Phase Gazeuse

Le gaz interstellaire est composé principalement d'hydrogène (70% en masse, 90% en nombre d'atomes) et d'hélium (28% en masse, 9% en nombre d'atomes). Ces éléments persistent depuis le Big Bang, avec une petite réduction de l'Hydrogène (de 75 % à 70% ) et une augmentation de l'Hélium (de 24 % à 28% ) dues à la transformation d'un élément en l'autre par la nucléosynthèse stellaire. Ce processus de nucléosynthèse stellaire produit également les atomes plus lourds (C, N, O, S, ....) qui représentent environ 2% en masse et 1% en nombre d'atomes du milieu interstellaire. Les abondances des élément lourds diminuent avec la distance au Centre Galactique, les abondances au voisinage du Soleil étant environ la moitié de celles atteintes dans la région du Centre Galactique.

Dans les zones protégées du rayonnement ultraviolet des étoiles, les atomes s'assemblent en molécules de tailles variées, depuis les molécules simples diatomiques et triatomiques (principalement H₂, CO, et H₂O) jusqu'à des espèces organiques complexes, dont certaines se retrouvent dans les comètes. On a identifié actuellement plus de 200 molécules interstellaires dans le MIS. On a en en particulier détecté du glycolaldéhyde, un sucre nécessaire à la synthèse de l'ARN (Acide RiboNucléique). Cela suggère qu’une partie de la composition de notre système solaire, des océans terrestres, et peut-être des briques de base de la vie, pourrait être directement héritée de la chimie interstellaire. Cette question constitue un domaine nouveau et très actif de recherche, l'astrochimie du MIS, à la frontière avec l'astrobiologie.

La composition du gaz interstellaire, ainsi que ses conditions physiques, sont déterminées grâce à des observations spectroscopiques de raies d'absorption et d'émission, atomiques ou moléculaires, dont les principales seront présentées en détail dans la suite du cours.

Les grains interstellaires

Le MIS contient aussi une phase solide : les grains interstellaires, qui contiennent environ 1% de la masse du gaz. Leur présence est décelable par leur effet d'extinction (bandes sombres) et diffusion (nébuleuses par réflexion) de la lumière stellaire, ainsi que par leur rayonnement thermique dans le domaine infrarouge. L’analyse de ces phénomènes en fonction de la longueur d'onde permet de contraindre leur distribution en taille et leur type de matériau (cristallin ou amorphe, aromatique..). On en déduit que les grains présentent un vaste continuum de tailles, allant de quelques dizaines d'Angstrom pour les petits agrégats jusqu'à une fraction de μm, voire plusieurs μm dans les régions très denses. Les matériaux principaux qui composent la poussière interstellaire sont les éléments réfractaires comme les silicates et le carbone. Les grains jouent un rôle fondamental dans le MIS à plusieurs points de vue :

• L' absorption de photons UV arrache aux grains un électron (effet photo-électrique) qui communique ensuite son énergie au gaz par collisions; c'est le terme de "chauffage photoélectrique", dominant dans le milieu atomique et moléculaire diffus (A_V < 1 mag), qui le maintient autour de 100 K, ainsi que dans les régions denses irradiées par un champ UV plus intense (régions de photodissociation).
• Les grains sont le site de formation des molécules H₂ (la réaction H+H en phase gazeuse menant à un état répulsif non lié), qui initie toute la chimie interstellaire et la formation des nuages moléculaires.
• Au sein de ces nuages, ils absorbent la lumière visible et ultraviolette des étoiles, protégeant ainsi les autres molécules de la photodissociation et permettant au gaz de s'y refroidir suffisamment (10 K) pour que la gravité l'emporte et que des étoiles s'y forment.
• Dans les régions les plus froides et denses des nuages, les grains réfractaires se couvrent de manteaux de glaces (par ex. H₂O, NH₃, CO, CO₂...), et sont un site de catalyse favorable pour la formation d'espèces plus complexes dont la synthèse ne semble pas énergétiquement possible en phase gazeuse.

Remarque

Afin de détecter les différentes phases du milieu interstellaire, il faut combiner des observations à différentes longueurs d'onde qui permettent de sonder du gaz sur un vaste domaine de température et de densité. Ces observations et leurs résultats seront présentés plus en détail dans le chapitre Détection du milieu interstellaire à différentes longueurs d'onde. Le tableau ci-dessous résume les propriétés typiques déduites pour chaque phase, ainsi que les principaux traceurs.

Le rôle central du MIS dans la formation stellaire

Les mécanismes qui induisent ou influencent le cycle du MIS déterminent le taux de conversion du gaz en étoiles, qui est un paramètre fondamental pour l’évolution des galaxies. Cela en fait un sujet de recherche très important en astrophysique. Plusieurs mécanismes de base qui entretiennent le cycle du MIS ont été identifiés (indiqués en rouge sur la Figure ci-dessous) et bien que plusieurs aspects posent encore question, ils permettent d'en comprendre les grandes étapes, que nous décrivons brièvement ci-dessous :

Cycle de condensation du MIS

1. La majorité de la masse du MIS se trouve dans la phase tiède diffuse, neutre ou ionisée (WIM ou WNM)
2. Sous l'effet d'une compression, par exemple passage d'une onde de choc, le gaz subit une instabilité thermique (voir ci-dessous) qui le fait passer dans la phase atomique froide (100 K, CNM), pour former un nuage HI plus dense.
3. Dans les zones abritées du flux UV interstellaire, l'hydrogène devient majoritairement moléculaire et il se forme un nuage moléculaire géant (GMC). Le rayonnement très efficace des molécules de CO refroidit le gaz, qui se condense sous l'effet de la pression ambiante et de l'auto-gravité.
4. Sous l'effet combiné de la turbulence et du champ magnétique, une structure filamentaire / fractale s'établit et des petits globules (appelés "coeurs denses") se forment dont certains deviennent instables par leur propre gravité et s’effondrent pour former des étoiles.

Cycle de ré-expansion du MIS

Une fois formées, les étoiles ont une forte rétroaction sur le MIS via plusieurs agents qui agissent en parallèle, et ont tendance à faire retourner le gaz de la phase dense à la phase diffuse tiède :

• Le rayonnement UV ionisant ou UV "extreme" (EUV > 13.6 eV) émis par les jeunes étoiles massives (type OB) forme autour d’elles des bulles d’hydrogène ionisé dénommées régions HII  qui progressent dans le nuage moléculaire jusqu’à en ioniser un vaste volume.
• Le rayonnement UV non ionisant, ou UV "lointain" (Far-UV : 6-13.6 eV) crée des « régions de photodissociation » ou PDR (d'après l'acronyme anglais pour "Photo-Dissociation Regions") à l’interface avec le nuage moléculaire environnant, où le gaz est chauffé par effet photo-électrique sur les grains et s’évapore pour retourner dans la phase diffuse tiède.
• La perte de masse : les étoiles jeunes, les étoiles chaudes de type OB, et les étoiles en fin de vie (géantes rouges) ont une perte de masse intense qui balaye et sculpte le MIS ambiant via des ondes de choc, sur des échelles atteignant plusieurs pc. Il se creuse ainsi dans le milieu ambiant des cavités en expansion remplies par les éjecta stellaires plus diffus, qui peuvent finir par occuper une large fraction de volume du nuage. Sous l'effet de cette expansion, une partie du nuage parent peut atteindre la vitesse de libération et se trouver expulsé dans la phase diffuse.
• Les explosions de supernovae : ces événements très violents génèrent des ondes de choc gigantesques et d'immenses bulles de gaz très chaud appelées restes de supernovae (ou SNR pour SuperNova Remnant) qui se répandent ensuite dans la Galaxie pour alimenter la phase ionisée chaude (HIM), aux alentours de 10⁶ K.

Par l'effet cumulatif du rayonnement UV et des ondes de chocs, les étoiles massives finissent par détruire leur nuage moléculaire parent en quelques millions d'années ; le cycle du MIS est alors bouclé et un nouveau cycle peut commencer.

Auto-régulation de la formation stellaire

La rétroaction des étoiles a globalement un effet auto-régulateur sur la formation stellaire : l’injection d’énergie à toutes les échelles, par le rayonnement et les ondes de choc produites par les vents stellaires, contribue à alimenter les mouvements turbulents du gaz qui s’opposent à la gravité : cela pourrait expliquer pourquoi seulement quelques % de la masse d’un GMC sont convertis en étoiles avant que le nuage ne soit détruit par les étoiles massives. Un autre facteur régulateur possible est le champ magnétique, qui semble être suffisamment fort pour réguler la formation des filaments denses où se forment préférentiellement les étoiles (voir la partie sur les mesures de Champ magnétique).

Formation stellaire induite

En parallèle à cet effet global régulateur, on a récemment observé (en particulier grâce au satellite Herschel) que la compression induite par les ondes de choc autour des régions HII et des restes de supernovae peut localement avoir une rétroaction positive et au contraire favoriser la formation de nouvelles étoiles massives. C'est le phénomène de « formation stellaire induite ». Un exemple est présenté dans la figure ci-contre. L'efficacité globale de ce phénomène, et la distribution en masse des étoiles qui en résulte, sont encore un sujet de recherche très ouvert.

Remarque

La coïncidence entre ces différentes formes d'énergie, appelée « équipartition », n'est pas fortuite, mais résulte des transferts et des interactions efficaces entre ces composantes.

Par exemple, si la densité d'énergie des rayons cosmiques était beaucoup plus élevée, le milieu interstellaire magnétisé ne serait pas capable de les confiner et ils pourraient s'échapper librement de la Galaxie. La densité d'énergie des rayons cosmiques piégés dans la Galaxie tend donc vers l'équipartition avec l’énergie magnétique.

De la même façon, les densités d'énergie magnétique et cinétique sont comparables très probablement à cause du couplage entre le champ magnétique et les mouvements du fluide (le champ magnétique est amplifié par effet dynamo et par compression dans les ondes de choc).

Enfin, si la densité d'énergie du rayonnement interstellaire n'était pas du même ordre que celle du gaz, la pression de rayonnement qui agit sur la poussière comprimerait le gaz jusqu’à ce que leurs pressions deviennent comparables. Notons cependant que dans les nuages denses où le rayonnement stellaire pénètre peu, l’énergie sous forme de rayonnement devient négligeable par rapport aux autres réservoirs.

Notons aussi que si l’énergie thermique est du même ordre que l’énergie turbulente dans la « bulle locale » chaude où se situe le soleil, la grande majorité du gaz interstellaire est dans la situation inverse où la turbulence l’emporte sur l’agitation thermique : les mouvements turbulents y sont supersoniques, et contribuent de façon majeure à la pression.

Rayonnement stellaire (UV, VIS, IR)

Les étoiles créent un rayonnement interstellaire diffus dans la Galaxie. Le rayonnement ultraviolet (UV) est dominé par la contribution des étoiles massives, très chaudes (de type O-B), la lumière visible est associée à des étoiles de type A, tandis que les étoiles de type K-M fournissent une contribution infrarouge. Le champ ultraviolet interstellaire est celui qui a l'impact le plus important sur le MIS : Au dessus de 13.6 eV il possède l'énergie suffisante pour photoioniser l'hydrogène (voire l'Helium) et créer des régions de gaz ionisé (régions HII); cependant, du fait de la forte abondance de H et He, ce rayonnement est entièrement absorbé dans une région limitée(appelée Sphère de Stromgren) autour des étoiles massives, de taille inférieure à quelques pc. Par contre, le rayonnement UV non ionisant, d'énergie inférieure à 13.6 eV, est moins absorbé et peut pénétrer plus loin dans le milieu jusqu'à rejoindre les régions d'interface appellée régions de photodissociation (PDR) entre régions HII et nuage moléculaire parent. Là, il y photoexcite et photodissocie les molécules, photoionise les nombreux éléments lourds, et chauffe le milieu par effet photoélectrique sur les grains de poussière. L'intensité du champ de rayonnement ultraviolet dans le voisinage solaire à été estimée par Habing et vaut ≈4x10^-14 erg cm^-3 à =12.4 eV. L'intégration du spectre UV de Habing de 6 à 13 eV donne une densité d'énergie (6-13eV)≈5.29x10^-14 erg cm^-3. Pour décrire l'intensité du champ FUV incident sur une PDR on utilise souvent un facteur d'échelle qui est défini comme le rapport de la densité de rayonnement de 6 à 13 eV à celle de Habing : =(6-13eV)/(6-13eV). Des estimations récentes donnent pour le champ de rayonnement interstellaire moyen la valeur =1.7. Dans des régions de photodissociation typiques comme la nébuleuse de la Tête de Cheval on trouve =100, alors que des valeurs de =10⁴-10⁵ sont atteintes au sein des régions de formation stellaire.

Rayonnement de la poussière (IR)

Le champ de rayonnement infrarouge provient essentiellement des grains de poussière. Ils sont très efficaces à absorber les photons ultraviolets, qui les chauffent, et ils se refroidissent en rayonnant dans les régions du spectre de l'infrarouge et du submillimétrique; Les grains de poussière transforment donc une partie de l'énergie stellaire ultraviolette en énergie infrarouge et en énergie thermique des grains; le reste étant transformé en énergie thermique et cinétique du gaz (effet photo-électrique, évaporation). A l'équilibre thermique, les grains atteignent des températures typiques de 5-50 K dans le MIS; ils peuvent atteindre 100-1000 K à proximité immédiate des étoiles jeunes (disques et enveloppes circumstellaires). Le spectre d'émission est alors continu et déterminé par la température et la composition des grains mais il peut être décrit avec une bonne approximation comme un spectre de corps noir (voir le cours " Fenêtres sur l'Univers"). Cette émission thermique représente en moyenne les 2/3 de la puissance irradiée par la poussière dans le MIS. Le 3ème tiers de cette puissance est rayonné dans l'infrarouge moyen dans des bandes d'émission discrètes (3.3, 6.2, 7.7, 8.6, 11.2, 12.7 μm) qui sont attribués à des hydrocarbures aromatiques polycycliques (PAH = Polycyclic Aromatic Hydrocarbons). Il s'agit de macro-molécules constituées d'atomes de carbone et d'hydrogène, avec une structure planaire composée de cellules hexagonales benzéniques. Ces macro-molécules sont trop petites pour être à l'équilibre thermique et rayonnent de façon "impulsionnelle" suite à l'absorption de chaque photon UV.

Rayonnement cosmologique

Le rayonnement cosmologique est essentiellement isotrope et présente un spectre de corps noir à la température de 2.7 K. Ce rayonnement millimétrique et submillimétrique apporte un chauffage et une source d'excitation minimum au MIS, important en particulier pour la population des niveaux rotationnels de basse énergie des molécules.

La figure ci-dessous montre un exemple des différentes contributions au champ de rayonnement, tel que prédit au voisinage d'une étoile B sans atténuation sur la ligne de visée.

Effet sur le MIS

Le champ magnétique représente une forme d'énergie et de pression très importante pour le milieu interstellaire. Aux grandes échelles, la pression magnétique et la pression des rayons cosmiques s'ajoutent à la pression cinétique turbulente pour contrebalancer l'attraction gravitationnelle de la matière du disque galactique et déterminer la distribution verticale du gaz. Aux plus petites échelles, le champ magnétique joue un rôle majeur dans la structuration, la fragmentation et l'effondrement des nuages interstellaires qui aboutit à la formation des étoiles et des disques protoplanétaires.

Mesures du champ magnétique

Il existe différentes méthodes de mesure de l'intensité et/ou de la direction du champ magnétique interstellaire. Leur domaine d'utilisation varie selon la phase du MIS (ionisée ou neutre) et l'échelle spatiale que l'on souhaite sonder. Les 4 principales sont :

1. La rotation Faraday
2. L’émission du rayonnement synchrotron diffus galactique
3. La polarisation de la lumière par les grains de poussière (en transmission ou en émission)
4. L’effet Zeeman dans les raies spectrales

Nous décrivons d’abord brièvement le principe de chaque méthode, puis les résultats obtenus sur le champ magnétique du MIS dans la Galaxie.

Schéma illustrant la polarisation de la lumière stellaire transmise parallèle à la composante du champ dans le plan du ciel (à gauche) et la polarisation de l'émission des poussières perpendiculaire à ce même champ (à droite).

Crédit : Présentation de Alyssa Goodman à la conférence Protostar & Planets (1998) traduite en français.

Carte galactique de polarisation de la lumière stellaire par les poussières

Cette carte de polarisation des étoiles par les poussières interstellaires suggère la présence d'une composante organisée du champ à grande échelle dans le plan Galactique, ainsi qu'une composante plus aléatoire.

Crédit : D.S. Mathewson & L.V. Ford, Mem. R. astr. Soc. 1970

Résultats des mesures de champ magnétique dans la Galaxie

Aux grandes échelles, la combinaison de la rotation de Faraday, de la polarisation optique et de l’émission radio synchrotron a été utilisée pour contraindre la structure du champ magnétique galactique. Elle montre la présence dans le disque d'un champ ordonné orienté sensiblement le long des bras spiraux (comme observé dans les galaxies spirales externes), de valeur environ 1,5 μG au voisinage solaire, et qui change de sens à 5,5 kpc du centre galactique. La polarisation optique des étoiles proches est par contre dominée par une composante désordonnée du champ d'intensité plus élevée d'environ 5 μG. Les modèles les plus récents indiquent aussi la présence d’un champ magnétique toroidal dans le halo, et d’une composante poloidale évasée hors du plan de la Galaxie. La géométrie 3D proposée est illustrée dans la Figure ci-contre.

Modèle du champ magnétique de la Galaxie

Reconstruction synthétique de la structure 3D du champ magnétique Galactique obtenue par ajustement des mesures de rotation Faraday et d'émission synchrotron polarisée.

Crédit : Farrar G. R. et al. 2015, The 34th International Cosmic Ray Conference.

Aux échelles plus petites des nuages interstellaires et des condensations moléculaires, les méthodes de mesure employées sont l'effet Zeeman (pour le module du champ longitudinal) et la polarisation de l'émission des poussières (pour la direction du champ)

Une compilation récente des mesures Zeeman est présentée dans la Figure ci-contre. Une analyse Bayesienne prenant en compte les limites supérieures indique que le champ maximum dans le gaz neutre reste à peu près constant ~ 10 μG jusqu’à une densité de 300 cm^-3. Cela suggère que les nuages HI diffus se condensent préférentiellement le long des tubes de champ magnétique, sans comprimer le champ. Au dessus de 300 cm^-3, le champ augmente avec la densité du milieu selon une loi de la forme . Cette pente de 2/3 diffère de la pente 1/2 des études précédentes, où la statistique était plus limitée. Elle suggère que la gravité domine la pression magnétique lors de la formation des coeurs denses dans les nuages moléculaires. Cela est cohérent avec les valeurs de B mesurées qui, après correction statistique des effets de projection, restent inférieures en moyenne d’un facteur 2 à la valeur critique nécessaire pour contrecarrer l' autogravité, . Cependant une large dispersion est observée d'un nuage à l'autre.

Mesures du champ B dans les nuages denses

Intensité moyenne du champ magnétique le long de la ligne de visée déduite de mesures de l'effet Zeeman dans les nuages atomiques HI et moléculaires, en fonction de la densité du gaz. La courbe bleue montre la valeur maximum la plus probable, corrigée des effets de projection.

Crédit : Crutcher, R.M. 2012, Ann. Rev. Astron. Astrophys.

L’étude de la polarisation de l’émission des poussières a fait un grand bond en avant ces dernières années grâce aux progrès des télescopes et interféromètres submillimétriques, et au satellite Planck qui a cartographié la polarisation du continu submillimétrique dans l'ensemble du ciel avec une très grande précision. Les cartes dans les nuages moléculaires (par exemple le Taureau) révèlent une distribution de lignes de champ assez uniforme et cohérente qui suggère la présence d'une composante à grande échelle d’intensité suffisante pour resister à la turbulence. Les filaments denses de matière semblent préférentiellement parallèles ou perpendiculaires au champ, ce qui suggère que ce dernier joue un rôle dans leur formation ou leur confinement.

Champ magnétique dans le Taureau avec Planck

Orientation du champ magnétique (en courbes grises) et densité colonne (en couleurs) dans le nuage moléculaire du Taureau. La direction du champ est déterminée par la polarisation de l'émission des poussières cartographiée par le satellite Planck.

Crédit : Planck Collaboration XXXV, 2015 Astronomy & Astrophysics, in press.

L’orientation globale du champ est souvent préservée jusque dans les coeurs denses (0.1 pc) où se forment les étoiles. Une composante aléatoire turbulente est également présente, mais généralement plus faible que la composante organisée. A petite échelle une géométrie en « sablier » est parfois observée suggérant que le champ est pincé et comprimé par la contraction gravitationnelle (voir ci-dessous).

Carte du champ magnétique dans un coeur dense

Orientation du champ magnétique dans le plan du ciel (en rouge) déduite de la polarisation de l'émission des poussières (intensité totale en couleurs) dans la condensation NGC1333-IRAS4A qui abrite une protoétoile.

Crédit : Girart, Rao et Marrone 2006, Science

Effet des rayons cosmiques sur le MIS

Ce sont les rayons cosmiques de basse énergie (de l'ordre du MeV) qui jouent un rôle important dans l'ionisation et le chauffage du milieu interstellaire moléculaire. Leur flux au bord des nuages est moins intense que celui des photons ultraviolets mais leur degré de pénétration est beaucoup plus élevé, ce qui fournit une source d'ionisation s'étendant jusqu'au plus profond de ces objets. Les rayons cosmiques influencent donc la chimie du milieu, en particulier en favorisant la formation de molécules grâce à des réactions ions-neutres (qui n'ont pas de barrière énergétique). L’ionisation par les rayons cosmiques produit aussi des électrons énergétiques qui chauffent le gaz via interaction colombienne. Ce processus est la source principale de chauffage dans les nuages moléculaires où le flux UV est faible et la densité < 10⁴ cm^-3 (au dessus, le chauffage par collisions avec les grains entre en jeu). La compétition avec le refroidissement radiatif par CO y maintient une température d’équilibre autour de 10 K.

Le flux de rayons cosmiques de basse énergie dans la Galaxie n'est pas mesurable directement. En dessous de 10 GeV, les particules détectées proviennent essentiellement du Soleil, car les rayons cosmiques de même énergie qui proviendraient de l'extérieur sont repoussés par le vent solaire (effet de modulation solaire). Leur flux incident dans l’espace interstellaire doit donc être estimé de manière indirecte. Une première méthode a consisté à modéliser la surabondance de noyaux légers (Li, Be, B) qui résulte de la fragmentation des noyaux de C,N ou O du milieu interstellaire par l’impact des protons rapides (réactions de spallation). Le seuil de cette réaction se situant vers 30-50 MeV, elle est très sensible aux protons de faible énergie. Une approche plus directe consiste à mesurer l'abondance de certains ions moléculaires, comme H₃⁺ qui résulte de l'ionisation de H₂ par les rayons cosmiques de basse énergie (les photons UV capables d'ioniser H₂ sont absorbés par l’hydrogène atomique). Les résultats récents illustrés ci-dessous révèlent un taux moyen d'ionisation par les cosmiques dans le MIS diffus d'environ 3x10^-16 s^-1, qui chute d'un facteur 10 dans les nuages denses (N_H > 5x10²² cm^-2). Des variations importantes sont observées entre nuages diffus, qui pourraient refléter leur distance aux sites locaux d’accélération des RCs ou bien des effets de propagation.

Taux d'ionisation par les rayons cosmiques

Taux d'ionisation par les rayons cosmiques (normalisé par noyau d'hydrogène) sur plusieurs lignes de visées, tracé en fonction de la densité colonne N_H du nuage. Les valeurs sont principalement déduites de l'abondance de H₃⁺ (losanges pleins et ouverts pour les détections, flèches grises pour les limites supérieures); et complétées par des mesures de HCO⁺ (croix) et HCNH⁺ (carré).

Crédit : Indriolo & McCall (2012, ApJ)

Introduction

Nous ne pouvons étudier le milieu interstellaire que par le moyen de l'analyse de son rayonnement, sous forme d'émission continue et de raies spectrales. Les caractéristiques de cette émission dépendent des conditions physiques (densité, température, composition chimique) du gaz et des poussières, qui sont très variées. Certaines composantes du MIS sont bien visibles dans des régions particulières du spectre mais ne sont pas relevées dans d' autres. Il nous faut donc combiner des observations dans un vaste intervalle d'énergies pour avoir accès aux différentes phases du milieu, ainsi qu'aux différents diagnostics radiatifs des conditions qui y règnent.

Raie de l'hydrogène à 21cm

La raie à 21 cm de longueur d'onde (1.4 GHz de fréquence radio) correspond à la très faible différence d'énergie (5.9x10^-5 eV = 0.07 K) entre les deux sous-niveaux hyperfins du niveau fondamental de l'hydrogène atomique, où se trouve la plupart de l'hydrogène dans le MIS atomique froid. La transition se produit lorsque l'électron renverse son spin : le sous-niveau supérieur correspond à la configuration où le spin de l'électron est parallèle à celui du noyau (spin total S =1), et le sous-niveau inférieur à celle où le spin est antiparallèle (S=0). Le taux de désexcitation radiative spontanée (voir la page Coefficients d'Einstein) est très faible : la durée de vie du sous-niveau supérieur est de 10⁷ ans. Aussi, dès que la densité excède 1 cm^-3, les collisions maintiennent la population du niveau supérieur à son niveau d'équilibre thermodynamique local . Chaque dépeuplement par émission spontanée produit un photon à 21 cm. L'intensité du signal radio observé est proportionnelle à la densité de colonne du gaz (nombre d'atomes par unité de surface le long de la ligne de visée). L'étude de l'émission de la raie à 21 cm et des variations spatiales de son intensité a donc permis la détermination de la masse et de la distribution du gaz atomique froid dans notre Galaxie et des galaxies extérieures. La raie à 21 cm peut être observée également en absorption lorsque un nuage d'hydrogène froid est situé sur la même ligne de visée qu'une source puissante de rayonnement radio continu (un pulsar ou une galaxie radio). Une combinaison de mesures en émission et absorption permet de déterminer à la fois la température et la densité de colonne du gaz atomique (voir les détails dans la page Application : la raie à 21 cm de l'hydrogène neutre).

Raies atomiques de structure fine

Contrairement à l'atome d'hydrogène, la plupart des atomes et des ions importants dans le milieu interstellaire ont un moment orbital total L non nul dans leur configuration electronique fondamentale (la seule qui soit peuplée en pratique). Ce niveau est donc décomposé par l'interaction de structure fine entre le moment orbital total de tous les électrons de l'atome et leur spin total . Le moment angulaire total du système atomique est la somme vectorielle de ces deux moments cinétiques : et les transitions dipolaires électriques sont soumises aux règles de sélection : . Les transitions entre les sous-niveaux de structure fine sont dites "interdites" car elles transgressent ces règles de sélection. Elles ont en conséquence un coefficient d'Einstein faible, mais non nul car la transition dipolaire magnétique reste autorisée. Le niveau supérieur est souvent proche du fondamental, ce qui leur donne une grande importance pour la physique du milieu interstellaire : La raie de [CII]λ157.7μm, dont le niveau supérieur n'est qu'à 91,2 K, est très facilement excitée dans le milieu neutre froid et elle en est le principal facteur de refroidissement. En effet, dans cette phase diffuse, le carbone est essentiellement sous forme de C+ à cause du flux UV interstellaire. La raie de [OI]λ63μm, dont le niveau supérieur est à 228 K, participe également au refroidissement à température plus élevée. Ces raies appartiennent à l'infrarouge lointain et ont été observées par de nombreux satellites comme COBE, ISO, SWAS) et récemment Herschel, avec une résolution angulaire atteignant 10 secondes d'arc.

Résultats des observations spectrales

• Il existe deux phases du milieu interstellaire atomique : l'une tiède (WNM), à plusieurs milliers de degrés, et peu dense (0.1-0.5 cm^-3) que l'on voit en émission, l'autre froide (CNM, 60-100 K) et plus dense (10-50 cm^-3), qui domine l'absorption. Les densités de colonne sont toutes deux d'environ 1.5x10²⁰ atomes cm^-2. Le contenu en matière est comparable pour les deux composantes mais la composante tiède forme un disque plus épais, sa demi-épaisseur étant de l'ordre de 200 kpc, par rapport à celui du gaz froid d'environ 100 kpc. La composante froide forme principalement les structures complexes mentionnées ci-dessus, et se trouve également dans les enveloppes des nuages moléculaires. La composante tiède est distribuée plus uniformément.
• La composante froide est fortement inhomogène. Elle est dominée par des nappes, des coquilles et des filaments à toutes les échelles avec une apparence fractale qui pourrait être créée par la turbulence. Elle se trouve également dans les enveloppes des nuages moléculaires. La composante tiède est distribuée plus uniformément.
• Les abondances des éléments déduites des raies d'absorption ultraviolettes révèlent que la plupart des élément sont sous-abondants dans le gaz atomique froid par rapport aux abondances solaires, stellaires où dans les régions HII à l'exception de S, Zn et P. Les élément manquants sont supposés se trouver dans les grains de poussière. La sous-abondance est moins grande dans le gaz neutre tiède, ce qui indique une destruction partielle des grains, peut-être sous l'effet d'ondes de chocs violentes (restes de supernovae).

Carte du plan galactique dans la raie à 21cm dans une région du bras de Persée

Grumeaux et filaments (en pourpre) d'hydrogène froid superposés sur un fond diffus d'hydrogène plus chaud (en jaune).

Crédit : J. English : données obtenues par le Relevé Canadian du Plan Galactique.

Carte du gaz neutre atomique dans la Galaxie

Crédit : J.Dickey (Université du Minnesota), F.Lockman (National Radio Astronomy Observatory)

Transitions moléculaires

Aujourd'hui on a identifié plus de 200 molécules différentes dans le milieu interstellaire. Les molécules sont fragiles et peuvent être dissociées par le rayonnement visible et ultraviolet. Elles sont donc principalement localisées dans des nuages moléculaires denses où elles sont protégés du flux de photons de haute énergie par la poussière et l'hydrogène moléculaire diffus situé aux bords des nuages. Leurs raies spectrales fournissent donc des informations précieuses sur les régions les plus denses du milieu interstellaire.

Tandis que les transitions dans les atomes proviennent uniquement des changements d’orbite des électrons, les molécules émettent selon trois type de transitions : électroniques, vibrationnelles et rotationnelles, qui tracent des gammes d'énergie décroissantes.

• Les transitions électroniques des molécules sont l'équivalent des transitions atomiques. Pour H₂, la molécule interstellaire la plus importante, ces transitions sont à des longueurs d'onde λ < 115 nm. Les autres molécules détectées par leurs transitions électroniques sont CO et OH dans l'ultraviolet lointain, CH, CH+ et CN dans l'ultraviolet proche et le bleu, et C₂ et CN dans le proche infrarouge à 800-900 nm. Cependant, les niveaux électroniques des molécules sont situés à des énergies trop élevées pour être peuplés par collisions thermiques car cela nécessiterait des températures où le gaz ne serait plus moléculaire. Ils peuvent par contre être peuplés par l’absorption d’un photon ultraviolet, ou par l’impact d’un électron énergétique issu de l’ionisation du gaz par des rayons X ou des rayons cosmiques. La molécule ainsi excitée cascade vers les niveaux inférieurs en émettant des photons dans ses transitions électroniques : c’est le phénomène de fluorescence. Celui-ci n’a lieu qu’à proximité d’une source intense d’UV ou d’ionisation (par ex. étoiles jeunes, Noyau actif de galaxie...). Dans les conditions interstellaires typiques, les transitions électroniques des molécules sont seulement observables en absorption à partir du niveau électronique fondamental, en direction d'étoiles ou de sources extragalactiques. En particulier, les observations dans l'UV lointain menées avec les satellites COPERNICUS et FUSE ont fourni le rapport d'abondance H₂/H sur de nombreuses lignes de visée du milieu moléculaire diffus (où l'extinction par les poussières n'est pas trop élevée), par l'observation de raies d'absorption électroniques de H₂ et de H (raie Lyman α).

• Selon leur géométrie, les molécules possèdent un certain nombre de modes de vibration possibles qui sont quantifiés et associés à des niveaux d'énergie approximativement équidistants, de séparation typique ~ 3000 K. Les transitions entre ces niveaux, dites vibrationnelles, sont caractérisées par des longueurs d'onde typiques de l'infrarouge proche. Ces transitions sont vues soit en absorption devant une source intense de continuum infrarouge, soit en émission si la température du milieu est suffisamment élevée, par exemple dans les chocs, ou les régions de photodissociation (PDRs) exposées à un fort flux UV. Les transitions vibrationnelles de H₂, ainsi que celles de CO et H₂O, sont observées à la fois du sol et de l'espace (par ex. par le satellite Spitzer). Chaque transition vibrationnelle est composée d’une série de raies distinctes de longueurs d’onde très proches, provenant des différents sous-niveaux de rotation (voir ci-dessous). Les meilleurs spectromètres infrarouges au sol sont capables de résoudre ces sous-composantes individuelles dites ''ro-vibrationnelles" pour en déduire la température du gaz via la loi de Boltzman.

• Les transitions rotationnelles correspondent à la quantification des modes de rotation des molécules. Pour H₂ ces raies sont dans l’infrarouge moyen (λ ≤ 28 μm) et issues de niveaux > 500 K, qui ne sont excités en émission que dans des zones localement chauffées (chocs ou PDRs). Les molécules plus lourdes, par contre, ont des niveaux rotationnels faiblement espacés (10-100 K) bien adaptés pour sonder les nuages moléculaires froids et denses. Leurs raies rotationnelles sont caractérisées par des longueurs d'onde submillimétriques, millimétriques ou centimétriques. Les avantages d'observer dans ce domaine radio sont (1) l'absence d'extinction par les poussières à ces longueurs d'onde, (2) la très haute résolution spectrale (<1 km/s) obtenue par les techniques de détection hétérodynes, qui permet de mesurer l’élargissement thermique et/ou turbulent de la raie et les gradients de vitesse entre différentes parties du nuage. La molécule la plus intense est CO : c’est la plus abondante après H₂ et elle possède un premier niveau rotationnel à 5 K, facilement excité collisionnellement dans le gaz froid dès que la densité dépasse quelques 100 cm^-3. La raie correspondante à 2.6 mm est utilisée pour cartographier à grande échelle les nuages moléculaires. L'application la plus importante de ces observations est l'estimation de la structure, de la masse et de la cinématique des nuages moléculaires. D’autres molécules souvent utilisées comme traceurs plus spécifiques de température et/ou de régions denses sont NH₃, CS, N₂H+. Enfin, l'étude des raies rotationnelles moléculaires en absorption en direction de sources radio extragalactiques (quasars) a permis de sonder en détail la chimie de la composante moléculaire diffuse, notamment les hydrides dans le submillimétrique avec le satellite Herschel et l'avion stratosphérique SOFIA.

Résultats des observations :

L'étude de la distribution de la raie J=1-0 de CO à 2.6 mm montre que la plupart du gaz moléculaire dans la Galaxie est localisé dans des nuages moléculaires géants de taille typique 40 pc, masse d'environ 4x10⁵, densité ≥ 200 cm^-3 et température 10-30 K. L'abondance de CO y est d'environ 10^-4 celle de H₂. Ces nuages sont des objets auto-gravitants, plutôt qu'à l'équilibre de pression avec les autres phases du milieu interstellaire. Leur pression turbulente (mesurée par l'élargissement Doppler des raies CO) et magnétique (mesurée comme expliqué dans la Section "Energie magnétique") est globalement suffisante pour contrebalancer la gravité, ce qui les maintient globalement stables sur des échelles de l'ordre de 10⁶-10⁷ ans. Les observations des transitions rotationnelles de nombreuses molécules ont permis de mener une étude détaillée de leurs propriétés physiques et chimiques. En particulier cela a montré qu'ils sont fortement structurés à toutes les échelles, dans une structure hierarchique de type "fractale". Ils contiennent des condensations sombres de taille environ 1 pc, densité 10³ cm^-3 et masse d'environ 10³ , des filaments, ainsi que des coeurs denses de taille ~ 0.1 pc, densité > 10⁴ cm^-3, et masse ~ 0.1-10 qui approchent de l'instabilité gravitationnelle (leur turbulence est subsonique) et sont le site de formation des étoiles. La structure spatiale filamentaire et la cinématique complexe de ces nuages sont illustrées ci-dessous dans le cas du nuage du Taureau.

Gaz moléculaire translucent : les observations en absorption dans l'UV menées avec les satellites COPERNICUS, Hubble et FUSE montrent que la proportion d'hydrogène sous forme de H₂, moyennée sur la ligne de visée, augmente brutalement pour atteindre 10%-60% lorsque la densité de colonne totale dépasse ~ 3x10²⁰ atomes cm^-2 (Av ~ 0.2 mag). Ce gaz moléculaire diffus a une densité d'environ 100 cm^-3 et une température d'environ 80  K, similaire à celle du HI froid. Une deuxième composante de H₂ plus chaud à environ 200-300 K est également présente, ainsi que du CO en faible abondance (quelques 10^-6). Pourtant, l'étude des raies radio rotationnelles en absorption a révélé une chimie étonnamment riche avec près de 30 espèces détectées. Leur survie dans le champ UV ambiant, et la formation fortement endothermique de certaines d'entre elles (ex. CH+), posent question. Le modèle actuellement favorisé est que ces molécules se reformeraient en permanence dans des vortex turbulents ou des chocs magnétisés qui chauffent le gaz par friction ion-neutre et y accélèrent la chimie.

Le milieu ionisé tiède (WIM)

Ce milieu est réparti en une composante organisée en structures bien définies, les régions HII ou nébuleuses gazeuses, et une composante plus diffuse. Les régions HII peuvent être décrites schématiquement comme des sphères ionisées (sphères de Strömgren) entourant une ou plusieurs étoiles chaudes de type O ou B qui sont responsables des photons UV ionisants > 13.6 eV (voir la page Réservoirs d'énergie : champ de rayonnement). Le gaz y possède de nombreux mécanismes d'émission de l'ultraviolet jusqu'au domaine radio. Les principales méthodes utilisées pour le cartographier et obtenir ses conditions physiques sont les suivantes :

• l'émission continue dite "libre-libre" ou brehmstrahlung produite par le freinage des électrons libres passant à proximité des ions. Il se trouve dans le domaine radio centimétrique pour ces températures. L'interféromètre du VLA est un instrument de choix pour ce type d'observations. La cartographie révèle la distribution spatiale et la brillance donne accès à la mesure d'émission du gaz, c'est-à-dire l'intégrale de sur la ligne de visée.
• Les raies de recombinaison : lorsqu'un électron se recombine avec un ion sur un niveau excité, l'atome se désexcite vers les niveaux plus bas par une cascade radiative entraînant l'émission d'un ou plusieurs photons. Cette cascade produit un spectre de recombinaison avec des rapports de raies caractéristiques, qui dépendent peu de et . L'atome est ensuite ionisé à nouveau par un photon UV, et le phénomène se reproduit. On peut donc déduire du flux de ces raies le flux de photons UV ionisants (si on connaît la température, qui affecte le taux de recombinaison). Les raies de recombinaison les plus importantes sont celles de l'hydrogène, en particulier la raie Hα de la série de Balmer dans l'optique (voir la page Détection du gaz atomique : l'atome d'hydrogène). Une carte de la Galaxie dans la raie Hα est présentée dans la figure ci-dessous. On utilise aussi les raies de recombinaison radio associées aux transitions entre niveaux de nombre quantique élevé ( environ). Elles permettent de déduire la température du gaz à partir du rapport raie/continuum, de mesurer précisément la vitesse de la source (ce qui aide a déterminer sa distance), et de sonder les régions HII trop jeunes et enfouies pour être détectables en Hα.
• Les raies interdites : beaucoup de raies très intenses émises dans les régions HII sont dues à des raies "interdites" du point de vue dipolaire électrique. Les raies métastables dans l'optique sont des traceurs très usités, très sensibles à la densité et/ou à la température du gaz, en particulier [SII]6716,6731, [NII]5755,6584, [OIII]4363,4959,5007. Les raies ioniques de structure fine dans l'infrarouge lointain (eg. [NII], [NIII], [OIII]52,88mic, [NeII], [NeIII], [SIII], [SIV]) sont moins sensibles à la température et peu affectées par l'extinction, ce qui en fait de bons traceurs de densité et d'abondance. Mais elles ne sont accessibles que de l'espace (ISO, puis Herschel) ou par l'avion SOFIA.

Résultats des observations : l'étude de ces différents diagnostics a permis la détermination de la température et de la densité des électrons ainsi que des abondances de nombreuses espèces dans les régions photo-ionisées. Dans l'histogramme de la page Composition du MIS les abondances solaires sont comparées aux abondances de la nébuleuse gazeuse d'Orion, la région HII la plus proche de nous. On trouve que les régions HII ont des tailles typiques de 0.1-3 parsecs, une température d'environ T=10⁴ K, une densité d'environ 1-10⁴ cm^-3 et qu'elles émettent la plupart de la luminosité totale du gaz ionisé tiède. Le milieu ionisé diffus est moins dense et chaud (n≈0.5 cm^-3, T≈8000 K) mais contient la presque totalité de la masse du gaz ionisé (10⁹ ). On pense que cette composante diffuse provient des fuites de gaz ionisé hors des régions HII par effet "champagne" (surpression) et de l'ionisation du milieu atomique diffus par des étoiles OB isolées. Au dessus du plan Galactique, la dissipation de la turbulence du plasma pourrait contribuer à son chauffage.

Le milieu ionisé chaud (HIM)

La composante de gaz ionisé très chaud dans le MIS, de température 10⁵ K à 10⁷ K, est principalement détectée par l'émission diffuse de rayons X mous (énergie inférieure à 1 keV) due à son rayonnement libre-libre, par les raies d'absorption dans l'ultraviolet d'atomes très ionisés (OVI, NV, CIV), et par des raies en émission de OVII, OVIII dans le domaine X. Ce gaz très ténu et chaud provient des restes de supernovae (voir le cours Astronomie et Mécanique Céleste). Comme il se refroidit lentement du fait de sa faible densité, il se répand dans le milieu interstellaire et remplit un large volume du disque et du halo galactique, où sa pression contribue à confiner les nuages HI à grande vitesse.

Objectifs

L'objectif de ce TP est d'exploiter l'atlas interactif Aladin afin de se familiariser avec la visualisation, la manipulation et l'exploration d'images et de catalogues astronomiques. Le traitement et l'analyse des images permettra de mesurer la taille des structures dans un nuage de gaz et de poussière. De plus, la comparaison d'images obtenues à différentes longueurs d'onde permettra de distinguer les différentes zones émettrices, et ainsi de mieux comprendre la structuration en phases du milieu interstellaire.

Le logiciel Aladin

Aladin est un logiciel développé au Centre de Données astronomiques de Strasbourg (CDS) dans le cadre de l'Observatoire Virtuel (OV). Il permet de visualiser des images digitalisées du ciel et d'y superposer de façon interactive des informations issues de catalogues ou de bases de données astronomiques. Aladin offre une série d'outils pour interroger les différentes bases de données et manipuler les images et les catalogues. Au cours de ce TP nous exploiterons une partie de ces outils afin d'apprendre à chercher, choisir et extraire des images d'un objet astronomique dans les différentes bandes du spectre électromagnétique ; et à obtenir des informations complémentaires sur l'objet (par exemple distance, position et origine des cibles) en utilisant les catalogues disponibles. Nous effectuerons les opérations suivantes :

• ajustement de la dynamique d'affichage des pixels (c'est-à-dire du contraste de l'image)
• mesure de distance angulaire dans le champ de vue
• traçage de courbes isophotes (courbes d'égale brillance lumineuse) sur une image
• création de vues simultanées afin de comparer facilement des images à différentes longueurs d'onde de la même région du ciel.

La nébuleuse de l'Aigle

L'objet d'étude de ce TP est la nébuleuse de l'Aigle (M16), une région de formation d'étoiles massives située à l'intérieur du bras galactique du Sagittaire. Un grand nuage de gaz et de poussière interstellaire, d'extension environ 50 années-lumière, est illuminé et ionisé par les nombreuses étoiles massives (type OB) du jeune amas stellaire ouvert NGC6611. La façon dont le rayonnement ionisant stellaire sculpte le nuage a été étudiée à haute résolution dans l'optique par le télescope Hubble. Ces observations ont révélé la présence de structures denses et sombres de gaz et de poussière en forme de doigts, appelés ici les Piliers de la Création.

La formation des piliers s'interprète comme le résultat de l'ionisation d'un nuage moléculaire fortement inhomogène. La photo-ionisation du gaz à la surface du nuage chauffe cette interface à environ 10⁴ K, et sous l'effet de la pression thermique ce gaz chaud s'échappe du nuage vers la région HII : c'est le phénomène de photo-evaporation. Ce phénomène est particulièrement visible dans les images Hubble sous la forme d'un halo luminescent entourant le sommet de chacun des piliers. La photo-évaporation "érode" graduellement le nuage moléculaire, dont la matière est progressivement incorporée dans la région HII, qui croît en taille. Dans un nuage inhomogène, les régions initialement plus denses sont plus opaques au rayonnement ultraviolet et résistent plus longtemps à la photo-évaporation. Leur cone d'ombre, bien protégé du rayonnement, s'érode beaucoup plus lentement que le reste du nuage et subsiste ainsi sous forme de piliers. C'est le même processus qui mène sur terre à la format ion des cheminées de fées, qu'une pierre plus dure protège de l'érosion du vent et de l'eau.

Les observations du télescope VLT dans l'infrarouge proche, et des satellites Spitzer et Herschel dans l'infrarouge moyen et lointain, ont permis de sonder l'intérieur des piliers de la Création (grâce à la plus faible opacité de la poussière aux grandes longueurs d'onde), et de révéler la présence d'étoiles naissantes en leur sein. Au cours de ce TP nous analyserons des images de la nébuleuse de l'Aigle à différentes longueurs d'onde en identifiant les diverses composantes responsables de son émission.

Procédure

• Lancement d'Aladin : Aladin peut être utilisé sans aucune installation, simplement en utilisant un navigateur Web. Il faut charger la page : http://aladin.u-strasbg.fr/java/nph-aladin.pl et accepter l'exécution de l'applet.
• Recherche d'une image : pour charger une image astronomique utiliser le menu Ouvrir ⇒ All VO, puis indiquer le nom ou la position de l'objet dans le formulaire qui apparaît. Dans notre exemple il s'agit de M16 avec un rayon de recherche de 14' (décocher les cases Catalogues et Spectres pour effectuer une recherche plus rapide). Sélectionner l'image "Pillars of Creation in a Star-Forming Region" avec un champ de 2.6' X 2.5' en dépliant le menu "Hubble press release images" et appuyer sur le bouton Chercher. L'image visualisée est en "vraies couleurs" et résulte de la combinaison de trois images correspondant à l'émission dans le visible de trois traceurs typiques du gaz ionisé : Hα (vert) , SII (rouge) et OIII (bleu) (voir la Section Détection du gaz ionisé). La fenêtre de contrôle de la dynamique des pixels, activée en cliquant sur l'icône pixel du menu à droite de l'image, fait apparaître trois histogrammes correspondant à la répartition des valeurs des pixels dans les composantes Rouge, Vert, Bleu. Il est possible d'ajuster le contraste des différentes couleurs en déplaçant les curseurs.
• Manipulation des images d'archives : pour accéder aux archives du télescope Hubble sélectionner Ouvrir ⇒ Missions et choisir logHST dans la liste d'observations disponibles. Les objets issus du catalogue sont superposés à l'image et chaque objet peut être sélectionné au moyen de la souris en y cliquant dessus. En sélectionnant les différentes cibles repérer les objets qui appartiennent à M16, dont les cordonnées s'affichent sous forme d'une table en dessous de l'image, en les différenciant des objets de l'amas ouvert NGC6611. Pour charger les images d'archives correspondant il faut cliquer sur Image dans la table. Choisir l'image et la position du champ (par la fenêtre de zoom à droite de l'image) les plus appropriées pour effectuer des mesures de la taille des piliers. Ces mesures se font en activant l'outil graphique dist dans le menu de droite et en déplaçant le curseur associé avec la souris sur la région d'intérêt de l'image. La distance angulaire mesurée s'affiche en bas de l'image et peut être relue en passant la souris sur la flèche. Elle est donnée en minutes d'arc et non en degrés. Aladin ne manipule pas la notion de distance à l'observateur, uniquement la représentation sur la sphère céleste en fournissant donc des mesures de taille angulaire des objets analysés. L'information sur la distance à l'observateur peut être dérivée en interrogeant le catalogue Simbad à l'adresse http://simbad.u-strasbg.fr/simbad/sim-fid. Il faut sélectionner le nom de l'objet recherché ainsi que le champ de vue et cocher la case distance dans la liste des mesures disponibles.

Procédure

• Chargement des images : lister les images disponible de M16 avec un rayon de recherche de 14' dans le serveur d'images Aladin en utilisant le menu : Fichier ⇒Charger une image astronomique⇒serveur d'images Aladin. Charger l'image dans le visible POSSI O-DSS2 750 avec un champ de vue de 13' X 13' et l'image dans l'infrarouge proche 2MASS K(IR K) 99052S_KI1320103 dont le champ de vue est 8.6' X 17.1'.
• Gestion du contraste des images : La dynamique des valeurs d'intensité des images astronomiques, c'est-à-dire leur contraste, est représentée dans le logiciel par le moyen d'une table de gris qui établit une correspondance entre l'intensité mesurée en chaque pixel de l'image et un niveau de gris. Aladin effectue un échantillonnage des pixels de l'image afin d'appliquer un seuillage : toutes les valeurs de pixels inférieures au seuil bas sont affichées en blanc, celles au-dessus du seuil haut en noir et les valeurs intermédiaires sont converties entre 0 et 255 linéairement (sur les matériels informatiques actuels le rendu visuel monochromatique est codé sur 1 octet) et affichées en niveaux de gris. L'utilisateur peut modifier le contraste des images en appuyant sur le bouton pixel accessible dans la barre d'outils à droite de l'image. Un exemple de la fenêtre qui s'affiche est montré sur la figure Fenêtre de contrôle de la dynamique des pixels. Il s'agit d'un histogramme de la répartition des pixels entre la plus petite et la plus grande valeur retenues par Aladin, qui peut être plus simplement interprété comme le nombre des pixels en fonction de l'intensité mesurée et donc émise par les objets (gaz, étoiles, poussières) contenus dans la région observée. Pour augmenter ou diminuer le contraste de l'image il suffit de modifier la fonction de transfert qui établit la correspondance entre les valeurs d'intensité des pixels et le tableau de gris. Le maximum du contraste est obtenu en activant la fonction Log dans la fenêtre de la dynamique des pixels. On peut également déplacer les curseurs en bas de l'histogramme pour modifier les seuils de l'image afin de rendre plus ou moins visible l'émission des différents objets ou zones de l'image.
• Extraction des contours : Aladin fournit un outil graphique permettant de générer des isophotes (courbe d'égale intensité lumineuse) d'une image. En appuyant sur le bouton cont de la barre des outils à droite de l'image on active une fenêtre (un exemple est montré sur la figure Fenêtre de contrôle des isophotes) qui permet d'ajuster le nombre de contours souhaités (à chaque contour est associé un curseur) ainsi que le niveau d'intensité correspondant. La fenêtre affiche en effet l'histogramme de la distribution des pixels présents dans l'image et les curseurs donnent les valeurs des pixels en correspondance avec les niveaux de gris. Leur déplacement se fait selon les même critères utilisés pour la gestion du contraste de l'image. L'extension des contours croît avec le nombre de pixels décomptés à la position du curseur qui correspond à une valeur d'intensité de pixel.

Fenêtre de contrôle de la dynamique des pixels

Crédit : http://aladin.u-strasbg.fr/java/AladinManuel6.pdf

Fenêtre de contrôle des isophotes

Crédit : http://aladin.u-strasbg.fr/java/AladinManuel6.pdf

Procédure

• Chargement des images à différentes longueurs d'onde :
  1. Visible : combinaison en fausses couleurs pour une image composée de trois filtres optiques : 451 nm bande B ( en bleu), 539 nm bande V( en vert), 651 nm bande R(en rouge) obtenue avec le télescope MGP/ESO à l'Observatoire de La Silla, au Chili. Le champ de vue est de 32 X 32 minutes d'arc. L'image peut être téléchargée à l'adresse : http://www.eso.org/public/archives/images/screen/eso0926a.jpg.
  2. Infrarouge moyen : combinaison en fausses couleurs de quatre canaux infrarouges : 3.6 μm (en bleu), 4.5 μm (en vert), 5.8 μm (en orange), 8 μm (en rouge) obtenue avec le télescope spatial Spitzer. Le champ de vue est de 28 X 32 minutes d'arc. L'image peut être téléchargée à l'adresse : http://www.spitzer.caltech.edu/uploaded_files/images/0008/0952/ssc2007-01c1_Ti.jpg.
  3. Infrarouge moyen-lointain : combinaison en fausses couleurs de trois canaux infrarouges : de 4.5 μm à 8 μm (en bleu), 24 μm (en vert), 70 μm (en rouge) obtenue avec le télescope spatial Spitzer. Le champ de vue est de 28 X 32 minutes d'arc. L'image peut être téléchargée à l'adresse : http://www.spitzer.caltech.edu/uploaded_files/images/0008/1741/ssc2007-01a1_Ti.jpg.
  4. Infrarouge lointain-submillimetrique et rayons X : combinaison en fausses couleurs de trois canaux infrarouges/submillimétriques à 70 μm (bleu), 160 μm (vert), 250 μm (rouge) obtenue avec le télescope spatial Herschel et d'une image en rayons X prise par le télescope spatial XMM-Newton. L'image peut être téléchargée à l'adresse : http://www.nasa.gov/images/content/616643main_pia15260b-full_full.jpg.
• Activation des vues multiples : en cliquant sur l'icône multivues en bas à gauche de l'image créer simultanément plusieurs vues afin de comparer facilement les images chargées. L'activation de l'icône north en bas à gauche de l'image permet de changer l'orientation des différentes images afin de les comparer plus aisément.

Intensité spécifique

On considère en un point de l'espace un faisceau de rayonnement contenu dans un angle solide , dans un intervalle de fréquence de à + et traversant une surface perpendiculaire à sa direction de propagation. L'énergie de ce rayonnement qui passe à travers la surface pendant le temps est : . Le coefficient de proportionnalité dans cette expression est appelé intensité spécifique et représente donc l'énergie par unité de surface, par unité de fréquence, par unité d'angle solide et par unité de temps, qui traverse une surface perpendiculaire au faisceau de rayonnement. L'intensité spécifique s'exprime en erg cm^-2 Hz^-1 sr^-1 s^-1 dans le système CGS. Si la direction du rayonnement, centrée sur l'angle solide , fait un angle avec la normale à (voir la figure), la surface efficace perpendiculaire au faisceau vaut et l'énergie s'écrit alors : .

Crédit : Cecilia Pinto

L'intensité spécifique est fonction du point de l'espace considéré, de la direction du rayonnement, de la fréquence et du temps. Elle peut être exprimée en termes de longueur d'onde plutôt que de fréquence avec l'égalité : . Puisque , on en déduit que avec en erg cm^{-2 -1} sr^-1 s^-1. L'intensité spécifique est une quantité fondamentale dont dérivent les autres grandeurs physiques qui caractérisent le rayonnement, comme la densité d'énergie monochromatique par unité de volume et par unité d'intervalle de fréquence, , ou le flux net , c'est-à-dire le flux d'énergie par unité de surface, de fréquence et de temps, .

Coefficient d'extinction

Lorsqu'un faisceau d'intensité spécifique traverse une épaisseur de matière, il subit une atténuation proportionnelle à telle que : . La quantité est appelée coefficient d'extinction et inclut à la fois les processus d'absorption et de diffusion. On peut donc l'exprimer comme la somme d'un coefficient d'absorption et d'un coefficient de diffusion  : . L'absorption résulte de divers processus physiques intervenant dans le milieu qui impliquent des changements des degrés de liberté internes d'un atome ou d'une molécule. Des exemples de ces processus sont :

• la photo-ionisation (ou absorption lié-libre) où l'excès d'énergie lors de l'absorption d'un photon est transformé en énergie cinétique de l'électron qui se thermalise par collisions avec les autres électrons du milieu ;
• l'absorption libre-libre, qui entraîne un changement de l'énergie cinétique d'un électron libre lorsque il absorbe un photon ;
• la photo-excitation (ou absorption lié-lié) qui correspond à la transition entre deux états liés induite de l'absorption d'un photon par un atome.

Il faut remarquer que le coefficient d'absorption dépend de l'état thermodynamique de la matière traversée (pression, température, abondances chimiques) en un point donné du milieu. Le faisceau peut perdre de l'énergie également à cause du processus de diffusion, qui change à la fois la direction et l'énergie des photons. Cette énergie, contrairement au processus d'absorption, n'est pas transformée en énergie cinétique du milieu. Les variations locales d'énergie associées au processus de diffusion dépendent donc principalement du champ de rayonnement et faiblement des propriétés thermodynamiques locales du milieu.

Coefficient d'émission

Le coefficient d'émission monochromatique est défini comme l'énergie émise par unité de temps, par unité d'angle solide, par unité de volume et dans un intervalle de fréquence de à +  : . Il s'exprime en erg cm^-3 Hz^-1 sr^-1 s^-1. En parcourant une distance , un faisceau de rayonnement de section efficace traverse un volume . On en déduit que l'intensité ajoutée au faisceau par l'émission est . L'émission résulte de la combinaison des processus physiques inverses à ceux qui provoquent l'absorption. Ces processus sont :

• la recombinaison radiative et l'émission libre-libre décrites en détail à la page Détection du gaz ionisé ;
• la photo désexcitation (ou désexcitation collisionnelle) qui engendre l'émission d'un photon par collision lors du passage d'un électron dans un état lié à un autre état lié.

Les photons diffusés peuvent également contribuer à l'émission. Dans ce cas le coefficient d'émission dépend de la distribution angulaire du rayonnement diffusé. Cette dépendance est exprimée sous forme d'une intégrale sur l'angle solide de diffusion, ce qui complique considérablement les calculs. La diffusion ne sera pas prise en compte dans la suite du cours.

Equation de transfert et profondeur optique

Dans le cas stationnaire et en absence de diffusion, l'équation de transfert est obtenue par le bilan d'énergie absorbée et émise dans le passage d'un faisceau de rayonnement à travers un volume élémentaire d'épaisseur et surface = 1 perpendiculaire à la direction de propagation . En utilisant les définitions des coefficients d'absorption et d'émission données à la page Interaction rayonnement-matière on obtient :

.

Considérons d'abord le cas limite où le milieu émet, mais n'absorbe pas le rayonnement. Dans ce cas et l'équation de transfert devient : qui admet la solution . Cela signifie que l'augmentation de l'intensité spécifique entre la position initiale et le point final est égale au coefficient d'émission intégré le long de cette "ligne de visée" à travers la couche de matière.

Dans le cas inverse où le milieu absorbe, mais n'émet pas de rayonnement () on obtient : , dont la solution est . L'intensité spécifique au point final est égale à l'intensité spécifique au point initial , atténuée par un facteur exponentiel dont l'argument est l'intégrale du coefficient d'absorption le long de la ligne de visée entre et . Cette intégrale est un nombre sans dimension appelé la profondeur optique du milieu:

.

La solution de l'équation de transfert dans un milieu purement absorbant s'écrit alors . On voit ainsi que la profondeur optique détermine la fraction de l'intensité incidente qui peut s'échapper du milieu. Afin de mieux comprendre le concept de profondeur optique, on introduit le libre parcours moyen du rayonnement qui représente la distance moyenne qu'un photon parcourt à travers un milieu sans être absorbé. Le coefficient est l'inverse de ce libre parcours moyen, pour un photon de fréquence . La profondeur optique est donc égale au nombre total de libres parcours moyens traversés entre et . Si la distance à travers le nuage est égale au libre parcours moyen (), l'intensité subit une atténuation d'un facteur e^-1 =0.368, ie. en moyenne seulement 36.8% des photons incidents sortiront du nuage. Si la distance parcourue équivaut à deux fois le libre parcours moyen (), seulement 13.5% (e^-2 =0.135) des photons incidents survivront en traversant le nuage. Pour cette raison, un milieu caractérisé par une profondeur optique est dit optiquement épais ou opaque, alors qu'un milieu avec est dit optiquement mince ou transparent.

Solution formelle de l'équation de transfert

La solution formelle de l'équation de transfert dans le cas général où à la fois absorption et émission sont présentes est obtenue en effectuant le changement de variable et en définissant la quantité (appelée fonction source) ; l'équation prend la forme :

.

En intégrant cette équation (après avoir multiplié tous les termes par et posé ) on obtient la solution formelle :

.

L'interprétation physique de cette formule est claire. Le premier terme représente l'intensité de rayonnement initiale atténuée par l'absorption qui intervient sur le parcours de 0 à . Le second terme décrit l'émission dérivant de toutes les couches (car ) dont la contribution est atténuée par la profondeur optique entre le point d'émission et le points où l'on calcule l'intensité.

Dans le cas particulier d'un milieu homogène où la fonction source est uniforme, la solution formelle ci-dessus s'intègre analytiquement pour donner une formule qui sera très utilisée dans la suite de ce cours :

.

Définition des coefficients d'Einstein

Considérons pour simplifier un milieu formé d'atomes (ou de molécules) identiques avec seulement deux niveaux d'énergie : le niveau fondamental l et le niveau excité u, séparés par une énergie . Nous nous intéressons aux transitions radiatives entres ces deux états. Comme nous verrons en détail dans la suite du cours ces transitions ne se produisent pas uniquement à la fréquence mais également aux fréquences voisines de . Par conséquent les raies spectrales associées à ces transitions sont caractérisées par un profil de raie , piqué à la fréquence , qui décrit l'efficacité des fréquences voisines de à induire ces transitions. L'agitation thermique du gaz (mouvement brownien) produit par exemple un élargissement du profil par effet Doppler, car un atome en mouvement peut absorber un photon de fréquence légèrement différente de . La largeur du profil est alors de l'ordre de . Dans la suite on fera l'hypothèse que la forme de la raie est la même en absorption et en émission. Les 3 processus de transitions radiatives quantifiés par Einstein sont les suivants :

1. L'émission spontanée qui est la désexcitation spontanée du niveau u vers le niveau l par l'émission d'un photon d'énergie . Cette transition se produit même en l'absence d'un champ de rayonnement. Elle est caractérisée par le coefficient d'Einstein , qui représente une probabilité de transition par unité de temps et est exprimé en s^-1. Ce coefficient ne dépend que des termes de couplages électro-magnétique entre les 2 niveaux quantiques u et l.
2. L'absorption stimulée (ou excitation radiative) qui est l'absorption d'un photon d'énergie , faisant passer les atomes du niveaux l au niveau u. Elle est caractérisée par une probabilité de transition par unité de temps , où est le coefficient d'absorption d'Einstein et est la densité d'énergie monochromatique à la fréquence pour un champ de rayonnement isotrope.
3. L'émission stimulée qui est le processus inverse de l'absorption stimulée : Lors de cette transition, l'atome absorbe un photon d'énergie et passe de l'état u à l'état l en emettant un deuxième photon identique à celui qu'il a absorbé. Ce processus est caractérisé par une probabilité par unité de temps .

Les 3 coefficients d'Einstein décrivant les probabilités de ces 3 processus sont reliés par les relations d'Einstein :

et

.

Il est important de noter que ces relations ne dépendent ni de la température du gaz, ni du profil de la raie. Elles représentent des relations de bilan détaillé, c'est-à-dire des relations entre un processus microscopique quantique et son processus inverse, dans ce cas l'absorption et l'émission de rayonnement. La connaissance d'un seul des coefficients d'Einstein (à partir de calculs quantiques) permet ainsi de déterminer les 2 autres. Notons aussi que ces coefficients donnent la probabilité de transition par atome dans le niveau de départ (u ou l) considéré. Le bilan net de ces 3 types de transitions va donc dépendre des densités de populations moyennes respectives dans les niveaux u et l.

L'équation de transfert en termes de coefficients d'Einstein

Considérons un rayonnement à la fréquence (contenue dans le profil de la raie) qui arrive sur une tranche du milieu avec une intensité spécifique par unité de surface, de fréquence, et d'angle solide. Le long de la distance dans sa direction de propagation, l'intensité sera augmentée à la fois par l'émission spontanée et par l'émission stimulée des atomes dans l'état u ; simultanément elle sera diminuée par l'absorption de photons par les atomes dans l'état l. Considérons d'abord le cas de l'émission spontanée : le nombre total d'atomes dans l'état u rencontré par unité de surface est . L'augmentation d'intensité à la fréquence causée par ce processus est obtenue en multipliant par le coefficient d'Einstein correspondant divisé par (car chaque photon est supposé émis ou absorbé de façon isotrope et nous regardons la variation par unité d'angle solide), par le profil de la raie , et enfin par l'énergie de chaque photon () ; en appliquant le même raisonnement à l'émission et absorption stimulées, le bilan de ces transition radiatives donne l'équation de transfert :

.

En comparant avec l'expression générale de l'équation de transfert , présentée dans la section précédente on obtient en fonction des coefficients d'Einstein :

le coefficient d'émissivité

le coefficient d'absorption

et la fonction source, .

On remarque que la fonction source ne dépend pas de , mais uniquement des coefficients d'Einstein et des populations des niveaux impliqués. Plus précisément elle ne dépend que du rapport entre ces populations . En effet, en utilisant les relations entre coefficients d'Einstein données ci-dessus, on obtient :

, où et sont les poids statistiques (dégénérescences) de chaque niveau.

En utilisant les relations d'Einstein on voit aussi que le coefficient d'absorption peut se réécrire sous la forme :

.

Si l'on dénote par et les fractions et d'atomes qui sont dans les niveaux u et l, on remarque qu' est proportionnel à la densité volumique totale des atomes, , et à une fonction qui ne dépend que de et , c'est-à-dire à la répartition statistique des atomes entre leurs différents niveaux d'énergie. Il en découle que la profondeur optique, obtenue en intégrant cette quantité le long de la ligne de visée, sera proportionnelle à que l'on appelle la densité de colonne des atomes (en unité d'atomes par cm^-2), c'est-à-dire le nombre d'atomes dans un cylindre de section unité le long de la ligne de visée. C'est par ce biais que l'observation des raies spectrales pourra nous donner accès à la masse de gaz émetteur --- à condition que l'on puisse connaître (ou estimer) les fractions et d'atomes peuplant les niveaux u et l, ou en d'autres termes les "conditions d'excitation" de la transition.

Densité critique et Equilibre thermodynamique local

En régime stationnaire, la fraction d'atomes (ou "population") dans chaque niveau est fixée par l'équilibre statistique entre les taux de transitions qui peuplent ce niveau et celles qui le dépeuplent. Ces transitions sont produites non seulement par les 3 processus radiatifs d'absorption et émission discutés plus haut, étudiés par Einstein, mais aussi par des processus collisionnels d'excitation et désexcitation, lors de collisions inélastiques de l'atome considéré avec les particules les plus abondantes et rapides du milieu (H₂, He, H, et les électrons si les gaz est significativement ionisé). Pour chaque transition, on peut calculer une densité critique au-dessus de laquelle les transitions collisionnelles deviennent plus importantes que les transitions radiatives. Pour les systèmes à deux niveaux, et avec un seul collisionneur dominant, elle s'écrit simplement :

où est la section efficace de désexcitation collisionnelle, qui dépend en général de la vitesse du collisionneur. Les crochets signifient qu'on prend la moyenne sur toute la distribution statistique des vitesses (distribution Boltzmanienne) ce qui donne une valeur dépendant de la température du gaz.

Lorsque la densité des collisionneurs , les transitions radiatives sont négligeables devant les transitions collisionnelles et on atteint l'équilibre thermodynamique local (ou ETL), où les populations relatives des niveaux des atomes (ou molécules) ne dépendent ni de ni du champ de rayonnement et obéissent simplement à la loi de Boltzmann :

ici est la température cinétique des collisionneurs, qui caractérise la distribution de vitesse des particules, la constante de Boltzmann, est la fréquence de la transition entre les états u et l, et sont les poids statistiques. Plus le coefficient d'Einstein est fort, et plus la densité critique nécessaire pour atteindre l'ETL sera élevée. Cette densité critique est très variable selon les espèces et les transitions considérées : elle est très faible pour la raie hyperfine de l'hydrogène atomique (voir ci-dessous), de l'ordre de 1000 cm^-3 pour les premières raies rotationnelles de CO, mais atteint 10⁸ cm^-3 pour H₂O.

Température d'excitation de la transition

Par analogie avec la loi de Boltzmann, on peut toujours définir une température d'excitation de la transition , telle que

.

A l'équilibre thermodynamique local (ETL), on a . Dans le cas contraire, dépend aussi du rapport et de l'intensité du champ de rayonnement local, qui peuvent varier fortement d'un point à l'autre. Elle peut être inférieure à (cas le plus courant dans le MIS) ou bien supérieure si le pompage radiatif est important (par exemple à proximité d'une source de rayonnement intense), voire négative en présence d'un effet maser (inversion de population). En outre, il peut y avoir des températures d'excitation différentes pour différentes transitions d'un même atome.

En insérant cette définition de la température d'excitation dans la définition de la fonction source dérivée dans la page Coefficients d'Einstein, on peut exprimer la fonction source comme une fonction de Planck :

.

Notons aussi que le coefficient d'absorption peut s'écrire :

.

Si la température d'excitation est uniforme le long de ligne de visée, la solution formelle de l'équation du transfert radiatif devient :

.

Notons qu'aux fréquences situées en dehors du profil spectral de la raie, on aura = 0, donc , et . Ceci définit le niveau du "continuum" que l'on mesure autour de la raie spectrale. Dans ce qui suit nous allons examiner sous quelles conditions la raie apparaîtra en émission ou en absorption par rapport à ce niveau de continu de référence.

Raie spectrale en émission ou en absorption

Définissons maintenant une "température effective de fond", , telle que l'intensité du continu en dehors de la raie s'écrive

. La solution formelle de l'équation du transfert radiatif devient

.

On voit que si alors le terme de droite est positif et la raie spectrale apparaîtra en émission, avec une intensité supérieure au niveau du continu  ; alors que si la raie apparaîtra en absorption, avec une intensité qui descend sous le niveau du continu. Enfin dans le cas particulier où , la raie spectrale se confondra avec le continu et ne sera plus observable en tant que telle. Cette situation ne se rencontre que très rarement dans le MIS.

Limites optiquement épaisse et optiquement mince

Dans un milieu optiquement épais (, on obtient  : le rayonnement d'un nuage optiquement épais s'apparente au rayonnement d'un corps noir à la température d'excitation de la transition considérée. Si de plus on est à l'ETL, alors et on peut déduire la température cinétique du gaz à partir de . Cette technique s'applique par exemple à la raie rotationnelle fondamentale de CO à une longueur d'onde de 2.6mm ; elle donne des valeurs typiques de température de 10-20 K dans les nuages moléculaires. Par contre, on voit que dans le cas optiquement épais l'intensité ne dépend plus de , c'est-à-dire de la quantité de matière traversée ; on dit que la raie est "saturée". Il n'est donc pas possible de déduire la masse de gaz.

Pour un milieu optiquement mince (, on obtient  : l'excès d'intensité au-dessus du continu est proportionnel à l'opacité, dont nous avons vu qu'est elle-même proportionnelle à la densité colonne de l'atome considéré, et à une fonction de (qui fixe les populations relatives des niveaux). Avec une estimation indépendante de (par ex. si la raie est à l'ETL), il est donc possible de déduire de ces observations la valeur de , et ensuite de la masse de gaz si la taille de la région d'émission et l'abondance de l'atome ou molécule sont connues. Cette technique est utilisée par exemple pour mesurer les masses des nuages moléculaires, grâce à des isotopes peu abondants comme ¹³CO et C¹⁸O qui sont (généralement) optiquement minces.

Enfin, une façon d'obtenir à la fois la température et la densité colonne de gaz est la combinaison d'observations en absorption et en émission. Nous en verrons un exemple détaillé plus loin avec la raie hyperfine de HI à 21 cm.

Limite de Rayleigh-Jeans et Température de brillance

Aux fréquences radio, on a en général << si bien que et la fonction de Planck s'écrit :

.

Il s'agit de l'approximation de Rayleigh-Jeans pour le spectre de corps noir. Par extension de cette expression, les radioastronomes ont l'habitude d'exprimer l'intensité spécifique en termes de température de brillance définie par :

,

et ce même en dehors du domaine de validité de l'approximation de Rayleigh-Jeans. L'équation de transfert s'écrit alors : où on a défini la fonction

qui tend vers dans la limite de Rayleigh-Jeans.

Conditions d'excitation de la raie à 21cm

Dans la page Détection du gaz neutre atomique: raies spectrales nous avons vu que la raie à 21 cm (1420 MHz) correspond à une transition hyperfine du niveau fondamental de l'hydrogène atomique, où le photon est émis lorsque le spin de l'électron passe d'un état parallèle () à un état antiparallèle () au spin du proton. La transition possède un coefficient d'Einstein très faible 2.85 x 10^-15 s^-1 (raie "interdite") mais la très grande quantité d'hydrogène le long de la ligne de visée dans la Galaxie la rend cependant parfaitement visible. Du fait de cette très faible valeur d', la densité critique est elle aussi très faible :  cm^-3, étant la température cinétique du gaz. Dans le milieu atomique neutre du MIS, les températures cinétiques typiques sont de l'ordre de 50-5000 K pour des densités de 30 à 0.1 cm^-3 ; On a donc et les niveaux sont à l'équilibre thermodynamique local (ETL), c'est-à-dire (pour cette raie, la température d'excitation est appelée "température de spin" ).

Puisque la température d'excitation typique est de 50-5000 K(= du nuage), la raie à 21 cm peut être observée à la fois en émission et en absorption. La détection est en émission lorsque le nuage est observé sur le fond cosmologique plus froid à 2,7 K, ce qui est la situation la plus courante. La détection est en absorption lorsque le nuage s'interpose sur la la ligne de visée d'une source puissante de rayonnement continu radio synchrotron (quasar lointain) où 5000 K. Les nuages absorbent alors les photons possédant la bonne énergie pour exciter les électrons du premier niveau hyperfin de l'hydrogène. Ce type d'observation en absorption nécessite un interféromètre pour que le signal vers la source continuum (ponctuelle) ne soit pas complètement "dilué" dans l'émission étendue provenant des lignes de visée adjacentes.

Mesure en émission: approximation optiquement mince

Nous allons maintenant calculer l'opacité de la raie à 21 cm en utilisant l'expression du coefficient d'absorption en fonction de la température d'excitation, obtenue dans la page Conditions d'excitation de la transition.

.

Pour cette transition, on a . De plus, à la basse fréquence de cette raie, 1420 MHz, nous sommes toujours dans le domaine << (approximation de Rayleigh-Jeans). Le facteur de Boltzmann est donc proche de 1 et le rapport entre les populations des 2 sous-niveaux hyperfins à l'ETL vaut . Le gaz étant beaucoup trop froid pour peupler le premier niveau électronique excité de l'hydrogène, l'essentiel des atomes se trouvent dans l'un de ces deux sous-niveaux hyperfins du niveau fondamental. La densité totale de HI est donc reliée à par :

.

Enfin, dans le régime Rayleigh-Jeans, le facteur au premier ordre. En insérant ces expressions dans l'équation de on en déduit :

,

où est la densité de colonne de l'hydrogène atomique neutre. On a fait ici l'hypothèse d'un milieu homogène, de sorte que et ne dépendent pas de la position le long de la ligne de visée. On note ainsi que la profondeur optique de la raie à 21 cm est inversement proportionnelle à la température de spin,

En supposant le rayonnement de fond négligeable et la raie optiquement mince, la température de brillance vaut : (approximation de Rayleigh-Jeans). Puisque est inversement proportionnel à la température de spin, on voit que se simplifie dans cette expression et que l'intensité de la raie ne dépend plus de la température mais uniquement de la densité de colonne totale d'hydrogène, , dont on obtient ainsi une détermination directe. Cette approche est souvent appliquée même dans des cas où l'approximation de raie optiquement mince ne peut pas être vérifiée, et il faut garder à l'esprit que les estimations de la densité de colonne ainsi obtenues sont alors des limites inférieures.

Mesure en absorption et émission: masse et température

Considérons l'absorption de la raie à 21 cm par une source de continuum radio variant lentement avec la fréquence dans un nuage de HI uniforme et écrivons la solution de l'équation de transfert en fonction de la température de brillance du continuum et de la température cinétique du nuage de HI interposé , telle que : .

Les observations en absorption sont effectuées avec des interféromètres à haute résolution angulaire qui sont insensibles à l'émission étendue du nuage. Le deuxième terme dans l'équation pour la température de brillance est donc nul, et la solution devient . Le rapport entre la température de brillance dans la raie d'absorption et la température de brillance dans le continu hors de la raie (où ) permet d'obtenir la valeur de . Mais comme la profondeur optique est proportionnelle à (voir section précédente), il n'est pas possible de dériver la densité de colonne à partir de ces mesures en absorption seules. Il faut une information supplémentaire sur la température du gaz.

La technique généralement adoptée est la combinaison de ces résultats avec des observations en émission effectuées à l'aide d'un radiotélescope à plus basse résolution angulaire pointé sur des régions immédiatement adjacentes, où l'intensité moyenne du fond est négligeable. Cela donne la quantité : .

En combinant ces observations en absorption et en émission on voit qu'on peut déterminer à la fois la température cinétique et la profondeur optique (qu'on suppose identiques entre les 2 régions observées), et d'en déduire ainsi la densité de colonne du nuage. Cette méthode est pratiquement la seule qui permet d'obtenir directement la température des nuages interstellaires atomiques.

Ces observations sont compliquées en présence d'un mélange des composantes tièdes et froides le long de la ligne de visée, qui sont difficiles à séparer. On montre ci-dessous le spectre d'un nuage de HI interposé entre l'observateur et le quasar 3C 161. En ordonnée est présentée la température d'antenne , généralement utilisée par les radioastronomes comme mesure de l'énergie reçue par une antenne radio. Il s'agit de la température du corps noir qui entourerait totalement l'antenne pour donner le signal observé. La puissance captée par l'antenne est alors . Si l'antenne était parfaite, une région étendue de brillance uniforme donnerait (en général il faut introduire un facteur de rendement). La quantité en abscisse de la figure est la vitesse radiale donnée par la formule de l'effet Doppler , utilisée d'habitude par les radioastronomes plutôt que la fréquence. La courbe en émission est associée au signal des régions immédiatement adjacentes. En soustrayant cette émission du signal obtenu avec l'antenne pointée sur le quasar on obtient la courbe en absorption. Enfin, la ligne en pointillé est due à une composante tiède pour laquelle l'absorption est plus faible.

Observations de la raie à 21 cm devant le quasar 3C 161

Crédit : Stahler & Palla, "The Formation of Stars"

Largeur naturelle et collisionnelle : profil de raie Lorentzien

La largeur naturelle d'une raie spectrale est la largeur minimale que la raie, en émission ou en absorption, puisse présenter. Elle est reliée à l'inégalité de Heisenberg. Soit une transition entre les niveaux u et l d'un atome. Les relations d'incertitude nous donnent : , où représente la durée de vie du niveau u, telle que . La largeur de raie naturelle en énergie correspond au cas de l'égalité. Elle est proportionnelle au coefficient d'Einstein d'émission spontanée en absence de rayonnement (en présence de rayonnement il faudra considérer ainsi la désexcitation stimulée qui contribue à réduire la durée de vie du niveau u et donc à augmenter la largeur de raie). Du fait de l'élargissement des niveaux il faut prendre en compte toutes les transitions possibles avec une énergie . On définit généralement une largeur naturelle de la raie en fréquence , où les indices et correspondent à des états d'énergie inférieure respectivement à l'énergie du niveau supérieur et à l'énergie du niveau inférieur et les deux sommes donnent la largeur du niveau supérieur et du niveau inférieur. Par exemple, on observera une raie faible mais large si le niveau inférieur est fortement élargi.

Une autre cause d'élargissement de raie est représentée par les collisions qui perturbent l'atome pendant le processus d'émission. Les collisions modifient soudainement la phase du rayonnement émis par l'atome. Les sauts de phase se produisent à une fréquence moyenne (chaque atome subit en moyenne collisions par unité de temps) et contribuent à l'élargissement de la raie en fréquence qu'on écrit : . Il faut remarquer que la fréquence des collisions augmente avec la densité du milieu. On s'attend donc à observer des élargissements collisionnels plus importants dans des environnement denses, comme les atmosphères planétaires et stellaires. Dans les nuages d'hydrogène atomique et les nuages moléculaires les effets collisionnels sont dominés par d'autres sources d'élargissement que nous allons voir dans la suite du cours (effet Doppler, turbulence). Puisque à la fois l'élargissement naturel et l'élargissement associé aux collisions sont caractérisés par des profils de la même forme, on peut définir une constante qui contient une contribution naturelle et une contribution collisionnelle et décrire le profil de la raie tel que :

.

Il s'agit d'une fonction lorentzienne caractérisée par son aire, calculée comme l'intégrale sur la fréquence et égal à 1, sa valeur maximale atteinte à , qui vaut et sa largeur totale à mi-hauteur en unité de fréquence (de l'anglais Full Width at Half Maximum). Cette largeur est déterminée en remplaçant la valeur de la fonction à mi-hauteur ( ) dans l'équation qui décrit , dont on obtient . Un profil Lorentzien centré () est montré sur la figure pour différentes valeurs de la constante .

Profil de Lorentz

Crédit : Cecilia Pinto

Agitation thermique : profil Doppler

Jusqu'à présent, nous avons considéré que les atomes et les molécules étaient à repos. Dans cette page nous allons analyser l'effet d'élargissement de raie par les mouvements des particules. Du fait de l'effet Doppler, les photons émis à une fréquence dans le référentiel d'un atome en mouvement seront détectés à une fréquence par l'observateur. Le décalage en fréquence d'un atome qui possède une vitesse relative le long de la ligne de visée , pour des vitesses non relativistes, vaut : .

Puisque chaque atome subit son propre décalage Doppler, l'effet net est un élargissement de la raie, tandis que son intensité totale ne change pas. Les atomes et les molécules d'un gaz effectuent des mouvement aléatoires dépendant de la température. La théorie cinétique des gaz prévoit que cette agitation thermique induit une distribution maxwellienne de vitesse. Le nombre d'atomes à la température dont la projection de la vitesse sur l'axe de visée est comprise entre et est donc proportionnel à la fonction , où M est la masse d'un atome. En utilisant la formule pour le décalage Doppler on déduit , et on peut exprimer la distribution des atomes en fonction de la fréquence. Par conséquent, l'intensité de l'émission dans l'intervalle de fréquence de à est proportionnelle à . Si l'effet Doppler est la source dominant d'élargissement de la raie, son profil est la somme des contributions de chaque atome, ce qui donne un profil de forme gaussienne :

.

La quantité , appelée largeur Doppler de la raie, est reliée à la largeur à mi-hauteur de la gaussienne par . L'aire du profil, obtenue intégrant sur la fréquence, vaut 1 et sa valeur maximale, atteinte à , est . Dans le milieu interstellaire, l'élargissement associé à l'effet Doppler est généralement plus important que la largeur naturelle et l'élargissement dû aux collisions. Un exemple est représenté par la raie à 21 cm de l'hydrogène atomique, l'élargissement lorentzien étant extrêmement faible puisque la durée de vie du niveau supérieur n'est limitée que par les collisions, rares dans le milieu interstellaire diffus.

D'autres mouvements peuvent se superposer à la distribution de vitesse due à l'excitation thermique. S'il s'agit d'un mouvement d'ensemble, le centre de la raie est globalement déplacé par effet Doppler. Si, par contre, il s'agit d'une distribution de vitesse supplémentaire, la raie subit un élargissement gaussien. Par exemple, en présence de mouvements aléatoires de turbulence au sein du milieu, la largeur Doppler devient, par composition de profils gaussiens : , où est la vitesse caractéristique de la turbulence. Dans les nuages interstellaires, la vitesse turbulente est de l'ordre de quelques kilomètres par seconde. Puisque la température des nuages n'est pas élevée, l'effet Doppler est dominé par la turbulence. Des mouvements turbulents plus importants ont été observés dans la nébuleuse d'Orion (voir le TP Spectre en émission).

Convolution de profils : profil de Voigt

En général, le profil d'une raie résulte de la composition des profils induits par tous les différents effets décrits précédemment : élargissement naturel, collisions, effet Doppler thermique et turbulent. On obtient un profil qui dérive de la convolution d'une courbe Lorentzienne et d'une courbe gaussienne appelé profil de Voigt. Ce profil est exprimé en termes d'une fonction mathématiquement connue, la fonction de Voigt , dont les valeurs sont données dans la littérature : . Cette forme est obtenue par un changement de variable dans les fonctions lorentzienne et gaussienne tel que : , , , et donne le profil de raie normalisé :

.

La fonction de Voigt est montrée sur la figure pour différentes valeurs du paramètre qui quantifie l'importance relative des différents processus qui contribuent à l'élargissement de raie. On remarque que dans le cas limite d'élargissement naturel et collisionnel négligeable (a=0) la fonction a une forme gaussienne, tandis que c'est une lorentzienne pour un élargissement Doppler négligeable (voir par exemple la courbe a=20). En général la fonction présente une allure gaussienne au coeur () et lorentzienne dans les ailes.

Fonction de Voigt

Crédit : M.R. Zaghloul, MNRAS, 375,1043,2007

Largeur équivalente

Considérons un milieu purement absorbant situé devant une source de rayonnement continu. Cette hypothèse est raisonnable pour les raies d'absorption dans le visible et l'ultraviolet pour lesquelles . Le niveau supérieur de la transition a une énergie très élevée et il est donc très peu peuplé, ce qui nous autorise à négliger l'émission spontanée et induite à partir du niveau supérieur. Sous ces hypothèses, la solution de l'équation de transfert et la profondeur optique se réduisent à et (voir les pages L'équation de transfert de rayonnement, Coefficients d'Einstein et L'état thermodynamique du gaz). Idéalement, la mesure du profil de la raie dépendant de la fréquence permet de déterminer la profondeur optique. Concrètement, la résolution spectrale limitée et le rapport entre le signal désiré de l'objet et le bruit de fond (rapport signal sur bruit) rendent plus pratique l'utilisation d'une quantité observable intégrée qu'on appelle largeur équivalente. Elle est, par définition : , où est l'intensité du continuum stellaire du spectre considéré et l'intensité de la raie à la longueur d'onde . On l'appelle largeur équivalente car cette quantité est équivalente à la largeur d'une raie absorbante rectangulaire allant du continu jusqu'à 0 et ayant la même aire que la raie observée. En remplaçant l'expression pour l'intensité de raie dans le cas de pure absorption et en posant on obtient que .

Courbe de croissance

On peut exprimer la profondeur optique de la raie en terme de la fonction de Voigt , qui contient l'information sur le profil de la raie dans le cas général où la largeur naturelle, les effets collisionnels et l'effet Doppler sont pris en compte, et un paramètre qui représente la profondeur optique au centre de la raie et dépend de la densité de colonne, de la largeur Doppler de la raie et des caractéristiques de la transition atomique par la quantité . Il s'agit d'un coefficient sans dimension souvent utilisé pour exprimer la probabilité d'émission spontanée qu'on appelle force de l'oscillateur. Il est possible de trouver dans la littérature des tables de pour chaque raie. Nous pouvons donc écrire .

On identifie trois régimes concernant le profil de raie dépendant de la valeur du paramètre et donc du nombre d'atomes absorbants le long de la ligne de visée.

• : la raie est optiquement mince. On en déduit que et le calcul de la largeur équivalente se réduit à : car l'intégrale de la fonction de Voigt vaut . Il s'agit en effet de raies faibles où la partie centrale domine le profil. On a vu que dans cette région la fonction de Voigt a une allure gaussienne. Le coeur dû à l'effet Doppler domine. Pour les raies optiquement minces la largeur équivalente est proportionnelle à la densité de colonne et on parle de régime linéaire. Dans ce régime les mesures de la largeur équivalente permettent une détermination précise de la densité de colonne, les paramètres atomiques étant connus.
• : lorsque le nombre d'atomes absorbants augmente, le centre de la raie devient de plus en plus optiquement épais. La contribution des ailes du profil reste toutefois négligeable. L'absorption principale est toujours due à l'effet Doppler, mais il y a une saturation de la raie qui prend une forme rectangulaire au centre. En s'éloignant du centre une absorption partielle persiste et la largeur équivalente croît lentement en fonction de la densité de colonne. On peut montrer que dans ce domaine . Malheureusement des nombreuses raies d'absorption interstellaire se trouvent dans ce régime où la largeur équivalente est très peu sensible à la densité de colonne, ce qui en rend difficile l'estimation. De plus les mesures sont compliquées par la dépendance de la largeur Doppler.
• : la raie est saturée jusqu'aux ailes lorentziennes et la largeur équivalente varie proportionnellement à la racine de la densité de colonne et de la largeur naturelle ().

Pour chaque raie spectrale il est donc possible de construire une courbe de croissance théorique où l'on porte en fonction de . Elle est composée d'une partie linéaire, d'une portion plate dont la position sur l'axe vertical dépend de la valeur de la largeur Doppler et d'une région dont la pente est fonction de la largeur naturelle (et éventuellement de la densité du gaz s'il existe une contribution des collisions à l'élargissement). Pour construire cette courbe il faut donc connaître et . Dans ce cas, on peut placer la raie sur la courbe, en déterminant la largeur équivalente et en déduire la densité de colonne. Dans la figure on montre les courbes de croissance obtenues d'observations de l'étoile ζ Ophiuchi. Les valeurs mesurées, pour différents éléments à différentes longueurs d'onde provenant du même nuage, sont superposées à une courbe de croissance théorique obtenue avec une distribution fixée des vitesses, ce qui donne ainsi des renseignements sur la dispersion de vitesse ou les mouvement aléatoires d'ensemble au sein du nuage.

Courbe de croissance

Crédit : D. Morton, Apj, 197, 85, 1975

Extinction et rougissement interstellaires

La diminution de la luminosité d'une étoile vue à travers un nuage de poussières est due à deux phénomènes physiques : l'absorption des photons par le matériau du grain, et la diffusion des photons dans d'autres directions que la direction incidente. La somme de ces 2 processus est appelée extinction. Cette quantité dépend de la composition des poussières, de leur forme, de la distribution de leurs tailles et de la longueur d'onde. En particulier, la diffusion étant sélective en longueur d'onde, la lumière diffusée est plus bleue que celle de l'étoile, tandis que la lumière transmise à travers un nuage de poussières est plus rouge. La lumière diffusée forme des objets étendus, appelés nébuleuses par réflexion, qui réfléchissent la lumière de l'étoile illuminatrice et sont habituellement bleues. En expliquant les méthodes de mesure du champ magnétique (voir la page Source d'énergie : champ magnétique ) nous avons également mentionné que la lumière diffusée ou transmise est partiellement polarisée.

L'extinction d'un nuage de poussières à une longueur d'onde est décrite par la quantité (mesurée en magnitude), définie comme la différence entre la magnitude observée d'une étoile dont la lumière a traversé le nuage de poussières (de profondeur optique ) et celle qu'on observerait en l'absence d'extinction, . Comme l'émission des poussières est en général négligeable à la longueur d'onde considérée, le flux spécifique est atténué par un facteur . Avec la relation entre magnitude et flux, on obtient : . On voit que la valeur de en magnitude est essentiellement égale à l'opacité des poussières à cette longueur d'onde ; elle est donc proportionnelle à la densité colonne de poussières sur la ligne de visée.

Courbe d'extinction

Crédit : Stahler & Palla, "The Formation of Stars"

Objectifs

Ce TP vise à l'utilisation du logiciel VOSpec afin d'analyser des raies interstellaires en émission et en absorption. Cette étude permettra d'appliquer les notions de transfert de rayonnement apprises au cours de ce chapitre. Nous analyserons notamment le profil d'une raie en émission afin d'en déduire les causes d'élargissement (voir les pages : Profils de raie pour les atomes et les molécules en l'absence de mouvements d'ensemble et Profils de raie associés aux mouvements d'ensemble d'atomes et de molécules) et nous utiliserons la largeur équivalente d'une raie en absorption optiquement mince afin d'en dériver la densité de colonne de l'espèce observée (voir les pages : L'état thermodynamique du gaz et Raies en absorption).

Le logiciel VOSpec

Il s'agit d'un logiciel développé au Centre Européen d'Astronomie Spatiale (European Space Astronomy Centre ESAC) de Villafranca du Castillo, en Espagne, dans le cadre des activités de l'Observatoire Virtuel liées à la recherche spatiale. VOSpec est un outil de visualisation et d'analyse multi-longueur d'onde de spectres astronomiques. Il permet d'accéder à des spectres observés ainsi qu'à des modèles théoriques et des bases de données de raies atomiques et moléculaires disponibles dans le contexte de l'Observatoire Virtuel. Le logiciel se caractérise par une grande flexibilité : il peut traiter différents intervalles de longueur d'onde et manipuler différentes unités de mesure du flux d'énergie, ce qui est essentiel pour superposer les données spectrales fortement hétérogènes dérivant des différents projets de l'Observatoire Virtuel. VOSpec fournit également des outils d'ajustement des raies spectrales, de correction du décalage vers le rouge, d'opérations d'arithmétique (par exemple addition) sur les spectres et de calcul de la largeur équivalente de raies d'absorption.

Spectres ISO et FUSE

Au cours de ce TP nous exploiterons la flexibilité du logiciel VOSpec pour analyser des spectres observés par les satellites ISO et FUSE qui ont été lancés afin de sonder des intervalles de longueur d'onde différents. ISO a été envoyé en 1995 pour des observations dans les domaines infrarouge moyen et lointain, entre 2 et 200 . Les nuages moléculaires représentent une classe privilégiée d'objets détectés avec cet instrument. Nous analyserons notamment un spectre en émission de la nébuleuse d'Orion. FUSE a été lancé en 1999 afin d'obtenir des spectres stellaires dans le domaine de l'ultraviolet lointain (de 90 à 120 nm). La deuxième partie du TP sera consacrée à l'étude des raies d'absorption interstellaires observées dans le spectre de l'étoile HD34078. Nous profiterons notamment des outils qui permettent de visualiser les spectres en utilisant différentes unités de mesure afin d'identifier les spectres et les raies d'intérêt dans les nombreuses données spectrales d'archives disponibles. En étudiant une raie en émission du carbone excité observée par ISO nous exploiterons les outils d'ajustement afin de déterminer l'effet d'élargissement dominant. Enfin, l'outil de calcul de la largeur équivalente nous permettra de dériver la densité de colonne d'une raie excitée en absorption de l'hydrogène moléculaire observée par FUSE.

Procédure : observations ISO

• Lancement de VOSpec : VOSpec peut être lancé à partir de la page Web http://www.sciops.esa.int/index.php?project=SAT&page=vospec en cliquant sur WebStart et en acceptant l'exécution de l'applet.

• Recherche du spectre et identification d'une raie : On s'intéresse au spectre montré sur la figure Spectre en émission et observé par le satellite ISO dans la nébuleuse d'Orion. Interroger les bases de données spectrales en indiquant le nom de l'objet (ORION) dans la case Target de la fenêtre de contrôle du logiciel et en validant la requête avec la commande Query. Une nouvelle fenêtre contenant la liste des données disponibles s'affiche. Accéder aux spectres en dépliant le menu Observational Spectra Services et sélectionner les données du satellite ISO (The ISO Data Archive Interoperability System). En confirmant la requête avec Query (dans cette fenêtre de recherche) la liste des spectres ISO disponibles s'affiche dans la partie inférieure de la fenêtre de contrôle. Une fois la liste dépliée, il faut cocher les spectres d'intérêt et les extraire en cliquant sur RETRIEVE en bas à droite de la fenêtre de contrôle.

  Le spectre montré sur la figure concerne des observations de la source très lumineuse IRC2 dans Orion, menées en utilisant le spectromètre LWS à bord du satellite ISO. Il faut donc extraire les spectres catalogués avec la légende de type ISO LWS01 Spectrum Target : ORIAIRC2 afin de procéder à l'identification du spectre. La gestion de la visualisation se fait par la fenêtre de Graphic mode où la couleur correspondant à chaque spectre s'affiche sous forme de case et le type de caractères (points, lignes, ...) peut être changé en le saisissant dans la liste à droite de cette case. Par défaut, tous les spectres extraits sont visualisés simultanément et il est nécessaire de décocher les cases correspondantes si on veut exclure certains spectres de l'affichage. Chaque changement au niveau de la visualisation doit être mis à jour en cliquant sur la commande View en bas de la fenêtre de Graphic mode.

  Afin d'identifier le spectre d'intérêt entre les spectres extraits (ou isoler une seule raie dans un spectre) on peut utiliser deux fonctionnalités fournies par le logiciel : le convertisseur des unités de mesure et la fonction de zoom. La conversion des unités est obtenue en choisissant les unités désirées pour les axes dans les deux listes Wave Unit et Flux Unit situées à gauche de la fenêtre de contrôle. On peut ainsi choisir d'utiliser des échelles linéaires ou logarithmiques pour les axes. Pour zoomer, il faut sélectionner (en gardant la souris appuyée) la région d'étude sur le spectre affiché dans la fenêtre de contrôle (pour annuler l'opération de zoom choisir dans le menu principal : View ⇒ Unzoom).

• Outils d'ajustement des profils de raie (ajustement gaussien et lorentzien) : Le logiciel VOSpec fournit des outils d'ajustement des raies spectrales. Une fois la raie d'intérêt sélectionnée par la fonction de zoom, on peut les activer en cliquant sur la deuxième icône dans la barre des outils en dessous de la fenêtre de contrôle (en parcourant la barre avec le curseur de la souris, les fonctions correspondantes à chaque icône s'affichent). Une fenêtre d'ajustement s'ouvre et une flèche dans la barre en haut de la fenêtre permet de faire défiler les fonctions d'ajustement disponibles. On s'intéresse à une fonction gaussienne et une fonction lorentzienne. En cliquant sur le type de fonction choisi (Gaussian ou Lorentzian) et sur la touche Generate les paramètres d'ajustement s'affichent et le profil correspondant apparaît sous forme de case dans la fenêtre de Graphic Mode. Pour visualiser le résultat dans la fenêtre de contrôle et le comparer aux donnés spectrales cocher uniquement les cases du spectre observé d'intérêt et du profil calculé et valider en cliquant sur View. En zoomant en longueur d'onde autour de la raie visualiser le résultat de l'ajustement superposé au profil de la raie observée. Répéter la procédure avec une fonction lorentzienne et visualiser simultanément les deux ajustements et la raie observée.

Spectre en émission observé par le satellite ISO

Le flux F en ordonnée est exprimé en unités de 10^-18 W cm^-2 μm^-1.

Crédit : Cernicharo, J. et al. ESASR.427..565C 1999

Procédure : observations FUSE

• Recherche du spectre et identification d'une raie optiquement mince : On s'intéresse au spectre montré dans l'image Spectre en absorption. Il s'agit d'un spectre de l'étoile HD 34078 obtenu par le satellite FUSE. Cette ligne de visée a permis la détection en absorption de nombreuses espèces moléculaires, ce qui atteste de la présence d'un nuage interstellaire en cette direction. À l'exception des raies de H₂ et de l'Ar explicitement notées, l'image montre des raies de l'hydrogène moléculaire qui correspondent à des transitions Lyman. Les nombres quantiques et J du niveau d'énergie inférieur de ces transitions sont également affichés en haut de la figure. En suivant la procédure décrite dans la page précédente, charger les données spectrales FUSE (Far Ultraviolet Spectroscopic Explorer) disponibles pour la cible HD 34078. Ajuster les unités de mesure des axes et visualiser les spectres dans le même intervalle de longueur d'onde du spectre montré sur la figure . La richesse de ces spectres les rend difficiles à analyser, en particulier en ce qui concerne l'identification des raies. Le logiciel VoSpec fournit un outil d'exécution d'opérations arithmétiques sur les spectres. On peut notamment sommer des spectres afin de maximiser le rapport entre le signal observé et le bruit instrumental. Cet outil s'active en cliquant sur la première icône qui apparaît dans la barre des outils de la fenêtre de contrôle. Une fenêtre de calcul s'affiche et il faut y déplacer les spectres à sommer, en interposant le symbole +, et enfin appuyer sur le symbole =. Une nouvelle liste, appelée ADD, apparaît en bas de celle des spectres extraits. Il faut la déplier, cocher la case du nouveau spectre calculé et valider avec View pour visualiser le résultat.
• Outil de correction du décalage vers le rouge  : Nous avons mentionné (voir la page Profils de raie associés aux mouvements d'ensemble d'atomes et de molécules) que la présence de mouvements d'ensemble au sein des objets observés induit, par effet Doppler, un décalage vers le rouge du centre des raies observées. VoSpec permet de corriger cet effet par l'insertion de la valeur du décalage dans la case RedShift à gauche de la fenêtre de contrôle. Une fois la longueur d'onde au repos de la transition () connue, on peut évaluer le décalage par différence entre la valeur de la longueur d'onde du centre de la raie et la valeur à repos : (se rappeler que la valeur de la longueur d'onde à différentes positions du spectre s'affiche en bas à gauche en suivant le déplacement du curseur dans la fenêtre de visualisation). La correction s'applique en cochant la petite case à côté de la case Redshift et en visualisant à nouveau le spectre.
• Outil de calcul de la largeur équivalente : VoSpec permet le calcul interactif de la largeur équivalente d'une raie spectrale. La raie d'intérêt étant sélectionnée par la fonction de zoom, on active la fenêtre Analysis Tools en cliquant sur la sixième icône de la barre des outils de la fenêtre de contrôle. On choisit la fonction Equivalent Width et on appuie sur la commande Calculate afin d'obtenir la valeur de la largeur équivalente.

Spectre en absorption observé par le satellite FUSE

Le flux F en ordonnées est exprimé en unités de 10^-11 erg cm^-2 s ^{-1 -1}.

Crédit : Boissé, P. et al. A&A 429, 509, 2005