sur leur surface (Chapitre 9), exercent un couple sur les grains. Ceuxci etant generalement charges, la rotation contribue au moment magnetique total M du grain. L'ordre de grandeur de cette contribution est go;a2/2c, ou q et a sont respectivement la charge et le rayon du grain et u; sa vitesse angulaire. Le champ magnetique B exerce sur le grain un couple M x B. Si le moment angulaire J du grain et B ne sont pas alignes, ce couple fait precesser le grain autour de B, ce qui produit globalement un certain alignement des grains, et done une anisotropie optique du milieu. Get alignement est limite par les collisions qui changent la direction et Pamplitude de J, mais on peut montrer que la periode de precession est notablement plus courte que 1'intervalle entre deux collisions, ce qui permet statistiquement 1'anisotropie. Etant donnee 1'incertitude sur les proprietes des grains et 1'origine de leur moment magnetique, il n'est pas possible d'etre quantitatif, ni meme de predire avec certitude si la direction de la polarisation lineaire de la lumiere transmise


29

est parallele ou perpendiculaire au champ magnetique (!'observation suggere cependant qu'elle lui est parallele). Plus recemment, on a detecte la polarisation du rayonnement infrarouge lointain emis par les poussieres interstellaires, ce qui donne egalement des informations sur la direction du champ magnetique.

2.2.5

Resultats

A grande echelle, les observations de la rotation Faraday et, dans une moindre mesure de la polarisation optique et radio synchrotron, montrent qu'il existe un champ magnetique ordonne. Rand & Lyne [399] trouvent, en comparant & des modeles les observations de nombreux pulsars, un champ magnetique regulier de 1,4 ^tG, sensiblement dirige vers la longitude galactique 90°, done perpendiculaire a la direction du Centre galactique, ce qui suggere une orientation sensiblement le long des bras spiraux. La direction de ce champ se renverse a 0,4 kpc en direction du Centre galactique, puis a 5,5 kpc. Ce champ ordonne, plus ou moins parallele aux bras, se retrouve dans les galaxies proches, ce qu'on voit clairement grace a la direction de polarisation du rayonnement synchrotron. Au champ ordonne se superpose un champ desordonne de 5 p,G environ, done nettement plus grand (Rand & Kulkarni [398]). Ce champ desordonne domine la polarisation optique des etoiles proches (Leroy [302]). La densite d'energie correspondant au champ magnetique total est de 1 eVcm~ 3 . L'existence d'un rayonnement synchrotron radio dans le halo

FlG. 2.6 - Intensite du champ magnetique dans des nuages sombres (nuages moleculaires) en fonction de la densite. Les points correspondent aux observations, les triangles indiquent des limites superieures. La droite est la relation B oc n(H)°' 45 . D'apres Crutcher [98], avec la permission de 1'AAS.

30


de nombreuses galaxies, dont la notre, est une preuve directe de la presence d'un champ magnetique a grande distance du plan galactique. Le champ magnetique est probablement entraine par le gaz ionise ejecte par les explosions de supernovae dans le disque, comme on peut le voir en examinant les « cheminees » qui partent du disque dans les galaxies vues par la tranche (Chapitre 15 et Planche 31). A 1'echelle des nuages interstellaires dans la Galaxie, 1'intensite du champ magnetique semble croitre avec la densite (dans la mesure ou celle-ci peut etre consideree comme raisonnablement determinee), mais moins vite que ne le predit la conservation du flux magnetique pendant la contraction spherique d'un nuage (Figure 2.6). Si ce flux etait conserve on devrait avoir B oc n 2 / 3 , ce qui n'est pas observe. Ceci montre que le flux magnetique n'est pas conserve lors de la contraction d'un nuage de gaz, ou bien que la contraction n'est pas spherique. Ce point sera discute au chapitre 14. Une certaine confusion regne sur la direction du champ a cette echelle. Elle vient du fait que les mesures de polarisation de la lumiere, seules utilisables dans ce cas, ne peuvent donner de reponse sans ambigui'te. Cependant, dans le cas du Centre galactique, les observations de polarisation en emission de la poussiere dans 1'infrarouge lointain (par exemple Novak et al. [363]), ou de 1'emission synchrotron en radio (par exemple Lang et al. [279]), donnent des renseignements tres precieux sur le champ magnetique et permettent en particulier d'en connaitre la direction sans ambigui'te.

Chapitre 3 Transfert du rayonnement et excitation ANS LES QUATRE chapitres qui suivent celui-ci, nous allons decrire les D differentes composantes du milieu interstellaire lui-meme, et surtout les methodes qui permettent de les etudier. II nous parait indispensable de donner auparavant quelques elements sur le transfert du rayonnement et 1'excitation des niveaux d'energie des atonies et molecules, qui sont necessaires pour comprendre la suite. Ann d'aller du simple au complique, nous commencerons par etablir 1'equation de transfert, ce qui fait intervenir le cas simple d'un systeme a deux niveaux d'energie ou les collisions avec les atomes ou les molecules du milieu determinent completement les populations de ces niveaux. C'est Yequilibre thermodynamique local (ETL). Nous aborderons ensuite le cas d'un systeme a deux niveaux hors ETL, en incluant une discussion du formalisme d'echappement des photons et de 1'approximation du grand gradient de vitesse. Enfin, nous discuterons les systemes a plus de deux niveaux, terminant par une discussion simplifiee des masers interstellaires. Notre experience nous ayant montre que les autres astronomes ont des difficultes a comprendre les notations utilisees par les radioastronomes, nous les expliquerons dans le present chapitre. On trouvera dans les chapitres suivants diverses applications des notions developpees dans celui-ci.

3.1 3.1.1

L'equation de transfert Demonstration

Considerons un milieu forme d'atonies ou de molecules pour lesquels on peut se contenter de considerer seulement deux niveaux d'energie / (pour lower en anglais, le niveau fondamental) et u (pour upper, le niveau excite), separes par une energie E. Nous nous interessons au transfert du rayonnement a travers ce milieu aux frequences v voisines de VQ = E/h. Un rayonnement

32

Chapitre 3 : Transfert du rayonnement et excitation

d'intensite specifique !„ a la frequence v (unite : erg cm~ 2 Hz"1 sterad"1 s~1) arrive sur une tranche du milieu. Sur la distance ds le long de la direction de propagation, le rayonnement a la frequence v est diminue par 1''absorption dans la raie spectrale par ceux des atonies dans 1'etat / qui sont susceptibles d'interagir avec ce rayonnement. Soit n/(z/) la densite de ces atonies. Simultanement, le rayonnement est augmente par Remission spontanee de ceux des atonies dans 1'etat u de densite nu(v) qui rayonnent a la frequence v, et par leur emission stimulee (aussi dite emission induite) a cette frequence. La probabilite de transition vers le haut par unite de temps (excitation radiative) s'ecrit

ou uv — 47r/J//c (unite : erg cm 3 Hz 1) est la densite d'energie monochromatique a la frequence v du rayonnement suppose isotrope (cas du champ de rayonnement interstellaire local)1. B\u est le coefficient d'absorption d'Einstein. Inversement, la probabilite de transition vers le bas par unite de temps (desexcitation radiative) est

ou Aui est la probabilite d'Einstein d'emission spontanee et Bui le coefficient d'emission stimulee. Le bilan des transitions radiatives donne 1'equation de transfert

Insistons sur le fait que cette equation est etablie pour une frequence donnee a 1'interieur de la raie spectrale. On sera quelquefois amene a 1'integrer sur le profil de la raie. Defmissons le coefficient d'absorption

la profondeur (ou epaisseur) optique

et la fonction source

1. Un autre cas important est celui ou le rayonnement est directif, provenant d'une source eloignee, par exemple une etoile. Alors Pintensite est, pour une etoile de rayon R* et de brillance Bv(Teff) a la distance D, lv = (TrR*/D'2)Bl,(Teff) et la densite d'energie du rayonnement est simplement uv = I^/c.

3.1 L 'equation de transfert

33

L'equation de transfert s'ecrit alors simplement

Si la fonction source est constante le long de la ligne de visee, 1'equation ci-dessus s'integre facilement pour donner

On notera que ces equations sont generates et n'impliquent rien sur les phenomenes qui regissent les populations des niveaux d'energie. Nous supposons pour le moment que le milieu est a Yequilibre thermodynamique local (ETL) a la temperature T. Ceci signifie que la population des niveaux est entierement determinee par les collisions et obeit a la loi de Boltzmann2

ou gu et gi sont les poids statistiques (nombres de sous-niveaux) des niveaux u et I respectivement3. Si la profondeur optique est tres grande, Iv doit tendre vers 1'intensite du corps noir (fonction de Planck) BU(T] pour la temperature du milieu. Ceci implique que Sv = BU(T}, si bien qu'on a

Flagons nous au centre de la raie (y = VQ) et identifions terme a terme, dans 1'equation 3.6, S^ a la fonction de Planck BVQ(T]

En utilisant 1'equation de Boltzmann, on obtient alors les relations d'Einstein entre les probabilites ou coefficients d'emission et d'absorption

2. En toute rigueur, la loi de Boltzmann s'ecrit nu/ni = (gu/g\] exp(—hi>Q/kT], en ne faisant intervenir que les populations totales n; et nu des deux niveaux. II est done necessaire, pour ecrire 1'equation 3.9, de supposer que la forme de la raie spectrale qui resulte de la transition est la meme en absorption et en emission, c'est-a-dire que les distributions de ni(u) et de n u (^) en fonction de la frequence sont identiques. 3. Le poids statistique d'un niveau n dont le moment angulaire total est represente par le nombre quantique J est gn = 2J + 1.

34


et

En remarquant que v est tres voisin de z/o dans la raie, le coefficient d'absorption s'ecrit alors, en fonction de Aui seulement,

On voit done que KV est proportionnel a la densite n. Definissons la densite de colonne des atonies N — f n ds (unite : atomescm~ 2 ): c'est le nombre d'atomes dans un cylindre de section unite le long de la ligne de visee. L'epaisseur optique rv (Eq. 3.5) est proportionnelle aN. Remarquons que les equations 3.11, 3.12 et 3.13 sont generates malgre le fait que nous avons fait intervenir 1'ETL dans la demonstration. Cependant la fonction source Sv n'est egale a la fonction de Planck Bv que pour un processus de rayonnement thermique par un milieu a 1'ETL, ceci quelle que soit sa profondeur optique.

3.1.2

Approximation de Rayleigh-Jeans. Notations radioastronomiques

Aux frequences radio, et notamment a 1420 MHz (A = 21,1 cm), frequence de la raie de 1'hydrogene atomique dont on parlera au chapitre suivant, hv Te(O)), la raie apparait en emission, tandis qu'elle est en absorption au cas contraire (c'est une propriete absolument generale, valable meme si le milieu n'est pas a 1'ETL). Dans le cas optiquement mince ou rv TB) pour une source plus etendue pour laquelle on recupere de 1'energie dans les lobes secondaires. Si la source visee par 1'antenne est plus petite que son lobe primaire, ce qui est frequent notamment dans le cas des observations extragalactiques, TA ou Tmb < TB et on dit qu'il y a dilution de lobe. Pour une discussion complete des problemes de rendement et d'etalonnage des antennes, voir Rohlfs & Wilson [413] et Kutner & Ulich [275]. II est interessant de donner quelques expressions utiles pour comprendre les articles de radioastronomie et d'astronomie infrarouge.

36


La puissance regue d'une radiosource (ponctuelle ou etendue) s'exprime en densite de flux S^, quantite monochromatique dont 1'unite dans le systeme international d'unites est le Wm~ 2 Hz~ 1 . On utilise plut6t un sous-multiple de cette quantite, le jansky :

Pour une source etendue uniforme de brillance Iv sous-tendant un angle solide f2, la densite de flux est Sv = Iv$l. Une antenne de surface equivalente Aeq visant dans 1'axe une source ponctuelle de densite de flux Sv capte la puissance

Si la source est a une distance angulaire #, de 1'axe, 1'energie captee Pv(9, ) est evidemment plus petite que si elle etait dans 1'axe, et est reduite par un facteur Gv(0, 0)/G'I/(0, 0), ou Gv est le gain de 1'antenne defini comme

Le gain exprime les proprietes de directivite de 1'antenne. II est normalise de telle fagon que

Supposons maintenant que 1'on plonge 1'antenne dans une enceinte rayonnant uniformement dans toutes les directions avec une temperature de brillance T. La puissance totale regue par 1'antenne est alors kT par intervalle unite de frequence. L'enceinte rayonne avec 1'intensite specifique (Eq. 3.17)

mais 1'antenne n'etant sensible qu'a une polarisation ne peut capter que la moitie de cette puissance. Dans la direction (#, 0) elle capte dans I'angle solide d£l

En integrant sur tous les angles solides et en ecrivant que la puissance totale captee est kT on obtient 1'expression du gain dans 1'axe

Puisque le pouvoir de resolution angulaire d'une antenne circulaire est de 1'ordre de \/D et que sa surface est de 1'ordre de D2, le gain dans 1'axe

3.1 L 'equation de transfert

37

est voisin de 1'inverse de Tangle solide (en steradian) sous-tendu par le lobe primaire de 1'antenne. En ondes millimetriques et submillimetriques, les radioastronomes ont 1'habitude de conserver la notation en temperature bien que 1'approximation de Rayleigh-Jeans ne soit plus valable, ce qui peut occasionner des confusions. La temperature de brillance reste definie par 1'expression de Rayleigh-Jeans, mais on 1'affecte d'un asterisque pour eviter autant que possible les confusions :

TQ est evidemment different de la temperature d'un corps noir qui emettrait la meme intensite specifique, qui est

3.1.3

Temperature d'excitation

Si Ton desire obtenir 1'intensite totale d'une raie, il faut integrer 1'equation de transfert ou sa solution sur les frequences. II faut pour cela connaitre la distribution spectrale normalisee de 1'intensite de la raie a remission, ûi(v} tel que

Le coefficient d'absorption s'ecrit alors

ou nu et HI sont les densites totales d'atomes dans les niveaux u et / respectivement. Si, par analogic avec 1'expression de Boltzmann pour 1'equilibre des populations des niveaux a 1'ETL (Eq. 3.9), on definit la temperature d'excitation Tex par 1'equation

ou i/o est la frequence centrale de la raie, le coefficient d'absorption s'ecrit, en substituant 1'equation 3.31 dans 1'equation 3.30,

38


ou dans 1'approximation de Rayleigh-Jeans

Dans la pratique, on exprime souvent la forme de la raie en fonction de la vitesse radiale v plutot qu'en fonction de la frequence. Si on appelle At/ (ou At> si on 1'exprime en vitesses radiales) la largeur de la raie a demi-intensite, on a sensiblement 4>ui(vo) ~ 1/Av = C/(VQ&V). L'epaisseur optique TO au centre de la raie s'ecrit en fonction de la densite de colonne NI des atomes dans le niveau I

La temperature d'excitation n'a de sens physique qu'a 1'ETL. Dans le cas general, elle peut prendre des valeurs quelconques et meme negatives, ce qui correspond a une inversion des populations des niveaux, c'est a dire a un effet maser (Section 3.3).

3.2 3.2.1

Systeme a deux niveaux d'energie hors ETL Relations generates

Dans le cas general, les transitions radiatives ne sont pas negligeables devant les collisions pour peupler les niveaux d'energie. Si 1'on suppose que les populations des niveaux sont statistiquement en equilibre avec le rayonnement et les collisions, on peut ecrire que le nombre de transitions vers le haut par unite de temps est egal au nombre de transitions vers le bas (equation d'equilibre statistique) :

RIU et Rui sont les probabilites d'excitation et de desexcitation radiative (Eq. 3.1 et 3.2). Ciu et Cui sont les probabilites d'excitation et de desexcitation collisionnelles, qui sont evidemment proportionnelles a la densite n des particules responsables des collisions. II existe une relation entre ces quantites que 1'on obtient en se plagant dans le cas de 1'ETL. Alors

et comme on a alors

TK etant la temperature cinetique,

3.2 Systeme a deux niveaux d'energie hors ETL

39

Cette expression ne contient que des parametres atomiques et reste valable dans le cas general a condition de pouvoir definir une temperature cinetique. Revenant au cas general d'un systeme a deux niveaux hors ETL, on peut alors ecrire en explicitant les valeurs de RIU et Rui a partir de la probabilite d'emission spontanee Aui, et en utilisant les relations d'Einstein (Eq. 3.12 et 3.13),

Si 1'approximation de Rayleigh-Jeans est valable, cette expression se reduit a

en posant

quantite sans signification physique. On verifie que, si les collisions dominent, TO est grand et Tex ~ TK (equilibre collisionnel ou ETL). Si au contraire les collisions sont negligeables, T0 est petit et Tex ~ TB (equilibre radiatif). On peut ecrire la probabilite de desexcitation collisionnelle comme

oii n est la densite des particules responsables des collisions, v leur vitesse et aui est la section efficace de desexcitation collisionnelle, qui depend de v en general. Les crochets signifient qu'on prend la moyenne sur toutes les vitesses relatives v. II existe une densite critique ncrn ou les transitions collisionnelles et radiatives ont des importances egales. Elle s'ecrit

et dans 1'approximation de Rayleigh-Jeans

3.2.2

Cas de 1'equilibre radiatif pur

Un cas interessant ou les transitions sont dominees par le rayonnement est celui des molecules CN et CH presentes dans le milieu interstellaire diffus. CN, par exemple, a une transition J = 1 —> 0 a 2,64 mm de longueur d'onde, avec A\Q ~ 10~5 s"1, valeur relativement grande. On peut montrer que

40


la population des niveaux est completement determinee par le rayonnement tant que la densite de H i est inferieure a 103 atomecm"3, ce qui est le cas dans le milieu interstellaire neutre atomique que nous definirons au chapitre suivant. Alors, la temperature d'excitation Tex est egale a la temperature du rayonnement a 2,64 mm. II est possible de sender les populations des niveaux 0 et 1 grace a des transitions electroniques qui partent de ces niveaux. Elles sont dans 1'ultraviolet proche, aux environs de 3874 A (cf. references dans Meyer et al. [344]). En mesurant le rapport d'intensite de ces raies vues en absorption devant des etoiles brillantes, on a pu determiner Tex(l-Q) = 2,8 ± 0,1 K. Le rayonnement cosmologique de 1'Univers a ete decouvert apres les premieres observations de ce phenomene. C'est le rayonnement d'un corps noir a 2,726 ± 0,010 K, et il domine entierement le champ de rayonnement en ondes millimetriques, sauf au voisinage des sources de continuum ou des raies spectrales intenses. On avait done sans le savoir deja decouvert ce rayonnement grace a cette transition de la molecule CN et a d'autres transitions analogues. Une verification interessante de la predominance du rayonnement pour etablir la population des niveaux est le fait que la raie de CN a 2,64 mm est inobservable devant le rayonnement de 1'Univers, aussi bien en emission qu'en absorption.

3.2.3

Couplage de 1'excitation et du transfert, approximation LVG

On a vu que 1'equilibre des niveaux est determine a la fois par la densite locale et par le champ de rayonnement dans la raie. Or ce champ de rayonnement est lui-meme determine par les proprietes des atonies ou molecules emetteurs dans le reste du milieu. II est done en principe necessaire de resoudre simultanement 1'equation d'equilibre statistique et 1'equation de transfert pour 1'ensemble du milieu considere. C'est une operation qui est maintenant a la portee des micro-ordinateurs. Cependant des simplifications analytiques utiles sont possibles dans deux cas. Le premier cas est celui des regions profondes d'un milieu tres optiquement epais. Les particules emettrices de ces regions etant isolees du monde exterieur, une consequence du deuxieme principe de la thermodynamique est que le milieu est en equilibre a la fois avec les collisions et le rayonnement. En consequence Tex = TB = TK quelle que soit la densite. Cependant ces regions n'etant pas observables de 1'exterieur dans la raie, ce cas n'a qu'un interet academique. Le second cas est beaucoup plus interessant. Considerons un milieu emettant une raie localement etroite et dont la largeur 6v est dominee par 1'effet Doppler lie au mouvement des particules emettrices (agitation thermique et eventuellement microturbulence). Supposons d'autre part qu'il y ait des gradients de vitesse importants a grande echelle, dus par exemple a un effondrement ou une expansion d'ensemble du milieu,

3.2 Systeme a deux niveaux d'energie hors ETL

41

ou a une macroturbulence importante. Alors, une frequence donnee dans la raie n'est emise que par une region restreinte de la ligne de visee, celle dont la vitesse radiale moyenne correspond a cette frequence. On peut alors utiliser I'approximation du grand gradient de vitesse (approximation LVG, de 1'anglais Large Velocity Gradient], initialement due a Sobolev et developpee dans le cas des raies moleculaires millimetriques par Scoville & Solomon [437] et Goldreich & Kwan [186]. L'approximation LVG implique aussi que le gradient de vitesse, la densite et les temperatures cinetique et d'excitation sont uniformes dans le milieu. Comme il est assez difficile et rarement explicite dans la litterature, nous aliens donner le calcul complet conduisant a une approximation analytique, d'apres Surdej [478]. L'equation d'equilibre statistique local s'ecrit (voir Eq. 3.35, 3.1 et 3.2)

ou (u(r)) est la densite moyenne du rayonnement local dans la raie a la position r etudiee. (u(r)) est lie a la fonction source 5(r') dans 1'ensemble du milieu par la relation

ou K(r — r') est une fonction qui depend du champ de rayonnement dans 1'ensemble du milieu et de la propagation de ce rayonnement. Si cependant il existe un grand gradient de vitesse, les photons qui interagissent dans la raie au point r ne proviennent que d'une faible distance / telle que

ou Sv est la largeur locale de la raie, Ay est la gamme totale de vitesse et R la dimension totale du milieu le long de la ligne de visee. Admettons de plus la redistribution complete des frequences, c'est-a-dire qu'un photon absorbe est reemis (« diffuse ») sans garder la memoire de la direction d'arrivee, de la frequence et de la polarisation du photon incident, ce qui est une hypothese assez raisonnable. La raie emise a alors la meme forme que la raie absorbee. On peut considerer la fonction source comme approximativement constante dans un volume de rayon / autour du point etudie, et la densite locale de rayonnement peut s'ecrire simplement

/?(r) etant la probabilite d'echappement d'un photon de la raie au point r. L'expression de la probabilite d'absorption a = 1 — (3 d'un photon

42


de frequence v a 1'emission dans line direction s est

Le premier terme (exponentiel) de cette equation represente la probabilite pour qu'un photon de frequence v atteigne sans etre absorbe le point d'abscisse s dans la direction consideree. Le second terme est la probabilite d'absorption de ce photon entre les points d'abscisse s et s + ds. 0 est le profil normalise de la raie, et le terme (vQ/c)(dvs/ds) dans son argument est Peffet Doppler du au gradient de vitesse sur la ligne de visee. L'integrate est limitee en fait au point d'abscisse s(v) ou le photon sort du profil de raie local. Par hypothese, ce point est assez proche du point d'emission du photon. On peut simplifier 1'equation 3.49 en effectuant les changements de variable suivants :

et

En raison des hypotheses, K(V) et dvs/ds peuvent etre consideres comme constants dans les integrates, et on peut poser

L'expression de la probabilite d'absorption devient

c'est-a-dire

En integrant sur le profil de la raie suppose limite entre les frequences — Av et +Az/ (en gros, Az/ est la largeur locale de la raie a demi-intensite), on a

3.2 Systeme a deux niveaux d 'energie hors ETL

43

En utilisant la transformation de variables / = v — i/o, d'ou df = dv, on obtient

En utilisant la normalisation de la fonction $(y — z/o), on a

On notera que

selon le signe de dvs/ds. L'effet Doppler pour le point s(i') a partir duquel on peut negliger 1'absorption est tel que

si bien que

Ceci permet d'obtenir 1'expression finale de la probabilite d'absorption dans la direction s

la probabilite d'echappement etant done

II faut maintenant integrer la probabilite d'echappement dans toutes les directions pour avoir la probabilite d'echappement globale. Considerons pour simplifier le cas plan-parallele. Soit [i le cosinus de Tangle (s, n) entre la direction de visee s et la normale n aux couches du milieu. En ecrivant on a

Posons maintenant

44


expression integree sur le profil de raie, z etant la coordonnee normale aux couches du milieu. TO est 1'epaisseur optique moyenne normale du milieu dans la raie. D'autre part

En appliquant 1' approximation d'Eddington qui revient a remplacer fi2 par la valeur moyenne de cos2(s, n) sur toutes les directions du demi-espace, soit 1/3, on obtient le resultat final : la probabilite d'echappement est

On remarquera que (3 —> 1 si TO —» 0 et que (3 —> 1/3 TO si r —> oo. En reprenant 1'equation d'equilibre statistique (Eq. 3.45), 1'expression de la temperature de brillance dans la raie devient, dans 1'approximation de Rayleigh-Jeans

Le terme permet d'estimer 1'emprisonnement des photons (en anglais photon trapping) dans le milieu. en general pour les raies de CO, ce phenomene revient a remplacer Aui par Aui Dans le cas spherique, la probabilite d'echappement s'ecrit, toujours dans pproximation d'Eddington

de Jong et al. [107] donnent les expression suivantes valables dans le cas plan parallele meme sans gradient de vitesse, qui supposent cependant que le champ de rayonnement en un point n'est fonction que des conditions locales, comme dans 1'approximation LVG

Dans le cas plus complexe d'un milieu inhomogene, ou de forme quelconque, on ne peut pas utiliser 1'approximation LVG et il faut avoir recours a une methode Monte-Carlo, ou on lance des photons dans toutes les directions et on examine statistiquement leur sort dans un modele numerique du milieu. Des exemples de ce traitement sont donnes par Spaans [461] et par Pagani [368].

3.3 Gas general ; masers

3.3

45

Cas general ; masers

Dans certains cas, on ne peut pas negliger le role des niveaux d'energie autres que ceux qui donnent la raie etudiee dans I'equilibre statistique. II faut alors resoudre 1'ensemble des equations d'equilibre statistique de tous les niveaux en tenant compte de toutes les transitions radiatives et collisionnelles importantes. Lorsqu'on peut admettre que tous les niveaux sont a 1'ETL, la solution est simple. On definit la fonction de partition de 1'atome ou de la molecule comme

ou En est 1'energie du niveau n, et la somme porte sur tous les niveaux appreciablement peuples par collisions. La population nn du niveau d'energie n est done simplement donnee par

ou ntot est la densite totale de 1'atome ou de la molecule. En dehors de 1'ETL, on se reportera a 1'etude de la population des niveaux d'energie faite par Goldsmith & Langer [190], dans le cas des molecules. Un point tres important est que les regies de selection ne sont en general pas les memes pour les transitions radiatives et les transitions collisionnelles. Par exemple pour une molecule diatomique comme CO, seuls les niveaux de rotation consecutifs sont connectes par des transitions radiatives permises : AJ = ±1, J etant le moment angulaire total. Par centre, les collisions avec des particules neutres peuvent etre efficaces entre n'importe quelle paire de niveaux de rotation, les transitions AJ = ±2 etant sou vent favorisees. Si la temperature est suffisante, le niveau J = 3 peut etre ainsi fortement peuple a partir du niveau fondamental J = 1, et la cascade radiative J = 3 —> 2 peut, dans certaines circonstances, surpeupler le niveau 2 par rapport au niveau 1. Ceci occasionne une inversion des populations des niveaux 1 et 2, ce que 1'on peut exprimer par une temperature d'excitation Tex(l-0) negative (Figure 3.1). Le milieu se comporte alors comme un faible maser dans la raie CO (1-0). Get exemple est cependant academique car 1'effet maser ne se produit que si la raie de CO est optiquement mince, alors qu'elle est presque toujours optiquement epaisse dans le milieu interstellaire. Plus interessant est le cas des masers interstellaires effectivement observes. Certains comme les masers EÔ sont principalement pompes par collisions comme on vient de 1'expliquer. D'autres comme les masers OH sont pompes radiativement. Le niveau de rotation fondamental de la molecule OH se decompose en deux paires de sous-niveaux, entre lesquels se produisent

46


FlG. 3.1 - Temperature d'excitation des 4 premieres transitions de rotation de CO en fonction de la densite des molecules d'hydrogene dans un nuage moleculaire interstellaire. Les populations des niveaux ont ete calculees avec un module simple de collisions CO-H2, pour une temperature cinetique de 20 K. La temperature d'excitation de la raie CO(1-0) est negative pour des densites voisines de 103 molecules cm"3. \Tex\ est alors indique en traits interrompus. D'apres Goldsmith [188], avec la permission de 1'AAS. des transitions radiatives a des longueurs d'onde voisines de 18 cm (frequence 1 660 MHz, Figure 3.2) observees depuis longtemps par les radioastronomes (cf. par exemple Nguyen-Q-Rieu et al. [361]). Ces sous-niveaux sont connectes radiativement avec des sous-niveaux de niveaux de rotation plus eleves, comme le montre la figure 3.2. Les transitions correspondantes ont lieu dans 1'infrarouge lointain, et certaines ont ete observees avec le satellite ISO (Infrared Space Observatory). II est facile d'expliquer par exemple comment un continuum dans 1'infrarouge lointain emis par des poussieres interstellaires peut fournir le pompage des raies a 18 cm. Un champ de rayonnement au voisinage de 119 /um produit des transitions entre le sous-niveau F = 2 de parite + du niveau de rotation fondamental 2 n 3 / 2 (J = 1/2) et le sous-niveau F = 3 de parite — du premier niveau de rotation excite 2 n 3 / 2 (J = 5/2) ; la desexcitation ne peut se produire que par le chemin inverse et ne peut pas

3.3 Cas general; masers

47

FlG. 3.2 - Les niveaux d'energie les plus bas de la molecule OH. Le niveau est dedouble en deux sous-niveaux A de parite + fondamental et -, chacun d'eux etant lui-meme dedouble en deux sous-niveaux hyperfins dont le nombre quantique F est indique. Des transitions radio au voisinage de 18 cm (1 660 MHz) ont lieu entre ces sous-niveaux ; leurs frequences sont indiquees en ont la meme MHz. Les deux niveaux superieurs structure et sont relies au niveau fondamental par des transitions au voisinage de 119 et de 79 /xm respectivement. Seules les transitions permises sont portees sur la figure. Les probabilites relatives d'emission spontanee de ces transitions sont indiquees. Adapte de Litvak [311]. conduire a une inversion des populations. Par centre les deux sous-niveaux de parite + F = l e t F = 2 d u niveau fondamental sont connectes avec le seul niveau F = 2 de parite — du niveau excite, ce qui produit un transfert de population dans le sens indique par les fleches sur la figure 3.2. Un phenomene analogue se produit a 79 /urn entre le niveau fondamental et le niveau excite Le resultat final sur les populations respectives des quatre sous-niveaux du fondamental depend de Pepaisseur optique dans les differentes raies ainsi que du flux relatif a 119 et 79 /mi. II peut £tre une absorption augmentee, ou une emission maser. Des effets semblables peuvent egalement resulter du pompage des transitions de vibration de OH par un continuum dans 1'infrarouge proche, ou du pompage par les raies memes de OH dans

48


I'infrarouge lointain (raies de rotation) ou dans 1'infrarouge proche (raies de vibration), decalees eventuellement par effet Doppler si elles proviennent d'une autre region du milieu interstellaire. De bonnes etudes de ces phenomenes assez complexes sont dues a Litvak [311] et a Lucas [317]. Montrons de fagon tres simplifiee comment fonctionne un maser interstellaire, d'apres Rohlfs & Wilson [413]. Considerons une molecule a trois niveaux d'energie l,u et 3, et supposons pour simplifier que les poids statistiques des niveaux sont les memes, ce qui implique BIU = Bui = B. Si on appelle simplement A la probabilite d'emission spontanee Aui, 1'equation de transfert pour la raie u, I s'ecrit

Le champ de rayonnement Iv etant tres grand dans un maser, on peut negliger I'emission spontanee devant 1'emission stimulee. La population des niveaux / et u est determinee i) par les collisions de taux Ciu ~ Cui ; ii) par remission induite et 1'absorption que nous representerons par

ou fim est 1'angle solide dans lequel se propage le rayonnement ; iii) par les transitions radiatives des niveaux / et u vers le niveau 3, qui correspondent au pompage represente par Pui et PIU. L'equilibre statistique des niveaux I et u s'ecrit

ce qui se simplifie en

A etant negligeable. Nous ne specifions pas ici le mecanisme de pompage qui peut etre radiatif ou collisionnel, mais il est evident que P\u doit etre plus grand que Pui si on veut realiser 1'inversion des populations qui definit un maser. Si M et C etaient nuls, 1'inversion de population serait :

Si maintenant

on a, en posant P = PIU + Pui

3.3 Cas general; masers

49

En substituant ceci dans 1'equation de transfer! (Eq. 3.73), on obtient

ou

La plupart du temps, on considere e comme une constante et on peut sou vent le negliger. le maser est dit non sature et 1'equation de transfert a pour solution au centre de la raie (v — i/o)

ou s est la longueur parcourue dans le maser. Dans la notation en temperature de 1'approximation de Rayleigh-Jeans, cette relation s'ecrit

TB(O) etant la temperature de brillance du fond. Le gain du maser est ea°s et peut etre tres eleve, atteignant par exemple 1016. Dans ce cas, 1'intensite de la raie est tres sensible aux conditions physiques dans le milieu et peut varier tres rapidement au cours du temps. Si au contraire Iv » Is, le maser est sature et la solution de 1'equation de~~ transfert est

ce qui montre que 1'intensite est moins sensible aux conditions physiques. Les masers non satures et les masers satures sont deux cas extremes. Dans la pratique, un maser n'est pas sature pres de la source de continuum de fond, mais se sature progressivement a mesure que 1'intensite augmente (Figure 3.3). II est interessant de voir que la raie devient de plus en plus etroite au fur et a mesure de la progression dans la partie non saturee du maser. Supposons une raie gaussienne au depart :

50


FlG. 3.3 - Variation du gain (echelle de gauche) et de la largeur de raie (echelle de droite) en fonction de la distance parcourue par le rayonnement dans un maser interstellaire. Ce rayonnement se propage de gauche a droite. D'apres Rohlfs & Wilson [413], avec 1'autorisation de Springer Verlag.

Une approximation du profil pres du centre de la raie est donnee par le developpement limite

Une source de fond a large bande, done dont la temperature de brillance Tfond ne depend pas de la frequence, donnera done d'apres 1'equation 3.83 une raie de profil

C'est uB-^tfefil-gaussien d'ecart-type (dispersion)

Au cours de la propagation, la raie devient done de plus en plus etroite selon cette equation, jusqu'a ce que le centre de la raie devienne sature. A ce moment, la raie s'elargit a nouveau jusqu'a atteindre la largeur initiale si la saturation est tres forte (Figure 3.3).

Chapitre 4 Le gaz interstellaire neutre VEC CE CHAPITRE, nous abordons 1'etude des differentes composantes du A milieu interstellaire. Nous etudierons d'abord successivement la physique du gaz atomique et du gaz moleculaire, dont la chimie en sera traitee au chapitre 9. Le chapitre 5 traitera du gaz ionise, tandis que les interfaces entre milieu neutre et milieu ionise seront examinees au chapitre 8. Les phenomenes a haute energie feront 1'objet du chapitre 6, et les poussieres qui sont intimement melangees avec le gaz du chapitre 7. II nous faut signaler d'emblee que la separation entre le milieu interstellaire dit neutre et le milieu ionise a quelque chose d'arbitraire. La meilleure definition du milieu neutre est : le milieu ou il n'y a pas de photons en dessous de la discontinuite de Lyman de 1'hydrogene, si bien que 1'hydrogene n'est pas ionise. Mais 1'extinction interstellaire est beaucoup moins grande aux longueurs d'ondes plus grandes que la discontinuite de Lyman (911 A ; voir Figure 2.5), si bien que certains elements comme le carbone et les metaux, de meme que les grains de poussiere, peuvent y etre ionises par le rayoimement ultraviolet. Les rayons cosmiques ionisent une faible fraction de tous les elements, meme dans les profondeurs des nuages moleculaires (voir plus loin les Sections 8.1.2 a 8.1.5), et les rayons X, s'ils sont presents, ionisent faiblement aussi tous les elements, hydrogene inclus. Le milieu dit neutre a done un degre d'ionisation faible, mais non nul, ce qui joue un tres grand role dans sa physique. Par ailleurs, le milieu interstellaire dit atomique contient une quantite non negligeable de molecules (Figure 4.10), et inversement le milieu dit moleculaire contient une faible fraction d'atomes.

4.1

Le gaz neutre atomique

Cette composante est la plus importante en masse du milieu interstellaire. Trois types de raies sont a notre disposition pour 1'etudier : la raie 21 cm de 1'hydrogene atomique, qui trace le principal constituant et permet

52

Chapitre 4 : Le gaz interstellaire neutre

d'en obtenir la temperature, les raies de structure fine dans 1'infrarouge lointain qui sont les principales sources de refroidissement, et les raies d'absorption interstellaires qui fournissent la composition chimique et quelques parametres physiques.

4.1.1

La raie 21 cm de Phydrogene atomique

Dans cette section, nous examinerons successivement les mesures de la raie 21 cm en emission et en absorption, et decrirons les resultats principaux qu'elles ont permis d'obtenir sur 1'hydrogene atomique interstellaire. Generalites, mesures en emission

Cette raie. dont la frequence exacte est de 1,420405751786(30) GHz , correspond a la transition entre les deux sous-niveaux hyperfins de 1'etat fondamental de H 1,1'energie etant plus elevee de 6 10~6 eV lorsque les spins de Pelectron et du proton sont paralleles que lorsqu'ils sont antiparalleles. Le moment angulaire total est F = 0 dans ce dernier cas avec un poids statistique gi = 1, alors que pour le niveau superieur On appelle souvent la temperature d'excitation la temperature de spin Tspin. La transition est fortement interdite et la probabilite d'emission spontanee est de Aui = 2,8710~15 s"1, done la duree de vie radiative est de l/Aui = 1,1107 ans, ce qui est considerablement superieur au temps de collision des atonies H entre eux aux densites interstellaires, qui se mesure en heures : 1'effet du rayonnement sur la population des niveaux ne se fait sentir que pour une densite inferieure a une densite critique ncrn = 10~2 T^ cm~ 3 , TK etant la temperature cinetique du gaz. Les niveaux sont done a 1'equilibre collisionnel avec les atonies d'hydrogene eux-memes, done a 1'ETL, et Oomme 1'essentiel de 1'hydrogene se trouve dans les deux niveaux hyperfins considered, ie niveau immediatement superieur etant a une energie de 10 eV et n'etant pas metastable, on voit d'apres 1'equation 3.37 que la densite totale de H I est

puisque hvo/kTspin 1. Pour les observations galactiques ou des galaxies proches comme M31, la vitesse est generalement donnee par rapport au centre local des vitesses (LSR). La relation entre cette vitesse VLSR et la vitesse heliocentrique (par rapport au centre de gravite du Systeme solaire) Vhei est

ou 19,5 kms l est la vitesse standard du Soleil par rapport au LSR, a et 5 etant les coordonnees equatoriales de la direction visee prises a la m6me epoque que les coordonnees o;0 et d& de 1'apex du Soleil. En coordonnees 1900 (pas 2000 !), 1'apex standard est et on a simplement

54


Mesures en absorption La raie 21 cm peut se manifester egalement en absorption devant une source de continuum radio ou devant la raie 21 cm emise par du gaz plus chaud. Dans le cas de 1'absorption d'un continuum variant lentement avec la frequence, on peut mesurer directement comme suit 1'epaisseur optique T(V) du nuage Hi interpose. La solution de 1'equation de transfert est alors, le nuage etant suppose uniforme

ou TC est la temperature de brillance du continuum. En general, on effectue les mesures d'absorption avec des interferometres ayant une haute resolution angulaire, qui sont insensibles a remission etendue du nuage. Le premier terme de 1'equation precedente disparait et on a simplement

On se rappellera (Eq. 3.33 ou 3.34) que T est inversement proportionnel a la temperature d'excitation ou de spin (egales dans notre cas a la temperature cinetique) si bien que la densite de colonne ne peut etre deduite des observations en absorption seules. Si on observe les points immediatement adjacents en emission, avec une grande antenne unique ou un interferometre de faible resolution angulaire, on obtient par interpolation Remission attendue (en anglais expected emission) que 1'on observerait dans la direction de la source si elle etait absente. Ceci donne la quantite

Des deux equations precedentes, on peut deduire la temperature cinetique et 1'epaisseur optique, d'ou la densite de colonne du nuage. Cette methode est pratiquement la seule qui permette d'obtenir assez directement la temperature des nuages interstellaires atomiques. Elle presente cependant plusieurs difficultes. L'une est la difficulte de determination de 1'emission attendue si les observations en emission ont une resolution angulaire insuffisante vis-a-vis des fluctuations spatiales de 1'emission. Cette difficulte, importante dans le cas des mesures anciennes faites avec une resolution angulaire insuffisante, tend a disparaitre dans le cas des mesures interferometriques recentes. Mais 1'autre difficulte subsiste : s'il y a un melange de phases tiedes et froides le long de la ligne de visee, ce qui est le cas en general, il est difficile de les separer. Une methode due a Mebold et al. [340] represente de ce point de vue un progres certain et merite d'etre exposee ici. Supposons qu'il y ait melange de H I tiede et froid sur la ligne de visee (nuages froids immerges dans un milieu internuage tiede), et que seul

4.1 Le gaz neutre atomique

55

le HI froid contribue appreciablement a 1'absorption. Soit q la fraction de 1'emission due aii gaz tiede, situee devant le gaz froid et done non affectee par 1'absorption. La temperature de brillance T(v) de 1'emission observee a la vitesse v s'ecrit

ou le premier terme represente la fraction d'emission du gaz tiede non affectee par 1'absorption, le second terme remission du gaz froid, et le troisieme le reste de remission du gaz tiede provenant de 1'arriere du nuage froid et affecte par son absorption d'epaisseur optique r(v). Comme Tfroid = 2V,froid[l — e -r(v)j^ TK,froid etant la temperature cinetique du gaz froid, on peut rearranger 1'expression precedente comme

La figure 4.1 montre un exemple de spectres d'emission et d'absorption dans la direction de la source continuum N 157b du Grand Nuage de Magellan. Dans la figure 4.2 on a porte T(v) en fonction de 1 — e~T^ et on a connecte les canaux spectraux adjacents. Au voisinage des pics d'absorption, on peut mesurer une pente 771(7;) qui est egale a

Cette equation permet d'obtenir TK,froid pour une composante d'absorption a partir de m(v) et Ttifede a condition de faire une hypothese sur la valeur de q. La composante centree a 285 kms"1 a m(v) ~ 0 et T^de — 65 K, si bien que Tx^roid — 33 K si q = 0,5. Pour 1'autre composante a 260 kms" 1 , on a m(v) ~ 25 K (obtenue comme la moyenne des deux pentes de part et d'autre de la vitesse centrale) et Ttiede — 45 K, d'ou T/^froid — 39 K si q — 0,5. On ne peut malheureusement que faire des hypotheses sur la valeur de g, mais cette methode est neanmoins superieure a la methode classique ou on essaie de retrouver, dans le profil d'emission, celles des composantes gaussiennes qui sont vues en absorption. Resultats La principale application de la raie 21 cm est la mesure de la masse, de la distribution et de la cinematique du gaz atomique dans notre Galaxie et les galaxies exterieures. Pour ce faire, on suppose generalement la raie optiquement mince, si bien que la densite de colonne devient independente de la temperature physique du gaz (Eq. 4.6). Bien qu'a peu pres inevitable puisqu'en general la profondeur optique ne peut pas etre determinee, ceci peut etre dangereux car elle peut n'etre pas petite, et il faut toujours garder a 1'esprit que les masses de H i ainsi estimees sont des limites inferieures.

56


FlG. 4.1 - Spectre d'emission 21 cm au voisinage de la source de continuum N 157b appartenant au Grand Nuage de Magellan (en haut), et spectre d'absorption (epaisseur optique) dans la direction de cette source (en has) obtenu avec un interferometre. D'apres Mebold et al. [340], avec 1'autorisation de 1'AAS.

II est impossible ici de donner un apergu meme incomplet des resultats obtenus. On se contentera de rappeler que la phase atomique est presque toujours la composante dominante en masse du milieu interstellaire des galaxies. Les observations en absorption et en emission ont conduit a des resultats tres importants, bien qu'affectes d'incertitudes en raison des difficultes d'interpretation qui viennent d'etre mentionnees. Ces resultats sont les suivants : 1. Le milieu interstellaire atomique est extremement inhomogene. L'emission 21 cm est dominee par des filaments, nappes et coquilles (Planches 3, 4, 5, 6 et 31). Cette structure a un aspect fractal et pourrait etre dominee par la turbulence.


57

FlG. 4.2 - Diagramme emission-absorption pour N157b. Les nombres le long des courbes donnent la vitesse radiale heliocentrique en kms" 1 . Explications dans le texte. Un nuage ayant une temperature de spin Tsp (egale a la temperature cinetique) donnee aurait son point representatif sur la droite correspondante passant par 1'origine, qui est labellee par cette temperature. Explications dans le texte. D'apres Mebold et al. [340], avec 1'autorisation de 1'AAS. 2. II existe deux phases du milieu interstellaire atomique : 1'une tiede (plusieurs milliers de degres) et peu dense (0,1-0,3 cm~ 3 ), que Ton ne voit pas en absorption sauf exception (Mebold &; Hills [341]), 1'autre froide (60-100 K) et plus dense (quelques dizaines d'atomes par cm 3 ), qui domine 1'absorption. C'est cette composante froide qui forme principalement les structures complexes qui viennent d'etre mentionnees, la composante tiede etant distribute plus uniformement. La composante froide se trouve egalement dans les enveloppes des nuages moleculaires. La composante tiede contient sensiblement autant

58

Chapitre 4 : Le gaz interstellaire neutre de matiere que la composante froide dans la Galaxie mais forme un disque plus epais. Leurs demi-epaisseurs moyennes(|;z|) respect!ves sont 186 et 105 pc pres du Soleil (Falgarone & Lequeux [156], Malhotra [326], Dickey & Lockman [114]). Le chauffage de la composante tiede implique qu'elle est partiellement ionisee (Section 8.1.5). De surcroit, il parait exister du gaz neutre dans le halo, dont la dispersion de vitesse est elevee (60 kms" 1 ) et qui a une echelle de hauteur de 1'ordre de 4,4 kpc (Kalberla et ol. [258]). II pourrait etre en equilibre hydrostatique, et sa densite de colonne en direction des poles galactiques est de 1'ordre de 1,4 1019 atomecmT2, bien inferieure a celle du gaz froid et du gaz tiede, qui sont toutes deux d'environ 1,5 1020 atomecm"2 3. Les structures Hi sont sou vent designees sous le nom de « nuages », ce qui n'implique nullement une forme plus ou moins spherique. La distribution de la densite de colonne de ces nuages est qui correspondrait a une distribution de tallies si ces nuages etaient spheriques. La dispersion de vitesse entre ces structures le long d'une ligne de visee est de 1'ordre de 9 kms^ 1 , apres correction de 1'effet de la rotation differentielle. 4. II existe a haute latitude galactique du gaz neutre qui tombe sur le plan de la galaxie avec des vitesses allant de quelques kms" 1 a plusieurs centaines de kms' 1 (Planche 3, en haut). Ces nuages a grande vitesse peuvent etre d'origine extragalactique ou provenir de 1'exterieur du disque de la Galaxie, soit plus probablement proviennent du gaz chaud et ionise ejecte par les supernovae et bulles du disque galactique et qui retombe en se refroidissant et en se recombinant. Nous y reviendrons au chapitre 15.

4.1.2

Les raies de structure fine dans 1'infrarouge lointain

La plupart des atomes et des ions importants du milieu interstellaire ont leurs niveaux d'energie et particulierement le niveau fondamental, le seul qui soit peuple en pratique, decomposes par 1'interaction dite de structure fine entre le moment orbital total des electrons et leur spin total. Le moment orbital total est represente par le nombre quantique L qui est la somme vectorielle du moment orbital de tous les electrons, et le spin total S est la somme vectorielle du spin de tous les electrons. Le moment angulaire total est J = L + S dans le cas du couplage Russell-Saunders (ou couplage LS), qui s'applique le plus sou vent aux atomes relativement petits. On note dans ce cas les termes du fondamental n = I comme xYj, avec 1, 2, 3 ou 4 ce qui correspond respectivement a un singulet, un doublet, un triplet et un quadruplet, et Y = S,P,D... pour L = 0,1,2.... Les regies de selection pour les transitions dipolaires electriques sont


59

FlG. 4.3 — Diagramme des niveaux d'energie de C, C+ et O (ou C i, C II et Oi) illustrant les transitions de structure fine. Les longueurs d'onde des transitions observables sont indiquees. et AJ — 0, ±1, les transitions avec J = 0 —>• J = 0 etant interdites. La figure 4.3 montre a titre d'exemple les sous-niveaux de structure fine de C I, C II et O I. Les transitions entre ces sous-niveaux sont interdites (de type dipolaire magnetique), les transitions dipolaires electriques etant interdites parce qu'elles transgressent AL = ±1. Les transitions du type qui transgressent de surcroit la regie AJ = 0, ±1, sont encore beaucoup plus faibles (quadrupolaires electriques). Le tableau 4.1 donne une liste des transitions interdites les plus importantes dans le milieu interstellaire. Elle contient aussi, arm d'eviter des repetitions, des raies d'ions que 1'on ne trouve que dans le milieu interstellaire ionise, et dont on reparlera a ce propos section 5.1.5. Les valeurs des parametres atomiques sont donnees a titre indicatif et doivent etre verifiees sur les sources les plus recentes. Voici une liste de sites internet ou on pourra trouver des bases de donnees atomiques et moleculaires, generalement bien tenues a jour, souvent avec des liens reciproques ou avec des liens sur d'autres bases : Center for Astrophysics : http://cfa-www.harvard.edu/amdata/ampdata/ Cloudy (University of Kentucky) : http://www.pa.uky.edu/verner/atom.html NIST : http://physics.nist.gov/PhysRefData/ OPACITY Project : http://vizier.u-strasbg.fr/OP.html IRON Project : http://www.am.qub.ac.uk/projects/iron/ CHIANTI : http://wwwsolar.nrl.navy.mil/chianti.html. Les transitions de structure fine etant fortement interdites, 1'absorption d'un eventuel rayonnement a leur longueur d'onde ne peut pas peupler

60


TAB. 4.1 - Les principales raies interdites observees dans le milieu interstellaire. Seuls C I, C n, O I, Si n, S n et Fe n sont presents dans le milieu neutre. Us sont aussi presents dans le milieu ionise, rnais generalement en plus faibles quantites que les autres ions. Les longueurs d'onde A sont donnees dans 1'air pour les transitions dans le domaine visible, et dans le vide pour les transitions infrarouges/submillimetriques. Les forces de collision fiuz (voir Eq. 4.17) correspondent aux collisions avec les electrons a une temperature de 104 K. Les densites critiques ncrit (voir Eq. 3.44) correspondent aux collisions soit avec les electrons (pour 104 K), soit lorsqu'elles sont entre parentheses avec les molecules fb (pour 100 K). Les valeurs des parametres atomiques sont donnees a titre indicatif et doivent etre verifiees sur les sources les plus recentes. Certaines transitions radiatives inobservables ne sont pas indiquees, mais les transitions collisionnelles correspondantes ne peuvent etre negligees. C'est le cas de la transition 3 ?2— 3 Po de Om, avec £lui = 0,21, et des transitions semblables pour les ions a trois niveaux. Ion

Transition 1- u

A urn

Aui s~1

Ci

3

609,1354 370,4151 157,741 205,3 121,889 0,65834 0,65481 57,317 63,184 145,525 0,63003 0,37288 0,37260 88,356 51,815 0,50069 0,49589 0,43632 12,8136 15,5551 36,0135 34,8152 0,67164 0,67308 33,4810 18,7130 10,5105 6,9853 8,9914 21,8293 35,3491 25,9882

7,93 10~8 2,65 10~7 2,4 10~6 2.07 10~6 7,46 10~6 2,73 10~3

3

Cn Nn

NIII Oi

2r> 3

P 0 - 3 Pi

3

Pl-3P2

3

P2-1D2

3

Pl-1D2

2p

2p

^3/2

^1/2—

3

P2-3Pl

3

P!- 3 P 0 1

P2- D2

4C 2p, ^3/2 — L>5/2 4SC>

Om

2f>

* l / 2 — *3/2

3

On

Po- 3 Pi Pi- 3 P2

2n L>

3/2—

3/2

3

P 0 - 3 Pi

3

Pl-3P2

3

P2-1D2 3 Pi- 1 D 2 1 D2-1S0

Nen Nem

P l / 2 — Ps/2 3

P 2 - 3 Pl

3

Pi- 3 Po

Sin Sn

2

Sin

3

Po- 3 Pi

3

Pl-3P2

2

Pl/2-2P3/2

2

Pl/2- P3/2

83/2— D 5 / 2

4o

^3/2 —

Siv Am Arm Fen

2T-, i >

- 3/2

2

2

Pl/2- P3/2

3

P 2 - 3 Pi

3 Pi- 3 P 0 6 6

r> JJ 7 / 2 — n L»5/2 6 6 r> r~> L> 9/2— L>7/2

Clui

9.20 10~4 4.8 10~5

ncrit cm~ 3 (500)

1,80 0,41 1,38

(3 000) 47 (3 000) 41 256

2,99

7 700

2,99 1,2

7 700 1 880 2.3 104 (5 105)

8,95 10~5 1.7 10~5

(1 10s)

3

1.8 106

6,3 10~

3,6 10~5

0,88

1160

1.8 10~4

0,59 0,39 0,95 2,50

3 890 461 3 250 6.4 10s

2,50

6,4 105 2,4 107

2,62 9,76 1.81 6.21

10~5 10~5 10~2 10~3

1,70 8.6 10~3 3.1 10~2

0,40 0,37

5.9 105 1,27 105

5.2 10~3

0,60 0,21

2,17 10~4

7,7

(3,4 105)

2,60 10"4

4,7 3,1

1 240

8.82 10~4 4,72 10~4 2.07 10~3 7,1 10~3 5.3 10~2

4,0 7,9 8,5 2,9

3.08 10~2 5,17 10~3

3,1 1,3

1,82 104

3 270 1 780 1,4 104 5,0 104 1,72 106 2,75 105

1,57 10~3

3,0 104 (3,3 106)

2,13 10~3

(2,2 106)


61

appreciablement le niveau d'energie superieur1. Pour la meme raison, on peut generalement negliger 1'emission stimulee. Si la raie est optiquement mince, le niveau superieur n'est peuple que par collisions. La desexcitation du niveau superieur se fait par collisions et par emission de rayonnement, 1'un ou 1'autre processus dominant selon la densite. Pour une raie optiquement mince, 1'equation d'equilibre statistique s'ecrit done simplement

avec Cui = n(cruiv} (Eq. 3.42), n etant la densite de celles des particules qui sont efficaces pour les collisions, generalement les electrons libres, et C\u = Cui3^ exp(-^-) (Eq. 3.38). On ecrit souvent la probabilite de desexcitation collisionnelle sous la forme

$lui etant la force de collision, parametre pas tres different de 1, qui depend tres peu de la temperature cinetique. La densite dans le niveau superieur est donnee par

On remarquera que le ou les niveaux superieurs des transitions de structure fine etant en general peu peuples, HI est en pratique la densite totale de 1'atome ou ion considere. La densite critique ncrit, au-dela de laquelle les collisions dominent la desexcitation du niveau superieur, est telle que Aui = Cui. Sa valeur approximative, qui depend de T, est donnee dans le tableau 4.1. D'apres 1'equation 3.3, 1'intensite integree d'une raie optiquement mince aux faibles densites est simplement donnee par

Nu etant la densite de colonne des ions dans le niveau d'energie superieur. L'expression exacte, utile pour les fortes densites, s'obtient aisement a partir des equations 4.16 a 4.18 :

ou nion est la densite de 1'ion considere. 1. II y a cependant des cas (par exemple [O i]A63/im dans les regions de photodissociation, voir le Chapitre 10) ou la densite de colonne de 1'atome ou de 1'ion est si grande que la transition est optiquement epaisse ; on ne peut alors negliger 1'absorption.

62


Les raies de structure fine ont une grande importance pour la physique du milieu interstellaire, ce qui sera etudie plus loin section 8.2.2. En effet la raie de [C il]A157.7 /J*m, tres facilement excitee dans le milieu interstellaire diffus (voir la colonne 6 du Tableau 4.1), est le principal facteur de refroidissement de ce milieu tant que sa temperature n'est pas tres elevee. A temperature elevee, la raie de [O i]A63 /urn participe egalement au refroidissement. II s'y ajoute dans les regions de photodissociation et les chocs les raies de molecules comme H 2 , CO et EÔ (Section 8.2.2). Ces raies ont ete observees dans de nombreuses directions au Kuiper Airborne Observatory, avec le satellite CODE, des ballons stratospheriques et avec differents autres satellites, en particulier les satellites ISO et SWAS. ISO a egalement observe la raie de [O l] en absorption dans certaines directions ou il y a de grandes densites de colonne. Cette raie est alors probablement optiquement epaisse, ce qui gene la determination de la densite de colonne de O I.

4.1.3 Les raies d'absorption interstellaires Generalites De nombreuses raies d'absorption interstellaires ont ete observees dans le spectre des etoiles. Elles se distinguent des raies stellaires par leur finesse et aussi par 1'invariabilite de leur longueur d'onde dans le spectre des etoiles binaires serrees dont les raies propres se deplacent au cours du temps, en raison de 1'effet Doppler lie a leur mouvement orbital. Dans le visible et le proche ultraviolet, on observe les raies d'atomes (Na, K, Ca), d'ions (Ca + , Ti+) et de molecules (CN, CH et CH+ dans le proche UV, C2 a 10140 A, OH vers 3080 A). Grace au satellite COPERNICUS et plus recemment a d'autres observatoires spatiaux comme le Telescope spatial Hubble et le satellite FUSE, on observe dans 1'ultraviolet lointain un grand nombre de raies atomiques (notamment les raies de Lyman de 1'hydrogene), ioniques et moleculaires (en particulier celles de H2). Ces raies nous donnent des indications precieuses sur la composition chimique et les conditions physiques dans le milieu interstellaire diffus. Montrons comment on peut en deduire la densite de colonne de 1'element observe. On appelle larqeur equivalente d'une raie la quantite

ou /o est 1'intensite du continuum stellaire de part et d'autre de la raie et I\ 1'intensite dans la raie a la longueur d'onde A. Elle s'exprime en unites de longueur d'onde, generalement en mA. Le niveau superieur de la transition est tres peu peuple, etant a une energie tres elevee, et on peut done negliger les desexcitations spontanees et induites a partir du niveau superieur.


63

On a simplement

cm r est la profondeur optique. Aux faibles valeurs de la densite de colonne JV, la raie est optiquement mince (r J :

On en deduit

4.2 La composante moleculaire

83

ou A est en s"1, v en GHz et IJL en debye, 1'unite habituelle qui vaut 10~18 unites electrostatiques c.g.s. Le point le plus remarquable est la croissance rapide de la probabilite d'emission spontanee vers les niveaux d'energie eleves, due au facteur z/3. A partir de 1'equation 3.32, on obtient directement la relation generate entre la densite de colonne du niveau inferieur, 1'epaisseur optique et la temperature d'excitation de la transition :

v etant la vitesse en km s l. Dans Papproximation de Rayleigh-Jeans (qui n'est applicable qu'en ondes centimetriques et decimetriques) cette equation se simplifie comme

II est assez difficile d'obtenir la temperature d'excitation Tex en general. En toute premiere approximation et si la densite est grande, on peut supposer 1'ETL, done Tex = TK. La molecule CO CO est de loin la molecule la plus observee dans le milieu interstellaire (Planches 2, 5, 6, 7 et 8). Dans le cas de CO, les raies sont presque toujours optiquement epaisses et Tex est la temperature de brillance au centre de la raie. Si Ton observe au centre de la raie CO(1-0) a 2,3 mm (115 GHz) une temperature d'antenne « Rayleigh-Jeans » T\ (voir la section 3.1.2, Eq. 3.27) au-dessus du continuum du corps noir cosmologique de temperature TBB = 2,73 K, la temperature de brillance est (pour une raie optiquement epaisse)

On peut en deduire aisement 1'expression utile de Tex, soit numeriquement pour la raie CO(l-O) :

Montrons comment on peut alors obtenir la densite de colonne et done 1'abondance de CO. Une maniere simple mais discutable est de supposer que les niveaux importants d'energie de rotation de CO et de ses substitutions isotopiques comme 13CO sont a 1'ETL a la temperature TK = Tex qui vient

84


d'etre determinee pour CO. Considerons 13CO, et supposons de surcroit que ses raies sont optiquement minces car cette molecule est beaucoup moins abondante que CO. On peut obtenir la densite de colonne 7V(0) du niveau fondamental de 13CO a partir de la mesure de la temperature d'antenne au centre de sa raie (1-0) (Eq. 4.46 ou Ton remplace Tex par TK)- On peut alors obtenir la densite de colonne totale Ntot de 13CO en utilisant la fonction de partition Q(T] (Eq. 3.71). Dans le cas d'une molecule diatomique a 1'ETL

Comme on a pres du Soleil (Wilson & Rood [523]) on peut estimer Nt0t(l2GO). Puis en supposant qu'environ 20 % du carbone est sous forme de CO on peut en deduire la densite de colonne de H2, -/V(H2) ~ 105iV(CO). Si on soupgonne 13CO d'etre optiquement epais, il faut utiliser une molecule plus rare comme C18O, avec 7V(12CO) = 560 7V(C18O). Bien que tres utilisee notamment pour estimer la densite de colonne de H2 dans les regions denses ou 1'extinction empeche d'observer cette molecule dans 1'ultraviolet, la methode precedente est incertaine et ne peut fournir qu'un ordre de grandeur de la densite de colonne de CO et de H2. Pour faire mieux, il est recommande d'utiliser une analyse LVG. La figure 4.12 montre deux exemples de diagrammes correspondant a deux temperatures differentes, qui montrent comment on peut conduire cette analyse en pratique. Des diagrammes semblables concernant CS se trouvent dans Rohlfs & Wilson [413], p. 403. La difficulte avec cette methode est qu'il faut faire des hypotheses sur la densite et/ou la temperature cinetique, qu'il n'est pas toujours facile de verifier. Si 1'on dispose d'un nombre plus important de raies, on pourra utiliser 1'analyse decrite par Goldsmith & Langer [190]. Une autre methode encore consiste a comparer les observations avec les predictions d'un modele de region de photodissociation, ce qui a un sens car ces modeles montrent que remission des raies de 12CO est dominee par la zone ou CO commence a etre photodissocie (voir le Chapitre 10). Beaucoup d'autres molecules diatomiques ou lineaires peuvent etre soumises au meme traitement. II est utile pour estimer si une transition donnee d'une molecule peut etre au moins grossierement consideree comme a 1'ETL de connaitre la densite critique correspondante. Le tableau 4.4 donne ce parametres et d'autres pour un certain nombre de transitions importantes. La molecule HZ Des raies de rotation de H2 ont ete observees directement par ISO dans des regions relativement tiedes du milieu interstellaire. Les longueurs d'onde

FlG. 4.12 - Analyse par la methode du grand gradient de vitesse (LVG) des deux premieres transition de rotation de CO. Le rapport de X(CO) = n(CO)/n(H 2 ) au gradient de vitesses dV/dR en kms^pc' 1 est en abscisses, la densite d'hydrogene en molcm~ 3 en ordonnees. La temperature cinetique est fixee a 10 K dans le diagramme de gauche et a 20 K dans celui de droite. Les courbes en trait plein donnent la temperature de brillance T|j de la raie CO(1-0) et les courbes en trait interrompu le rapport des temperatures de brillance des raies CO(2-1) et CO(l-O). L'epaisseur optique augmente vers le haut et la droite du diagramme. D'apres Castets et al. [71], avec 1'autorisation de 1'ESO.

86


TAB. 4.4 - Parametres de raies de rotation de molecules diatomiques ou lineaires. Seules les raies observables du sol sont indiquees. // est le moment dipolaire de la molecule et Eu/k est 1'energie du niveau superieur de la transition, en K. ncrit est la densite critique des molecules d'hydrogene telles que les desexcitations collisionnelles et radiatives soient comparables lorsque le rayonnement dans la raie est faible : il vaut (voir Eq. 3.44). ncrit est donne pour une temperature de 100 K pour CO et CS, et de 30 K pour HCO+, HCN et HNC. Sa valeur ne doit etre consideree que comme un ordre de grandeur.

Molecule CO

CS

HCO HCN HNC

// Transition debye 0,112 1-0 2-1 3-2 1-0 1,95 2-1 3-2 5-4 4,07 1-0 3-2 1-0, F(2-l) 2,98 3-2 3,05 1-0, F(2-l) 3-2

Frequence GHz 115,271203 230,538001 345,795975 48,990964 97,980 968 146,969049 243,935 606 89,188518 267,557625 88,631847 265,886432 90,663 574 271,981067

Eu/k K 5,5 16,6 33,2 2,4 7,1 14,1 35,2 4,3 25,7 4,3 25,5 4,3 26,1

Aui s"1 7,4 10~8 7.1 10-7 2.6 10~6 1.8 10~6 2.2 10~5 6.1 10~5 2.9 10~4 3,0 10~5 1,0 10~3 2.4 10~5 8.5 ID"4 2.7 10~5 9.2 10~4

ncrit cm~3 3 103 1 104 5 104 1 105 7 105 2 106 8 106 5 1,J 106 3 10 4 106 1 107 4 106 1 107

TAB. 4.5 — Longueurs d'onde dans le vide et probabilites d'emission spontanee de transitions de rotation de la molecule H2.

Transition v=0-0, S(0) v=0-0, S(2) v=0-0, S(4) v=0-0, S(6)

ortho-Ho A /j,m 28,21883 12,27861 8,02505 6,10856

Aui s~l 2,95 2,76 2,65 1,14

Transition 10~n 10~9 10~8 10~7

v=0-0, S(l) v=0-0, S(3) v=0-0, S(5) v=0-0, S(7)

para-H2 A /j,m 17,03483 9,66491 6,90952 5,51116

Au\ s~l 4,77 9,86 5,89 2,01

10~10 10~9 10~8 ID"7

et probabilites d'emission spontanee des principaux niveaux de rotation de H2 sont listees dans le tableau 4.5. Les niveaux du para-H2 ont J — 0,2,4... et ceux de l'ortho-H2 J = 1,3,5... La raie S(0) a 28,2 yum connecte les niveaux 0 et 2, la raie S(2) a 12,3 /um les niveaux 2 et 4, etc. tandis que la raie S(l) a 17,0 /^m connecte les niveaux 1 et 3 et la raie S(3) a 9,6 /j,m les niveaux 3 et 5, etc. On peut utiliser le rapport entre ces raies qui sont en general optiquement minces pour obtenir la temperature cinetique


87

et le rapport d'abondance ortho/para. En premiere approximation, on peut supposer 1'ETL, ce qui permet de calculer facilement 1'intensite des raies de rotation, qui est :

ou x(u) est la fraction de molecules dans le niveau u. A 1'ETL, cette fraction fist don nee na.r

ou le poids statistique gj est 1 pour la forme para (J pairs) et 3 pour la forme ortho (J impairs). Q(Tx) est la fonction de partition

La fonction de partition vaut 1,0 a TK = 10 K, 1,53 a 20 K, 2,67 a 100 K et 12,51 a 500 K. Les trois equations ci-dessus permettent de calculer les intensites des raies, qui dependent enormement de la temperature. Par exemple pour la raie a 28 ^m on a

ou Ay est 1'extinction visuelle liee a la densite de colonne de H2 par la relation galactique standard 2N(H 2 ) = l,871021^4y cm"2 mag"1 (Section 7.1). Meme avec une extinction de 30 mag. correspondant a un nuage moleculaire tres epais, la raie n'est detectable en emission que pour des temperatures superieures a 60-80 K. Spectre de rotation des molecules polyatomiques

Une molecule non lineaire peut etre en premiere approximation consideree comme un rotor rigide defini par trois moments d'inertie principaux Jaa, avec a = £, y, z. L'expression classique de 1'energie cinetique de rotation est

ou <jja est la vitesse angulaire autour de 1'axe a et Ja la composante du moment angulaire sur cet axe. L'expression quantique de 1'hamiltonien est tres semblable :

88


ou les Ja sont cette fois les composantes de 1'operateur de moment angulaire -i/iV dans le systeme de reference tournant de la molecule. Ces composantes obeissent a des regies de commutation inverses des regies classiques :

Mais par ailleurs elles commutent avec les composantes du moment angulaire JX,JY et Jz dans le systeme d'axes fixes OXYZ. Ces considerations permettent d'obtenir 1'energie de rotation dans differents cas. • Toupie spherique :

Comme J2 commute avec Jz et Jz-, la degenerescence (poids statistique) du niveau J est (2J + I) 2 . • Toupie symetrique :

On peut alors trouver les valeurs propres de H, J2 et Jz. L'etat de rotation est defini par deux nombres quantiques, J et K, ce dernier etant le nombre quantique de la projection du moment angulaire sur 1'axe tournant Oz. On obtient alors les valeurs propres de 1'energie

La degenerescence correspondante est • Rotateur lineaire. Ce cas a ete etudie au paragraphe precedent. II se deduit de la toupie symetrique en faisant K = 0. • Toupie asymetrique. C'est le cas general (exemple : H 2 O). Les trois moments d'inertie sont inegaux, et le hamiltonien ne commute ni avec J2 ni avec Jz. Les expressions des termes de rotation sont coniDlexes. et font intervenir trois nombres auantiaues.


89

Si on desire plus de precision sur les energies, il faut developper les termes en serie selon la forme suivante (developpement de Dunham) :

ou les Yim sont des coefficients correcteurs qui dependent du nombre quantique de vibration v et des constantes de rotation. Examinons maintenant quelques exemples de molecules non lineaires et leurs applications au milieu interstellaire. La molecule NHa Les observations radio de plusieurs molecules dont le diagramme de niveaux d'energie est favorable peuvent etre utilisees pour determiner la densite et la temperature. Ce sont par exemple CHaCN, HCaN, CHaOH et NH 3 . Nous discuterons cette derniere molecule a titre d'exemple. NHs est une toupie symetrique dont 1'energie de rotation est done fonction des deux nombres quantiques J et K. La figure 4.13 illustre la structure des niveaux d'energie. Les regies de selection pour les transitions dipolaires electriques sont AK = 0, e t A J = 0,±l. En consequence les transitions entre les differentes echelles de K sont interdites, sauf des transitions faibles avec AK = 3. Les niveaux les plus bas de chaque echelle (avec J = K) sont done metastables, tandis que les niveaux superieurs (J > K) ne sont pas metastables et se desexcitent rapidement vers les etats de J inferieur. Les raies correspondantes sont dans 1'infrarouge lointain. En raison des deux orientations possibles du spin des noyaux H, il existe deux especes de NHs : I'ortho-NHs, pour lequel K = 3n, n etant un entier, tous les spins de H etant paralleles, et le para-NHs avec K = 3n ± 1, les spins n'etant pas tous paralleles. Comme a 1'ordinaire, les transitions ortho-para sont tres fortement interdites mSme collisionnellement. Les collisions permettent toutes les autres transitions entre n'importe quels J et K, les transitions avec AK = 3 etant cependant favorisees. Tous les niveaux de rotation sauf ceux avec K = 0 sont dedoubles par 1'inversion, et toutes les transitions (permises) entre sous-niveaux d'inversion du meme etat de rotation sont dans la gamme de frequence 21-25 GHz. Le moment dipolaire de ces transitions definies par J et K, duquel on deduit facilement la probabilite d'emission spontanee par 1'equation 4.43, est donne par

avec p, — 1,476 debye. L'observation de ces transitions, pourvu qu'elles soient a 1'ETL ce qui est sou vent le cas, ou du moins que la densite soit connue, permet

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FlG. 4.13 - Diagramme de niveaux d'energie de rotation de 1'ammoniac NHs dans 1'etat fondamental electronique et de vibration. Le nombre quantique K est en abscisses et 1'energie en ordonnees, en unites de degres K. Les niveaux sont labelles par la valeur des nombres quantiques J et K. Chacun d'eux est dedouble par la transition d'inversion entre les deux configurations de la molecule representees en haut a droite. De plus, chaque transition a une structure hyperfine due a 1'interaction entre le spin du noyau d'azote et les electrons ; cette structure est schematises en bas de la figure, la separation entre les composantes hyperfines etant de 1'ordre de 1 MHz. L'ortho-NH3 a K = 0, 3, 6... (chiffres en italiques) et le para-NH3 les autres valeurs (chiffres droits). D'apres Rohlfs & Wilson [413], avec 1'autorisation de Springer Verlag.


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d'obtenir la population du niveau J, K correspondant. L'epaisseur optique de ces transitions d'inversion peut etre verifiee par 1'observation de leur structure hyperfine qui est facilement resolue. Ce concours de circonstances extremement favorable permet une bonne determination des populations des niveaux J et K, dont on peut deduire la temperature et la densite comme suit. Comme la population des niveaux metastables est entierement definie par les collisions, le rapport entre leurs populations est presque uniquement fonction de la temperature. Par ailleurs, la population des niveaux J d'une meme echelle K est fonction de la densite, leur densite critique etant de 1'ordre de 107 molecules H2 cm~3. La densite critique pour les transitions d'inversion est de 103-104 cm"3, et NHs permet aussi d'explorer cette gamme de densites. Le probleme est qu'il est difficile de calculer les sections efficaces des transitions collisionnelles de NHa avec tb, et aussi que ces sections efficaces sont differentes pour 1'ortho- et le para- H2, dont il faut done connaitre (ou plut6t estimer dans la pratique) le rapport. La molecule H^CO Le formaldehyde H2CO est une toupie asymetrique dont 1'asymetrie est peu marquee, si bien que son diagramme d'energie n'est pas tres different de celui d'une toupie symetrique (Figure 4.14). Elle est decrite par trois nombres quantiques, J, Ka (principaux) et Kc (secondaire) ; a est le long de 1'axe C=0 sur lequel le moment dipolaire de la molecule est aligne, et c est perpendiculaire au plan de la molecule. Possedant deux atonies H, H^CO existe sous deux formes, ortho et para, qui correspondent respectivement aux valeurs impaires et paires de Ka. La premiere transition observee historiquement a ete la raie 3i2-3i3 de la forme ortho a 6 cm, dont la physique est complexe comme on peut 1'imaginer en examinant la figure 4.14 ; elle se presente sou vent comme une transition anti-maser pompee par collisions, dont le niveau inferieur est surpeuple et qui peut done donner une absorption anormalement elevee. On observe aussi les transitions de 1'echelle Ka = 0 (para-H2CO), plus faciles a interpreter mais dont la densite critique est beaucoup plus elevee que celle de la raie a 6 cm. La molecule H 2 O Malgre son apparente simplicite, la molecule d'eau a un spectre de rotation extremement complexe. Ceci provient de ce qu'elle est une toupie asymetrique prononcee, les trois nombres quantiques J, Ka et Kc ayant une importance comparable. De plus, son moment dipolaire est le long de 1'axe b (Figure 4.15) ce qui implique que Ka et Kc doivent changer tous les deux dans une transition permise. Comme les molecules precedentes, tÔ existe sous les formes ortho et para. Du point de vue observationnel, HÔ est une molecule difficile car 1'atmosphere terrestre en contient de tres grandes quantites et est totalement

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FlG. 4.14 - Diagramme de niveaux d'energie de rotation du formaldehyde H2CO dans 1'etat fondamental electronique et de vibration. Le nombre quantique Ka est en abscisses et 1'energie en ordonnees, en unites de degres K. Les niveaux sont labelles par la valeur des nombres quantiques J, Ka et Kc. La configuration de la molecule est indiquee a droite, avec les axes a et c sur lesquels sont projetes Ka et Kc. D'apres Rohlfs & Wilson [413], avec 1'autorisation de Springer Verlag. opaque pour toutes les transitions de rotation sauf la transition 6ie-523 a 22 GHz et dans une moindre mesure la transition 3i3-22o a 180 GHz, plus difficile a observer. Ces transitions sont toutes les deux maser, si bien qu'on ne peut esperer en deduire une densite de colonne de la molecule. Pour observer les autre transitions, il faut aller dans 1'espace. Meme d'avion ou de ballon, il est difficile d'observer les transitions les plus fortes. Aussi les observations les plus interessantes de H 2 O interstellaire sont faites a partir de satellites. ISO a observe un assez grand nombre de transitions, mais n'atteignait pas les longueurs d'onde superieures a 200 /mi. La transition fondamentale (lnOQO) du para- H 2 O, a 269,5 fim (1113 GHz) n'a pas encore ete observee, et la transition fondamentale de 1'ortho- H 2 O (lio-loi) a 538,6 /urn (557 GHz) vient juste de 1'etre avec le satellite SWAS. Cette derniere observation montre que H 2 O n'est pas une molecule tres abondante dans les nuages moleculaires, probablement parce qu'elle se condense facilement sur les grains de poussiere sous forme de glace.


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FlG. 4.15 — Diagramme de niveaux d'energie de rotation de la molecule d'eau FbO dans 1'etat fondamental electronique et de vibration. Le nombre quantique Kc est en abscisses et 1'energie en ordonnees, en unites de degres K. Les niveaux sont labelles par la valeur des nombres quantiques J, Ka et Kc. La configuration de la molecule est indiquee en haut, avec les axes a et c sur lesquels sont projetes Ka et Kc. A cause des deux noyaux identiques d'hydrogene, le diagramme est separe en deux parties, ortho et para, entre lesquelles les transitions sont inexistantes dans les conditions interstellaires. La frequence des transitions les plus interessantes est indiquee en GHz. Toutes les transitions entre niveaux bas sont dans le domaine submillimetrique. Les transitions indiquees en traits gras sont maser.

4.2.5

Les bandes interstellaires diffuses

En plus des raies d'absorption interstellaires dont nous avons parle section 4.1.3, qui sont toujours tres etroites a 1'exception des raies tres saturees de H et de H2, on voit dans le spectre des etoiles environ 200 bandes d'absorption, la plupart tres faibles, dont la largeur est de 1'ordre de 1 A. On les nomme bandes interstellaires diffuses et on les designe souvent par le sigle de DIBs (de 1'anglais Diffuse Interstellar Bands}. Elles se trouvent

94


FlG. 4.16 - Profil de bandes diffuses interstellaires au voisinage de 5 780 A. Ce spectre est la moyenne du spectre devant 5 etoiles observees avec un excellent rapport signal sur bruit. Les fleches indiquent des structures d'absorption qui pourraient former des bandes de rotation-vibration de molecules. Les structures marquees d'une etoile sont produites dans I'atmosphere terrestre. D'apres Jenniskens et al. [247], avec 1'autorisation de 1'ESO. essentiellement dans le domaine visible, quelques-unes dans I'infrarouge proche (voir Herbig [217] pour une revue generale des bandes diffuses). Bien que les bandes diffuses aient ete decouvertes des 1934, leur origine est encore mysterieuse. On a longtemps considere qu'elles sont dues a 1'absorption par des impuretes dans des grains ou des manteaux de glace sur les grains, mais on pense aujourd'hui qu'il s'agit plutot de bandes d'absorption moleculaires, car on observe pour certaines bandes une structure caracteristique de bandes de rotation-vibration moleculaire (Figure 4.16). Les intensites relatives de beaucoup de bandes diffuses varient d'une direction a 1'autre, ce qui a permis de les classer en families, les differents membres d'une meme famille variant en parallele dans les differentes directions. II existe une nette correlation entre 1'intensite des bandes et 1'extinction Ay (voir la Section 7.1 pour une discussion de 1'extinction). Cette correlation n'a rien de surprenant puisqu'elle est simplement 1'effet de la quantite de matiere interstellaire interposee. Afin de contraindre la nature des absorbants, on a cherche des correlations avec les parametres qui determinent la forme de la courbe d'extinction dans 1'ultraviolet (Section 7.1), avec des resultats plutot decevants. II y a toutefois une correlation mediocre avec la bande d'absorption a 2 175 A et avec 1'exces d'extinction dans 1'UV lointain, ce qui a suggere que les absorbants pourraient etre des molecules carbonees, par exemple des molecules polycycliques aromatiques hydrogenees ou PAH (Section 7.2.3 ; Desert et al. [111]). Effectivement les ions PAH+ ont des


95

absorptions dans le visible comprenant des bandes relativement etroites, et quelques identifications de bandes observees au laboratoire ont ete proposees avec des bandes diffuses ; malheureusement il existe trop peu de donnees de laboratoire sur des PAH+ isoles en phase gazeuse pour que cette identification soit sure. D'autres identifications ont ete suggerees, par exemple avec des fullerenes2, mais aucune n'est vraiment convaincante. Pourtant les molecules absorbantes doivent eitre assez abondantes, comme on peut facilement le montrer. La bande la plus intense a 4 430 A a une largeur equivalente W"443o liee a 1'absorption visuelle Ay par la relation W^ô/Ay ~ 0,8 Amag^ 1 . Comme 1'absorbant ne peut avoir une force d'oscillateur / superieure a 1, on voit d'apres 1'equation 4.28 que sa densite de colonne est Nmoi > 4,6 1012 cm~ 2 mag"1 . En utilisant 1'equation 7.5 qui lie la densite de colonne totale d'hydrogene NH et E(B - V), et le rapport Ay/E(B - V) = 3,1, on obtient

relation necessairement vraie quel que soit le porteur. Si 1'on suppose par exemple qu'il y a de 1'ordre de 20 atonies lourds par molecule, le nombre d'atomes absorbants est superieur a 5 10~8 fois le nombre d'atomes H interstellaires. Si maintenant on fait le meme raisonnement pour 1'ensemble des bandes diffuses, dont la largeur equivalente totale est de 1'ordre de 5,2 A par magnitude d'extinction visuelle, 1'abondance des atomes absorbants est superieure a environ 3 10~7 H. C'est plus que ce qui est present dans les molecules interstellaire sauf les plus abondantes comme CO. Mais s'il s'agit de carbone, ceci ne represente que quelques 10~3 de 1'abondance globale de cet element. L'abondance n'est done pas une contrainte importante pour les modeles qui tentent de preciser 1'origine des bandes diffuses.

2. Les fullerenes sont des coquilles spheriques ou ellipsoidales formees de cycles aromatiques hexagonaux ou pentagonaux, dont la plus simple a pour formule CGO et a exactement la structure d'un ballon de football.


Chapitre 5 Le gaz interstellaire ionise E GAZ interstellaire peut etre ionise sous 1'effet du rayonnement ultraviolet L lointain des etoiles chaudes, ou par d'autres mecanismes comme 1'ionisation collisionnelle lors des chocs, 1'ionisation par rayons X ou par des particules chargees de haute energie. On distingue trois sortes de milieu interstellaire ionise, entre lesquelles la separation n'est pas toujours tres claire : les regions Hll ou nebuleuses gazeuses (Planches 1, 9, 10, 14, 16, 17, 18, 30 et 32), qui sont en principe des entites bien definies entourant une ou plusieurs etoiles chaudes, le milieu interstellaire ionise diffus, et le milieu interstellaire chaud issu principalement de la dispersion des restes de supernova et des bulles. Nous examinerons tour a tour ces trois composantes, sans vouloir atteindre le meme degre de detail que 1'ouvrage specialise d'Osterbrock [365]. Les nebuleuses planetaires, formees de matiere ejectee par les etoiles de masse intermediaire (1,5 a 8 MQ environ) a la fin de leur vie et ionisees par le reste tres chaud de 1'etoile, sont souvent considerees comme des elements du milieu interstellaire, mais nous ne les examinerons pas ici. Leur physique, semblable a celle des regions Hn, est traitee par Osterbrock. Nous examinerons les restes de supernova et les bulles au chapitre 12, ainsi que la dynamique des regions H n.

5.1 Les regions HII Sous sa forme ideale, une region H n se presente comme une sphere ionisee entourant une etoile chaude, ou un amas d'etoiles chaudes. Cette sphere est consideree a 1'etat stationnaire dans ce chapitre (sa dynamique fera 1'objet de la Section 12.3). Bien qu'une telle sphere ne se rencontre que rarement dans la nature, il est interessant de traiter ce cas car c'est le seul qu'on puisse facilement modeliser. Nous aliens d'abord etudier 1'ionisation de 1'hydrogene et de 1'helium, puis les differentes sortes d'emission par les regions Hll : continuum, raies de recombinaison optiques et radio et raies de structure fine.

98

5.1.1

Chapitre 5 : Le gaz interstellaire ionise

Theorie de Pionisation ; la sphere de Stromgren

Considerons des atomes d'une meme espece, dont les niveaux d'energie sont reperes par 1'indice j, 1'indice k designant 1'ensemble des niveaux continus resultant de 1'ionisation, dont 1'energie est evidemment superieure a celle des niveaux j. Soit, en presence d'un rayonnement ionisant, Pjk la probabilite d'ionisation par seconde a partir du niveau j, et HJ la population du niveau j. Soit nk la population du niveau k et Pkj la probabilite pour que 1'electron se recombine sur le niveau j. L'equilibre d'ionisation, que 1'on suppose realise dans les regions Hll, s'ecrit

Soit <jj la section efficace de capture d'un electron sur le niveau j. On a

ou ne est la densite electronique et v la vitesse moyenne des electrons libres, dont la distribution sera supposee maxwellienne a la temperature Te. De meme, si Sj(v] est la section efficace de photo-ionisation a partir du niveau j par des photons de frequence z/, on peut ecrire, nph0t(y] = uvjhv etant la densite des photons de frequence v (uv est la densite d'energie du rayonnement) :

L'equation d'equilibre d'ionisation entre deux especes ioniques successives de degres d'ionisation r et r + I de 1'element considere s'ecrit

Les cascades radiatives des niveaux j vers le niveau fondamental de 1'atome ou de 1'ion etant en general tres rapides, de 1'ordre de quelque 10~9 seconde, et les excitations collisionnelles du fondamental vers les niveaux excites j ne peuplant pas beaucoup ces derniers en general, on peut a juste titre supposer que les ionisations se font seulement a partir du fondamental (j = 1), si bien que

Dans le cas de 1'hydrogene, on a une simplification supplementaire. Comme Phydrogene fournit 1'essentiel des electrons libres, on a ne ~ rij, n^ etant

5.1 Les regions Hll

99

la densite des ions hydrogene. Done no etant la densite d'atomes d'hydrogene neutre et x le degre d'ionisation, si on pose

1'equilibre d'ionisation s'ecrit

d'ou

Supposons maintenant un nuage d'hydrogene de densite uniforme nn contenant une etoile ionisante, placee a 1'origine des coordonnees. Le coefficient d'absorption de 1'hydrogene dans le continuum de Lyman s'ecrit

v\ etant la frequence de la discontinuity de Lyman :

A la distance r de 1'etoile, la profondeur optique dans le continuum de Lyman est, en negligeant 1'absorption par la poussiere

Si no = 1 cm 3, rv(v\) = 1 a 0,05 pc seulement de 1'etoile. L'absorption est done tres rapide si 1'ionisation du milieu n'est pas totale, sauf si la densite est extremement faible. On prevoit done que 1'ionisation sera quasi totale jusqu'a un rayon rs ou ne parviennent plus de photons ionisants, ceux a 1'interieur ayant ete absorbes par les rares atonies neutres provenant des recombinaisons. Le milieu est neutre en dehors de ce rayon, et ionise a 1'interieur, ce qui constitue la sphere de Stromgren. Calculons son rayon rs connaissant la densite totale nn et le flux ionisant SQ emis dans tout 1'espace par 1'etoile. Le flux ionisant S(rs) est nul sur la surface de la sphere de Stromgren. Le nombre d'ionisations par seconde et cm3 est d'apres 1'equation 5.9

100


puisque 1'hydrogene est presque entierement ionise dans la region Hil (x ~ 1). II faut tenir compte du fait que les recombinaisons sur le niveau fondamental produisent un photon qui ionisera le premier atome qu'il va rencontrer, et on ne doit pas les compter. Seules les recombinaisons sur les niveaux superieurs j > 2 comptent, et il faut remplacer le coefficient a de recombinaison par (Hummer & Seaton [234])

avec T4 = T/104K. Le rayon r$ est tel que le nombre de recombinaisons effectives dans le volume interieur est egal au nombre d'ionisations, done

La quantite

qui represente le pouvoir ionisant de 1'etoile est souvent donnee dans des tableaux, exprimee en pccm~ 2 / 3 . Le tableau 5.1 donne le nombre So de photons du continuum de Lyman de 1'hydrogene, et celui S\ du continuum de Lyman de 1'helium (voir plus loin), emis par les differents types d'etoiles chaudes, d'apres les modeles d'atmosphere stellaire de Schaerer & de Koter [431]. On en deduira facilement U. Les resultats de ces modeles sont assez peu differents de ceux, tres utilises, de Panagia [371] en ce qui concerne le continu de Lyman de 1'hydrogene, mais ils en different beaucoup pour le continuum de 1'helium. Les photons d'energie un peu superieure a 13,6 eV sont surtout absorbes par 1'hydrogene. Ceux de plus haute energie peuvent etre absorbes par 1'helium, 1'azote etc. Dans la pratique, 1'element absorbant le plus efficace a une energie de photons donnee est celui dont le seuil d'ionisation est juste un peu inferieur a cette energie. Ceci resulte de la variation rapide en z/~ 3 des sections efficaces de photo-ionisation. II en resulte la formation d'une structure d'ionisation dans une nebuleuse gazeuse relativement uniforme. Les photons d'energie superieure a 24,6 eV, potentiel d'ionisation de 1'helium, produisent une region d'helium ionise dans la zone interieure de la region Hn. Le tableau 5.1 donne le nombre de photons susceptibles d'ioniser 1'helium en fonction du type spectral de 1'etoile centrale. Si cette etoile est suffisamment chaude, la zone He n est co-extensive a la zone HII.

5.1 Les regions Hil

101

TAB. 5.1 - Flux de photons ionisants So — NLyc(H-i) et Si = -/V Ly c(Hei) du continuum de Lyman de 1'hydrogene et de celui de 1'helium, pour differents types d'etoiles chaudes avec les abondances solaires. D'apres Schaerer & de Koter [431]. Type Sp.

O3 O4 O4.5 05 O5.5 O6 O6.5 O7 O7.5 O8 O8.5 O9 O9.5 BO B0.5

V(naine) logTeJy log So K s-1 4,710 49,85 4,687 49,68 4,676 49,58 4,664 49,48 4,652 49,38 4,639 49,28 4,626 49,17 4,613 49,05 4,599 48,93 4,585 48,80 4,570 48,64 4,555 48,46 4,539 48,25 4,523 48,02 4,506 47,77

log Si s"1 49,42 49,23 49,12 49,01 48,86 48,75 48,62 48,44 48,25 48,05 47,74 47,37 46,92 46,41 45,86

Ill(geante) logTeff log S0 K s-1 4,707 49,97 4,683 49,84 4,670 49,78 4,657 49,71 4,644 49,64 4,630 49,56 4,615 49,47 4,601 49,36 4,585 49,24 4,569 40,09 4,553 48,94 4,536 48,76 4,518 48,56 4,499 48,33 4,479 48,11

log Si s'1 49,52 49,38 49,32 49,25 49,16 49,05 48,91 48,75 48,53 48,14 47,80 47,40 46,95 46,47 46,03

I(supergeante) logTeff log S0 K s"1 4,705 50,09 4,678 50,02 4,665 49,98 4,650 49,94 4,636 49,88 4,620 49,81 4,604 49,73 4,588 49,64 4,571 49,53 4,553 49,42 4,534 49,29 4,515 49,12 4,495 48,90

log Si s"1 49,63 49,56 49,53 49,47 49,35 49,24 49,12 48,91 48,65 48,37 48,05 47,67 47,21

Ceci se produit lorsque Si/So > 0,1, soit pour des etoiles plus chaudes que O8. He ill (54,4 eV) n'est que tres exceptionnellement visible autour des etoiles les plus chaudes (etoiles de Wolf-Ray et). L'oxygene ayant un potentiel d'ionisation tres voisin de celui de 1'hydrogene, la zone O II est co-extensive avec la zone Hil. O m (35,1 eV) ne se trouve que dans les regions centrales sauf si 1'etoile est tres chaude. La description que nous venons de donner est tres idealisee. II est rare de trouver une region HII isolee et spherique, presentant une vraie structure d'ionisation. En realite le milieu ionise par les etoiles a une structure heterogene. De plus les etoiles massives ont tendance a se former dans les zones superficielles des nuages moleculaires, si bien que la region HII va tendre rapidement a crever le nuage et a se repandre a 1'exterieur sous 1'effet de sa pression elevee (P — nkT est environ 1 000 fois plus grande dans la region H n que dans le nuage placental, puisque la temperature passe en gros de 20 a 10000 K et n est multiplie par 2 par 1'ionisation). C'est Veffet champagne (Yorke et al. [537], voir la section 12.3.4). La structure d'ionisation d'une telle nebuleuse est difficile a modeliser. Des modeles recents de region H n sont ceux de Stasinska & Schaerer [471] et le modele CLOUDY de G. Ferland et al. [161] (http://www.pa.uky.edu/gary/cloudy). Us supposent une densite uniforme, ou un taux de remplissage du gaz ionise uniforme, ou une densite variant regulierement. Us sont done tres idealises et doivent etre utilises avec precaution dans la comparaison avec 1'observation. Par ailleurs, une partie

102


des photons ionisants peut s'echapper de la region HII vers un milieu tres peu dense. On dit alors que la region HII est bornee par la densite, alors qu'une region Hll ideale dans un milieu infini, ou tous les photons de Lyman sont utilises pour ioniser, est bornee par I'ionisation. Examinons maintenant les differents types d'emission qui caracterisent les regions H n.

5.1.2

L'emission continue du gaz ionise

Les nebuleuses gazeuses et planetaires presentent un rayonnement continu important a toutes les longueurs d'onde de 1'ultraviolet aux ondes radio, produit par une variete de mecanismes. L'emission libre-libre (free-free,

brehmsstrahlung thermique)

L'emission libre-libre (free-free en anglais) est produite par le freinage des electrons libres passant a proximite des ions mais non captures par eux, d'ou son autre nom de rayonnement de freinage (brehmsstrahlung en allemand). Lorsque 1'emission se produit dans un plasma ou la distribution des vitesses des electrons est maxwellienne, ce qui est le cas ici, on la qualifie de thermique (voir Planches 4 et 5 des exemples d'emission radio libre-libre). Dans tous les domaines de longueur d'onde, Yemissivite (energie emise dans tout 1'espace par unite de volume et de frequence) a pour expression, pour une distribution maxwellienne des vitesses des electrons libres a la temperature Te (Lang [280] ; voir la demonstration dans Rohlfs & Wilson [413], Section 9.4, par exemple)

ou nv est 1'indice de refraction du plasma (tres peu different de 1 dans les regions HIT), Z la charge des ions de densite Ui (dans la pratique Z c± 1 et Hi ~ ne}. gff(v,Te) est le facteur de Gaunt qui correspond aux limites finies d'integration sur le parametre d'impact de 1'electron passant a proximite de 1'ion. Numeriquement, on a

Le facteur de Gaunt est donne par

avec

5.1 Les regions Hll

103

FlG. 5.1 - Dependance en frequence et en temperature du facteur de Gaunt libre-libre gjj multiplie par exp(—hv/kT e ] ; ce produit est proportionnel a Pemissivite e^ (Eq. 5.19). Les differentes courbes correspondent aux temperatures 500, 103, 2 103, 4 103, 6 103, 8 103, 104, 5 104 et 105 K. D'apres Beckert et al. [24], avec 1'autorisation de 1'ESO.

pour les conditions habituelles des regions HII. Pour le cas general, ce facteur est donne (Figure 5.1) en fonction de la frequence et de la temperature, apres multiplication par exp(—hv/kT e }. Le coefficient d'absorption est donne par

ou -Bj,(Te) est la fonction de Planck et nv ~ 1 1'indice de refraction du milieu a la frequence v. Dans le cas radio (approximation de Rayleigh-Jeans) et en prenant Hi = 1'epaisseur optique s'ecrit

EM etant la mesure d'emission

104


Le facteur de Gaunt gff a pour expression aux frequences radio

et 9jj En tenant compte de cette expression, on arrive a la formule simple

La correction a(z/, Te), tres voisine de 1, est tabulee par Mezger & Henderson [347]. L'intensite Iv 6mise par une region H n par unite de frequence decroit done avec la frequence comme z/~ 2>1 aux frequences elevees ou le milieu est optiquement mince. Sa temperature de brillance TB oc I^v2 est presque independante de la frequence. Aux basses frequences ou le milieu est optiquement epais, il se comporte comme un corps noir a la temperature Te (Figure 5.2). Rayonnement libre-lie (free-bound) La recombinaison des electrons libres avec les ions produit un rayonnement continu. La recombinaison sur les differents niveaux de 1'atome d'hydrogene produit differentes discontinuites dans le spectre : la discontinuity de Balmer correspond a la recombinaison sur le niveau n = 2, celle de Paschen sur le niveau n = 3, etc. On trouvera les expressions de 1'emissivite correspondante dans Lang [280], section 1.31 ou dans Beckert et al. [24]. La figure 5.3 donne les coefficients d'emission continue 7^ = ev/(nine} libre-libre + libre-lie et de rayonnement a deux photons de 1'hydrogene (voir le paragraphe suivant) en fonction de la longueur d'onde, dans le domaine visible. La figure 5.4 montre le spectre libre-libre + libre-lie a toutes les longueurs d'onde pour un plasma d'hydrogene a Te — 7 103 K, ce qui correspond a une region HII typique. Rayonnement a deux photons L'emission de rayonnement entre deux niveaux d'un atome peut se produire soit directement par un seul photon, soit par 1'intermediate d'un niveau virtuel non quantifie, avec emission de deux photons dont la somme des energies est egale a 1'energie de la transition. La probabilite de cette emission de deux photons est tres faible, mais elle peut devenir la source principale de desexcitation d'un niveau metastable s'il y a peu de collisions. Cette emission existe dans le cas de 1'helium neutre, qui presente deux series d'etats singulets et triplets entre lesquels les transitions sont interdites. Les recombinaisons produisent des quantites comparables de He I singulet

5.1 Les regions Hll

105

FlG. 5.2 - Rayonnement thermique d'une region Hn. (a) Distribution spectrale energetique de 1'intensite en fonction de la frequence (en abscisses), (b) Temperature de brillance en fonction de la frequence. L'epaisseur optique r est portee en abscisses en haut de la figure. La frequence VQ est celle on r — I . D'apres Rohlfs fe Wilson [413], avec 1'autorisation de Springer Verlag. et triplet, et les cascades radiatives peuplent les niveaux les plus has, le niveau 2s 3S de la configuration triplet etant 19,81 eV au-dessus du niveau fondamental Is2 ^ de la configuration singulet. Le niveau triplet ne peut se desexciter radiativement que par emission de deux photons, dont 1'energie est comprise entre 0 et 9,9 eV. Ce rayonnement est cependant faible vis-a-vis des autres rayonnements continus des regions Hll. De meme, 1'hydrogene peut se recombiner sur le niveau 22S1/2 qui ne peut se desexciter radiativement que par emission de deux photons, produisant un continuum croissant vers 1'ultraviolet qui, lui, est plus intense que le continuum libre-libre + libre-lie vers 4000 A. II est montre (Figure 5.3) pour 1'hydrogene. Lumiere stellaire diffusee et emission thermique des poussieres Les regions H n contiennent des poussieres qui diffusent la lumiere des etoiles excitatrices et produisent done une certaine brillance dans le visible et surtout dans 1'ultraviolet. Elles absorbent aussi une partie des photons emis

106


FlG. 5.3 — Variation avec la frequence des coefficients d'emission continue de Hi, Hei et Heii a une temperature de 104 K. Le coefficient d'emission continue a deux photons de 1'hydrogene 70(2

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