Emission infrarouge et radio 

Emission infrarouge et radio 

 L’émission infrarouge du milieu interstellaire est dominée par l’émission des poussières. La description de cette émission a principalement été effectuée en suivant deux approches, l’une, empirique, a permis de décrire l’émission et l’extinction du milieu diffus interstellaire de façon cohérente (Desert et al. 1990), l’autre, théorique, s’applique à décrire la physique corpusculaire des grains et ainsi à remonter à l’émission astrophysique (Draine & Lee 1984).Après un bref rappel des principales caractéristiques du modèle de Desert et al. (1990), qui permettront de fixer les caractéristiques spectrales globales de l’émission des poussières, je présenterai plus précisément le cas de l’émission des poussières dans le domaine infrarouge lointain et je montrerai comment on peut décrire simplement leur émission. 

Milieu interstellaire 

L’émission et l’extinction du milieu diffus interstellaire ont été modélisées de façon cohérente par Desert et al. (1990). Leur modèle met en jeu l’émission de trois composantes de poussières, à savoir, les porteurs aromatiques (PAH)), de taille comprise entre 0.4 et 1.2 nm, une composante de petits grains de taille comprise entre 1.2 et 15 nm et enfin une composante de gros grains avec des tailles comprises entre 15 et 110 nm. Ce modèle empirique a été développé afin d’expliquer le spectre infrarouge des cirrus galactiques. Les modèles ultérieurs ont adapté la même répartition et la même nature de grains. Par exemple, le modèle de Dale et al. (2001) reprend ce modèle en modifiant la distribution en température des très petits grains et en remplaçant le spectre des porteurs aromatiques par un spectre plus réaliste basé sur une moyenne effectuée sur des observations faites avec ISO. De plus, il prend en compte la possible destruction des PAHs dans les régions o`u le champ de rayonnement devient très important (à partir de 10 fois le champ de rayonnement stellaire (ISRF) local). Ces modèles ont également été utilisés dans de nombreuses études, notamment celle de l’émission infrarouge intégrée sur une galaxie. Ces modèles séparent l’émission infrarouge des poussières en trois composantes, présentée par la figure 1.1 : Gros grains (Big Grains – BG) Les gros grains sont composés de carbone et de silicate. La distribution en taille de ces grains avec un rayon a compris entre a et a + da suit une loi de puissance du type n(a) ∝ a −2.9 avec amin = 15 nm et amax = 110 nm. La capacité calorifique de ces grains suit celle des silicates et influe peu sur la température des grains. En effet, celle-ci ne varie pas plus de 1K suivant la taille des grains, on peut donc dire que ceux-ci sont en équilibre thermique et que leur spectre d’émission peut être décrit par l’émission d’un corps noir. Très petit grains (Very Small Grains – VSG) L’excès d’émission du milieu diffus interstellaire reporté entre les longueurs d’onde 20 et 100 µm ne peut pas s’expliquer par une émission de gros grains et/ou de PAHs. Une troisième composante de grains de propriété intermédiaire est nécessaire. Tout comme les gros grains, les très petits grains sont probablement formés de carbone et silicate. Ils ne diffèrent des gros grains que par leur taille. Celle-ci suit une distribution du type n(a) ∝ a −2.6 avec amin = 12 nm et amax = 150 nm. Bien que la nature exacte des petits grains soit toujours questionnée puisque l’on doit encore trouver une signature spectrale caractéristique entre 15 et 60 µm, on pense que le chauffage des petits grains est intermédiaire entre l’équilibre thermique et le chauffage par photon unique. On attend donc un spectre de corps gris pour de très petits grains baignés dans un environnement de chauffage intense, et, à l’inverse, un profil d’émission plus étendu à grande longueur d’onde pour des environnements moins chauds. Porteurs aromatiques (Polycyclic Aromatic Hydrocarbons – PAHs) Une large fraction de l’énergie (∼ 30%) émise par la poussière dans le milieu interstellaire est observée dans le domaine proche ou moyen infrarouge. Cette émission est caractéristique de la présence de très petits grains, généralement identifiés à des molécules Polycycliques Aromatique Hydrocarbonées (PAH), molécules de carbone planes aromatiques. Du fait de leur petites tailles (n(a) ∝ a −3.0 avec amin = 0.4 nm et amax = 1.2 nm), ces molécules sont hors équilibre thermique quand elles sont excitées par un rayonnement UV/Visible. Leur tem- pérature fluctue et peut atteindre des valeurs bien supérieures à la température d’équilibre. Ces grosses molécules sont caractérisées par une famille de bandes en émission caractéristiques des composés aromatiques polycycliques, les principales se trouvant à 3.3, 6.2, 7.7, 8.6, 11.3 et 12.7 µm. Le modèle de Desert et al. (1990) nécessite donc un nombre de paramètres important, comme l’abondance respective des différentes composantes, leurs capacités calorifiques ou leurs distributions en taille ainsi que le champ de rayonnement. Le nombre d’observables nécessaires à leurs ajustements est donc élevé. Dans le cas des quasars à grand décalage spectral, il n’existe que peu d’observables, notamment dans le domaine proche et moyen infrarouge o`u les premières mesures vraiment contraignantes vont venir du satellite Spitzer. C’est pourquoi le modèle de Desert et al. (1990) n’est pas directement applicable aux observations de quasars à grand décalage spectral, d’autant plus qu’il a été élaboré pour reproduire les propriétés d’émission et d’extinction des grains galactiques, avec leur métallicité et leur conditions environnementales. Ainsi une description plus simple de l’émission des poussières dans le domaine infrarouge est nécessaire, notamment dans le domaine infrarouge lointain pour lequel des contraintes existent pour les quasars à grand décalage spectral. 

Emission infrarouge lointain des poussières

Dans le milieu interstellaire, l’émission infrarouge lointain est dominée par de gros grains de poussière en équilibre thermique comme décrit précédemment par le modèle de Desert et al. (1990). Ce modèle décrit le domaine infrarouge moyen comme dominé par l’émission des VSG, dans le cas de quasars à grand décalage spectral, il est possible que ce domaine soit dominé par une composante de grains de poussières chaudes (Twarm ≥ 100 K). Cette composante est encore mal connue car peu d’observations existent à ces longueurs d’ondes, le chapitre 2 revient sur ces problèmes. Nous allons nous intéresser à l’émission d’un nuage de gros grains à une température donnée. L’intensité émergeant d’un nuage de poussière ne contenant qu’un seul type de grain, notamment avec une seule taille, et à l’équilibre thermique à une température de Tdust est donnée par Iν = [1 − e −τdust(ν) ] Bν(Tdust), (1.1) o`u τdust(ν), la profondeur optique, s’écrit τdust(ν) = κ(ν) σdust o`u σdust est la densité par unité de surface des poussières, intégrée sur la ligne de visée. La densité des poussières par unité de surface peut encore s’écrire σdust = xdust µ mH N(H), o`u xdust est le rapport gaz sur poussière, µ la masse atomique moyenne du gaz et N(H) est la colonne densité d’hydrogène. Ceci définit emissivité de la poussière par atome d’hydrogène ǫdust(λ) = κ(ν) xdust µ mH. Enfin, Bν(T) est la fonction de Planck Bν(T) = 2hν3 c 2 1 e hν/kBT − 1 , (1.2) avec T la température (K), ν la fréquence (Hz), h, la constante de Planck, kB la constante de Boltzman, et c la vitesse de la lumière. Le coefficient d’absorption des poussières κ(ν) est défini comme κ(ν) = Qabs(a,ν)/(4/3 a ρ) o`u a est le rayon effectif des grains, ρ la densité intrinsèque des poussières et Qabs leur coefficient d’absorption. Les coefficients d’absorption du graphite et des silicates ”astronomiques” ont été estimés par Draine & Lee (1984) à partir de données de laboratoire et de données d’observation astronomiques. Ces coefficients sont disponibles en ligne23 . Emission optiquement mince ´ Cette opacité des poussières κν est représentée sur la figure 1.2 en fonction de la longueur d’onde pour des grains de silicate et/ou de graphite. A grande longueur d’onde, l’opacité des ` poussières suit une loi de puissance et peut s’approximer par une fonction de la forme κ(ν) = κ0(ν/ν0) β , ainsi τdust ≪ 1, l’émission est optiquement mince et l’intensité émergente du nuage peut alors être approximée par Iν = σdust κ(ν) Bν(Tdust). Dans le cas d’un nuage avec une émission isotrope, sa luminosité s’écrit comme L = 4π A R ν Iν , avec A l’aire du nuage. Sous l’approximation optiquement mince, ce calcul peut être fait analytiquement en utilisant R ν Iν ∝ R x 3+β/(e x − 1) dx = Γ(4 + β) ζ(4 + β), o`u Γ et ζ sont respectivement la fonction Gamma d’Euler et la fonction Zeta de Riemann.

Emission radio 

 L’émission radio des galaxies est dominée par deux types de rayonnement, le rayonnement synchrotron et le rayonnement de freinage (free-free ou de Bremhsstralung). Ce dernier, dˆu au freinage des électrons libres dans le champ des noyaux atomiques, a un spectre d’émission thermique plat à basse fréquence (ν < 10 GHz) et presque plat à plus grande grande fréquence Iν ∝ ν −0.1 . Le rayonnement de freinage est souvent non dominant dans la distribution spectrale d’énergie (SED) des galaxies et nous le négligerons par la suite. L’émission synchrotron est émise par des électrons ultrarelativistes en mouvement giratoire dans un champ magnétique. Le spectre d’émission synchrotron est maximal à la fréquence (νm/GHz) ≈ 0.016(B sin θ/µG)(E/GeV ) 2 avec B, l’intensité du champ magnétique, et E, l’énergie d’un électron. Ces électrons vont perdre de l’énergie en émettant un rayonnement et, en faisant l’hypothèse que ces électrons émettent seulement à leur fréquence maximale, tout en prenant compte des pertes par effet Compton inverse, l’intensité émergente s’écrit alors Iν ∝ ν −α0 1 + (ν/νb)∆α (1.7) o`u ∆α = 1/2 et α0 = (γ − 1)/2, γ étant l’exposant du spectre d’énergie de ces électrons (N(E) = N0E−γ ) avec une valeur qui dépend de chaque supernova étudiée, à l’origine de leur accélération, mais qui typiquement vaut γ ≈ 2.5. νb est la fréquence de coupure o`u l’indice du spectre d’émission passe de α0 à α0+∆α. Cette fréquence critique est difficile à déterminer et, la plupart du temps, l’émission synchrotron est bien décrite par une loi de puissance en Iν ∝ ν −α0 .