Évolution physico-chimique des hydrocarbures aromatiques polycycliques dans les régions de photodissociation

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Le gaz

On trouve le gaz interstellaire sous les formes atomique et moléculaire. Le gaz atomique est observé dans de nombreux environnements interstellaires et circumstellaires. Si l’émission à 21 cm de l’atome d’hydrogène est le principal outil d’observation pour l’étude des conditions physiques des régions atomiques neutres, les raies interdites des transitions de structure fine des atomes et ions de carbone et d’oxygène sont également observées dans le domaine infrarouge lointain. Dans les régions les plus irradiées et ionisées, les raies de structures fines d’autres espèces comme l’argon, le néon ou le soufre peuvent être observées.
Le gaz moléculaire se trouve dans des régions protégées des photons UV, comme les nuages denses, et les zones les plus protégées des enveloppes circumstellaires et des disques protoplanétaires. De fait, les liaisons chimiques qui assurent la cohésion des molécules impliquent des énergies de l’ordre de quelques électron-Volt (eV) qui correspondent à l’énergie transportée par un photon du domaine UV. Cependant, certaines molécules sont également observées dans le milieu diﬀus.
La molécule de loin la plus abondante est H2 , suivie du monoxyde de carbone CO, à l’image des abondances respectives de ces éléments. À ce jour, plus de 150 molécules ont été univoquement identifiées, contenant de 2 à 13 atomes, comme HC11N. Par ailleurs, la présence de molécules polycycliques aromatiques hydrogénées (PAH) tant dans le milieu diﬀus que dans les milieux plus protégés est généralement admise, même si aucune molécule de cette famille n’a pu être individuellement identifiée. Citons également la mise en évidence récente de la présence de fullerène C60 dans des régions fortement irradiées par des photons UV : nébuleuses planétaires (Cami et al., 2010; García Hernández et al., 2010) et nébuleuses par réflexion (Sellgren et al., 2010).
Les parties internes des nuages moléculaires sont particulièrement froides et opaques aux longueurs d’ondes optiques. L’émission rotationnelle des molécules, dans le domaine radio, constitue la principale source d’observation de ces milieux. Les surfaces, plus chaudes et moins enfouies sont tracées par des transitions plus énergétiques, du domaine submillimétrique jusqu’au domaine UV.
La molécule H2 présente la particularité d’être symétrique, ce qui interdit les transi-tions purement vibrationnelles. On l’observe donc essentiellement par ses transitions quadrupolaires ro-vibrationnelles et rotationnelles pures, dans les domaines infrarouges proche et moyen. Ces transitions impliquent des énergies importantes qui sont en général acquises par pompage UV ou par excitation collisionnelle dans un gaz relativement chaud. Ainsi, malgré sa grande abondance, H2 n’est pas la molécule la plus adaptée pour tracer les nuages moléculaires. Ce sont la molécule CO et ses isotopologues 13CO et C18O qui sont le plus utilisés à cet eﬀet.

La poussière

La poussière est observée dans toutes les phases du milieu interstellaire. Malgré sa faible abondance, la poussière joue un rôle majeur dans de nombreux aspects de l’évolution du milieu interstellaire. Elle est responsable de l’extinction et de la polarisation de la lumière des étoiles. La majeure partie de l’énergie absorbée est réémise dans les domaines IR, submillimétrique et millimétrique sous forme d’émission thermique. Par ailleurs, la poussière contribue au chauﬀage du gaz par eﬀet photoélectrique. Enfin, les grains de poussière interviennent dans les processus de formation des molécules, de par l’extinction des radiations énergétiques, ainsi que par le rôle catalytique qu’ils jouent.

La courbe d’extinction

Historiquement, la présence de grains de poussière dans le milieu interstellaire a d’abord été remarquée par l’extinction de la lumière des étoiles en arrière plan. La courbe d’extinction (cf. Fig. 2.2) représente la quantité de lumière absorbée et diﬀusée en fonction de sa longueur d’onde. La connaissance de cette courbe est nécessaire pour déterminer le spectre émis par une source dont la lumière traverse une portion du MIS avant de nous parvenir. Elle représente également un outil de diagnostic intéressant pour sonder la nature des grains de poussière. Ses deux caractéristiques principales sont le bump vers 2200Å et la montée progressive de l’extinction depuis le domaine IR jusqu’au domaine UV lointain. L’allure de la courbe évolue d’une ligne de visée à l’autre, et cette évolution peut être paramétrée par une seule grandeur, le coeﬃcient RV = AV/E(B − V) où AV représente l’extinction sur la ligne de visée dans la bande visible V et E(B − V) est l’excès de couleur sur la ligne de visée, c’est-à-dire la diﬀérence de magnitude entre les bandes B et V. Sa valeur moyenne est RV = 3.1, mais selon l’environnement le long de la ligne de visée, les valeurs s’étalent typiquement entre 2.1 (milieu diﬀus) et 5.5 (milieu dense).
La majorité des auteurs s’accordent sur l’origine du bump à 2200Å, qui est attribué à l’excitation π → π? d’atomes de carbone aromatiques, possiblement dans les PAH. Dans le domaine IR, des bandes d’absorption à 9.7 et 18 µm sont attribuées respectivement aux élongations et pliages de la liaison Si-O dans un matériau de silicate amorphe (Kemper et al., 2005). L’attribution de la bande d’absorption à 3.4 µm, qui correspond à l’élongation de liaisons C-H dans des grains d’hydrocarbures aliphatiques, fait toujours l’objet de discussions (Pendleton et Allamandola, 2002; Dartois et al., 2004). Citons également la présence de plusieurs centaines de bandes d’absorption faibles non identifiées entre 4000 et 13000 Å, appelées bandes diﬀuses interstellaires (diﬀuse interstellar bands, DIB ; voir Herbig, 1995).
Sur le plan pratique, deux approches se côtoient pour la description de la courbe d’extinction. Des auteurs comme Fitzpatrick et Massa (Fitzpatrick et Massa, 1986, 2009) proposent une paramétrisation mathématique particulièrement souple pour reproduire les courbes d’extinction observées (cf. Sec. 3.3.2). Cette approche se révèle eﬃcace pour calculer le transfert de rayonnement à travers un milieu contenant de la poussière (eg. Goicoechea et Le Bourlot, 2007). L’approche déductive proposée par Draine et Malhotra (1993) ainsi que Désert et al. (1990) consiste à calculer la courbe d’extinction à partir d’un modèle de grains de poussière. Cette approche permet de donner une consistance physique à l’approche phénoménologique de Fitzpatrick et Massa et d’apporter des contraintes sur la nature et les propriétés des grains de poussière. Le modèle DustEM (Compiègne et al., 2011) suit cette logique.

L’émission de la poussière

L’énergie absorbée par la poussière est essentiellement réémise à plus grandes longueurs d’onde, du domaine IR au domaine millimétrique. Les caractéristiques de ces émissions dépendent de la nature et la taille des grains. Des modèles comme ceux de Draine et Li (2007) ou de Compiègne et al. (2011) permettent de bons ajustements des distributions spectrales d’énergie observées (cf. Fig. 2.3).
Les gros grains ont une capacité thermique élevée en raison de leur grand nombre de degrés de liberté de vibration. L’absorption d’un photon UV conduit donc à une faible élévation de la température. Ils n’ont pas le temps de refroidir entre l’absorption de deux photons, ce qui conduit à l’équilibre thermique. Ces grains émettent donc comme des corps gris dont l’émissivité dépend de la nature du grain. Étant données les températures typiques des nuages interstellaires, ces grains émettent dans les domaines infrarouge lointain, submillimétrique et millimétrique. La majorité de l’émission au-delà de 60 µm leur est attribuée.
Figure 2.3: Distribution spectrale d’énergie moyenne du Petit Nuage de Magellan ajustée par le modèle de Désert et al. (1990). Adapté de Bot et al. (2004).
Les particules de plus petites tailles sont portées à de hautes températures lors de l’absorption de photon UV (∼ 1000 K pour un PAH), et ont le plus souvent le temps de se refroidir avant d’absorber un nouveau photon. Pour ces espèces, la majorité de l’émission se produit dans l’IR moyen.

Distribution de taille des grains

L’évolution de la courbe d’extinction avec la longueur d’onde a fourni une première contrainte importante sur la distribution de taille des grains de poussière interstellaire. Le premier modèle de population de grains de poussière, proposé par Mathis et al. (1977), impliquait des grains sphériques de graphite et de silicates suivant une distribution n(a) ∝ a−3.5 où a désigne le rayon, considéré entre 250 et 2500Å. Draine et Lee (1984) ont étendu cette distribution de 30 à 10000Å en tenant mieux compte des propriétés optiques des grains. Ces méthodes sont peu sensibles aux plus petites tailles, et l’analyse de l’émission IR constitue une méthode complémentaire. Les PAH ont été ajoutés par Désert et al. (1990), qui proposent également l’existence d’une composante de très petits grains (very small grains, VSG) chauﬀés de façon stochastique pour rendre compte de l’émission entre ∼20 et ∼60 µm. La nature de ces grains reste incertaine, même si des composantes carbonées et de silicates ont été proposées respectivement par Désert et al. (1990) et Li et Draine (2001).
Figure 2.4: Fluctuations de la température des grains de poussière au cours du temps en fonction de leur taille, dans le champ de rayonnement interstellaire moyen. Les gros grains, grâce à leur grande capacité thermique, atteignent l’équilibre thermique et présentent de faibles variations de température. Au contraire, chaque absorption d’un photon UV fait varier significativement la température des grains de petite taille, qui refroidissent avant l’absorption d’un nouveau photon. a représente le rayon du grain, τabs est le temps caractéristique entre deux absorptions. Tiré de Draine (2003).

Les PAH

Les molécules polycycliques aromatiques hydrogénées (PAH) constituent une famille de molécules composées d’au moins deux cycles aromatiques auxquels sont liés des atomes d’hydrogène. L’émission des bandes aromatiques infrarouges qui leur est attribuée est visible dans toute la galaxie (cf. Fig. 2.5). En tant que famille, elles pourraient représenter la troisième espèce moléculaire la plus abondante du milieu interstellaire, après le dihydrogène H2 et le monoxyde de carbone CO, et contenir jusqu’à 20% du carbone interstellaire. Une taille moyenne de 50-80 atomes de carbone est estimée pour les PAH interstellaires, mais leur distribution de taille reste largement inconnue. La figure 2.6 représente quelques exemples de PAH susceptibles d’exister dans le MIS.

L’hypothèse PAH

Étant donné qu’aucun PAH particulier n’a à ce jour été identifié dans le MIS, la présence de ces molécules dans ce milieu revêt encore le statut d’hypothèse. Elle a été émise par Léger et Puget (1984) puis par Allamandola et al. (1985) pour rendre compte de l’émission des bandes infrarouges non identifiées (unidentified infrared bands, UIB), par la suite appelées bandes infrarouges aromatiques (aromatic infrared bands, AIB). Leur proposition reposait (i) sur le bon accord spectroscopique entre les positions des bandes IR des PAH et celles observées dans le MIS, (ii) sur le scénario de chauﬀage stochastique proposé peu de temps auparavant par Sellgren (1984) qui permet d’expliquer que des températures voisines de 1000 K soient atteintes par absorption d’un seul photon UV, et (iii) sur les propriétés réfractaires de ces composés.
Ainsi, dès la formulation de l’hypothèse PAH, les axes principaux de leur étude étaient clairs : une étude spectroscopique détaillée afin de tirer toute l’information potentiellement disponible dans les AIB ; une bonne compréhension de la photophysique des PAH afin de caractériser leur stabilité lorsqu’ils sont exposés à un champ de rayonnement UV intense.

Les bandes infrarouges aromatiques

Les bandes infrarouges aromatiques (AIB) sont observées dans le spectre infrarouge moyen de nombreux objets astrophysiques, incluant des PDR en surface de nuages moléculaires, des nébuleuses planétaires ou des disques protoplanétaires. Les bandes les plus intenses se situent à ∼3.3, 6.2, 7.7, 8.6, 11.3 et 12.7 µm et sont associées aux modes de vibration d’élongation et de pliage des liaisons C-H et C-C. Elles sont émises au cours de cascades de refroidissement IR suite à l’absorption de photons UV. La figure 2.7 représente ces bandes telles qu’elles ont été observées par le spectromètre SWS du satellite infrarouge ISO dans la Barre d’Orion et la nébuleuse planétaire NCG 7027.
Des variations dans les positions, les formes et les intensités relatives de ces bandes sont observées d’un objet à l’autre et au sein d’un même objet, reflétant des diﬀérences de composition chimique et de conditions d’excitation. De nombreux auteurs ont étudié les variations de ces émissions afin de dégager des informations sur l’évolution des espèces qui en sont responsables (Hony et al., 2001; Peeters et al., 2002; Rapacioli et al., 2005b; Berné et al., 2007; Joblin et al., 2008).
L’intensité totale des AIB est sensiblement proportionnelle au champ de rayonnement UV qui les excite (Boulanger et al., 1998), de façon cohérente avec un schéma où toute l’énergie absorbée d’un photon UV est réémise dans le domaine infrarouge. Quant aux rapports d’intensité des bandes, ils peuvent être utilisés pour déterminer l’état des PAH. Par exemple, des calculs de chimie quantique (DeFrees et al., 1993) ainsi que des mesures en laboratoire (Szczepanski et Vala, 1993) ont permis de montrer que le rapport des intensités des bandes à 7.7 et 11.3 µm est significativement plus élevé pour les PAH ionisés que pour les PAH neutres.

Photophysique des PAH

Dans les conditions typiques du milieu interstellaire, un PAH passe l’essentiel de son temps dans son état fondamental. Lorsqu’un photon UV est absorbé, la molécule peut perdre un électron (photoionisation), perdre un ou plusieurs atomes (photodissociation) ou simplement être portée dans un état électroniquement excité. La figure 2.8 résume les processus qui peuvent alors modifier l’état de la molécule dans le cas d’un PAH neutre.
La densité des niveaux vibrationnels croît très rapidement avec le nombre d’atomes dans la molécule et avec l’énergie interne dans la molécule. Aussi, dans le cas de grandes molécules comme les PAH, les niveaux vibrationnels de deux états électroniques distincts peuvent n’être séparés que par de très faibles écarts d’énergie. Une transition iso-énergétique non radiative, appelée conversion interne (internal conversion, IC) est alors possible entre deux états électroniques de même multiplicité, du plus électroniquement excité vers le moins électroniquement excité. Ce dernier, étant vibrationnellement plus excité, présente une densité d’états considérablement plus élevée que le premier, et les temps caractéristiques pour ce processus peuvent être aussi brefs que 10−12 à 10−8 s.
Un processus analogue entre des états électroniques de multiplicités diﬀérentes, appelé croisement inter-système (inter-system crossing, ISC) est possible, sur des temps caractéristiques légèrement plus longs. À titre de comparaison, les processus de fluorescence (transition électronique radiative entre deux états électroniques de même multiplicité) et de phosphorescence (transition électronique radiative entre deux états électroniques de multiplicités diﬀérentes) sont également possibles et ont lieu sur des temps caractéristiques de 10−7s.
Ainsi, après ∼ 10−8s, le PAH se trouve le plus souvent dans un état vibrationnelle-ment excité de l’état fondamental. Enfin, le processus de redistribution vibrationnelle interne (internal vibrational redistribution, IVR) redistribue l’énergie vibrationnelle sur l’ensemble des modes de vibration de la molécule. Ce n’est qu’alors que l’émission de photons IR, sur des temps typiques de l’ordre de la seconde, permet à la molécule de refroidir.

Formation des PAH interstellaires

Il est communément admis que les PAH sont principalement formés dans les enve-loppes circumstellaires des étoiles évoluées (Cherchneﬀ, 2011; Kwok, 2004). Cependant, le mécanisme de leur formation reste mal connu. Les études précédentes de modélisation dans les étoiles évoluées dites AGB, pour asymptotic giant branch se sont basées sur un réseau chimique déduit des études dédiées à la formation des PAH et des suies dans des processus de combustion (Frenklach et Feigelson, 1989; Cherchneﬀ et al., 1992). Dans ce scénario, le principal précurseur est l’acétylène C2H2. Le processus de formation comprend deux étapes avec d’une part, la formation de noyaux benzéniques et d’autre part la croissance de molécules aromatiques. Cependant aucune des deux étapes n’est clairement décrite à ce jour. Une voie de formation du premier cycle a été mise en évidence par Cernicharo et al. (2001) qui ont détecté l’émission de C4H2, C6H2 et du benzène C6H6, dans l’enveloppe circumstellaire de la nébuleuse protoplanétaire (PPN) CRL 618. Cependant ces espèces ne sont pas détectées dans IRC 10216, prototype d’AGB. Cernicharo (2004) a montré que la formation de ces espèces est liée à la pré-sence de photons UV lorsque l’étoile centrale évolue de la phase AGB à la phase PPN. Dans la phase PPN, il semble que la poussière soit composée d’un mélange de liaisons aliphatiques et aromatiques avec une aromatisation qui croît avec le degré d’évolution de l’objet. Dans l’étape suivante de nébuleuse planétaire (PN) les bandes aromatiques des PAH sont clairement observées et présentent des similarités fortes avec celles du milieu interstellaire (Joblin et al., 2008). L’évolution chimique de la poussière dans ces environnements a été évoquée par plusieurs auteurs (cf. par exemple Goto et al., 2003; Sloan et al., 2007; Smolders et al., 2010; Kwok et Zhang, 2011) mais reste une question ouverte. Une des diﬃcultés de ces études d’un point de vue observationnel est de pouvoir décrire cette évolution chimique indépendamment des conditions d’excitation de l’émission IR qui dépendent du champ de rayonnement local.
Les PAH pourraient également être formés lors de la photodestruction de très petits grains carbonés. Ce processus est cependant mal documenté. Si certains résultats observationnels vont dans ce sens (Cesarsky et al., 2000; Rapacioli et al., 2005b; Berné et al., 2007), la nature des très petits grains carbonés reste pour le moment incertaine. Ces derniers auteurs proposent d’ailleurs les agrégats de PAH comme modèles de ces très petits grains, auquel cas leur évaporation relève moins de la formation des PAH que de l’évolution de la matière carbonée aromatique. Nous discutons plus en détail de ces aspects dans le chapitre 4 et dans la partie IV de cette thèse.

Évolution chimique

Généralités

Tout comme les PAH, les autres espèces du milieu interstellaire sont sujettes à l’absorption de photons UV et à la réactivité vis-à-vis d’autres espèces. À partir du relativement faible nombre d’éléments chimiques abondants dans le milieu interstellaire (essentiellement H, C, N et O), de nombreuses molécules sont formées suivant des réseaux chimiques qui peuvent varier considérablement en fonction de l’environnement. La figure 2.9 présente les réseaux simplifiés pour les espèces contenant de l’oxygène et du carbone dans une région de photodissociation. Notons l’omniprésence de la molécule H2 dans les deux réseaux de réactions.
Parmi les réactions les plus importantes, certaines ont lieu en phase gazeuse, comme la réaction O2 + C+ → CO. D’autres ne sont possibles qu’en présence d’un troisième corps, situation extrêmement rare en phase gazeuse, aux densités du milieu interstellaire. C’est la cas de la réaction H + H, qui ne forme pas la molécule H2 en phase gazeuse, la molécule excitée H2? étant incapable d’évacuer sous forme radiative son excédant d’énergie avant de redissocier, en raison de l’absence de moment dipolaire.

La formation de H2

Dans le milieu interstellaire, la molécule H2 se forme sur les grains de poussière.
Plusieurs mécanismes ont été proposés.
Le mécanisme de Langmuir-Hinshelwood permet la formation de H2 sur des grains relativement froids (.15 K, Cazaux et al., 2011). Dans ce mécanisme, deux atomes physisorbés à la surface d’un même grain ont la possibilité de migrer à sa surface. Au cours de leur parcours, ils sont susceptibles de s’évaporer ou de continuer leur migration jusqu’à se rencontrer. Dans ce cas, l’énergie libérée par la formation de la molécule H2 permet sa désorption et se répartit, de façon encore mal connue, entre l’énergie interne du grain, la vibration de la molécule H2 et son énergie cinétique de translation et de rotation. L’eﬃcacité de ce mécanisme dépend fortement de la température.

Table des matières

Introduction
I Contexte astrophysique
1 Le milieu interstellaire
1.1 Structure du milieu interstellaire
1.2 Un milieu en évolution
1.2.1 Le transport de la matière interstellaire
1.2.2 Le cycle de la matière galactique
1.2.3 L’enrichissement de la matière interstellaire
2 Les composantes du milieu interstellaire
2.1 Le gaz
2.2 La poussière
2.2.1 La courbe d’extinction
2.2.2 L’émission de la poussière
2.2.3 Distribution de taille des grains
2.3 Les PAH
2.3.1 L’hypothèse PAH
2.3.2 Les bandes infrarouges aromatiques
2.3.3 Photophysique des PAH
2.3.4 Formation des PAH interstellaires
2.4 Évolution chimique
2.4.1 Généralités
2.4.2 La formation de H2
2.5 Les photons
3 Les régions de photodissociation
3.1 Généralités
3.1.1 Lieu privilégié de l’étude du MIS ?
3.1.2 Stratification des PDR
3.1.3 Bilan thermique des PDR
3.1.4 Transport dans les PDR
3.2 Les diagnostics observationnels des bords chauds de PDR
3.2.1 À partir des raies de [CII] et [OI]
3.2.2 À partir des AIB
3.2.3 À partir des transition rotationnelles de H2
3.2.4 Considérations sur le bilan thermique
3.3 La nébuleuse par réflexion NGC 7023
3.3.1 Structures
3.3.2 L’étoile HD 200775
4 Scénario d’évolution des PAH 43
4.1 Le scénario
4.2 Objectifs de cette thèse
4.2.1 Caractériser l’environnement des PAH
4.2.2 Caractériser l’évolution des PAH
II Modélisation des régions de photodissociation
5 Le modèle PDR de Meudon
5.1 Structure générale du code
5.1.1 Transfert radiatif dans l’ultraviolet
5.1.2 Équilibre chimique
5.1.3 Bilan thermique
5.1.4 Méthode itérative
5.2 Description de la poussière dans le code PDR de Meudon
5.2.1 Version standard
5.2.2 Couplage avec DustEM
5.3 Interface utilisateur
5.3.1 Entrées
5.3.2 Sorties
5.4 Passage des grandeurs locales aux observables astrophysiques
5.4.1 Intégration sur la couche plane-parallèle
5.4.2 Intégration sur des géométries sphériques
5.5 Évolutions dans la microphysique du code
5.5.1 L’excitation des molécules H2 et CO : de Spitzer à Herschel
5.5.2 Le processus d’advection
6 Morphologie et énergétique de la PDR NGC 7023-NW
6.1 WADI : une vision observationnelle globale de la nébuleuse NGC 7023
6.1.1 Présentation des données observationnelles
6.1.2 Comparaison des émissions de C+ et des PAH
6.2 Modélisation détaillée de l’interface du filament dans NGC 7023-NW
6.2.1 Première interprétation d’un profil AIB
6.2.2 Les géométries
6.2.3 Le profil de densité
6.2.4 Procédure d’ajustement
6.2.5 Résultats
6.2.6 Conclusion
6.3 Évolution de la poussière et conséquences sur l’effet photoélectrique
6.3.1 Modéliser l’émission de C+
6.3.2 Discussion
6.4 Tenir compte de l’évolution des PAH au sein de la PDR
III Modèle d’évolution des PAH dans les PDR
7 Les processus régissant l’état des PAH
7.1 Modéliser l’évolution des PAH dans le milieu interstellaire
7.2 Description des processus
7.2.1 Section efficace d’absorption UV-visible
7.2.2 Refroidissement par émission de photons IR
7.2.3 Photodissociation
7.2.4 Compétition entre kIR et kdiss
7.2.5 Ionisation
7.2.6 Recombinaison électronique
7.2.7 Réactivité
8 Développement d’un modèle d’évolution des PAH
8.1 Méthode de résolution
8.1.1 Stratégie
8.1.2 Les espèces et leur énergie interne
8.1.3 Formulation du problème de cinétique chimique local (0D)
8.1.4 Modélisation des processus photophysiques
8.1.5 Modélisation des processus chimiques
8.1.6 Détermination de profils de densité (1D)
8.2 Validation du modèle
8.2.1 Validation de la cinétique
8.2.2 Validation de la description de l’énergie interne
8.2.3 Validation de la diffusion
9 État de charge et d’hydrogénation des PAH dans les PDR
9.1 Résultats
9.1.1 État de charge et d’hydrogénation dans le milieu diffus
9.1.2 État de charge et d’hydrogénation dans NGC 7023-NW
9.2 Conséquences astrophysiques
9.2.1 État d’hydrogénation
9.2.2 État de charge
9.3 Sensibilité aux paramètres
9.3.1 Recombinaison électronique
9.3.2 Réactivité des PAH neutres
9.4 Perspectives
IV Évaporation des agrégats de PAH dans les PDR
10 Les agrégats dans le scénario d’évolution des PAH
10.1 Reconstruire le spectre AIB
10.1.1 Les spectres élémentaires
10.1.2 Procédure d’ajustement
10.1.3 Résultats
10.2 Évaluation de la fraction de PAH agrégés
10.2.1 Bilan énergétique
10.2.2 Utilisation du spectre AIB
10.3 Corrélation avec le champ de rayonnement UV
11 Propriétés des agrégats de PAH
11.1 Structures de plus basse énergie
11.1.1 Point de départ
11.1.2 Méthodes d’étude des structures moléculaires
11.1.3 L’hypothèse des molécules rigides
11.1.4 Le potentiel intermoléculaire
11.1.5 Méthode de recherche
11.1.6 Résultats
11.2 Densités d’états vibrationnels
11.2.1 Densités harmoniques classiques
11.2.2 Densités harmoniques quantiques
11.2.3 Densités anharmoniques classiques
11.2.4 Résultats
12 Évolution des agrégats de PAH
12.1 Formation des agrégats de PAH
12.1.1 Les coefficients de collage
12.1.2 Les taux de formation
12.2 Évaporation des agrégats de PAH
12.2.1 Rotation des agrégats
12.2.2 Dynamique moléculaire
12.2.3 Théories statistiques
12.2.4 Théorie de l’espace des phases
12.2.5 Les taux d’évaporation
12.2.6 Le refroidissement par émission IR
12.2.7 Cascade évaporative
13 Formation et évaporation des agrégats de PAH dans les PDR
13.1 Les paramètres physico-chimiques en entrée du modèle
13.1.1 Les taux et sections efficaces
13.1.2 Paramétrer les cascades évaporatives
13.2 Survie des agrégats de PAH en fonction des conditions physiques
13.2.1 Temps caractéristique de formation
13.2.2 Temps caractéristique de photoévaporation
13.2.3 Impact de la cascade évaporative
13.2.4 Influence de la densité
13.3 Conclusion du chapitre
Conclusion
Annexes
.1 Advection
.1.1 Les équations
.1.2 Programmation
.1.3 État d’avancement
.2 Système à deux niveaux
.3 Methode des histogrammes multiples
.3.1 Relation entre les histogrammes et la densité d’états vibrationnels
.3.2 Résolution par la méthode des moindres carrés
.4 Densité d’états harmonique classique
Table des figures
Liste des tableaux
Bibliographie
Abstract