4.3 Résultat et comparaison aux données de H.E.S.S
4.3.4 Un coefficient de diffusion anisotrope
Le coefficient de diffusion est inversement proportionnel à la valeur du champ magnétique suivant une penteδ décrivant le spectre de turbulences du champ (section 2.4.1). Compte tenu du fort champ magnétique au centre Galactique, globalement 10 fois supérieur aux valeurs de quelques µG dans la Galaxie et pouvant atteindre 1 mG dans certaines régions, la valeur du coefficient de diffusion au GC est surement plus basse que celle estimée par Gaggero et al. (2014); Trotta et al. (2011) sur des mesures de CRs locales. Cependant, la valeur choisie dans notre étude reste assez basse comparée à ces estimations. Si nous prenons en compte la morphologie du champ magnétique, qui est dans l’ensemble poloidale (section 1.1.1.3), le coefficient de diffusion est surement anisotrope. Nous pouvons donc considérer un coefficient de diffusion avec une valeur plus haute dans la direction perpendiculaire au plan Galactique.
Nous avons donc développé dans notre modèle 3D, la possibilité de considérer un coefficient de diffusion anisotrope avec une valeur dans les directions parallèles au plan Galactique (x,y), D//, différente de celle dans la direction perpendiculaire (z),D⊥. Dans ce cadre, le terme D∆f de l’équation de diffusion 2.6 se ré-écrit :D//(d
2f d2x+
d2f
d2y) + D⊥ d2f
d2z. La fonction de Green 3D solution de cette équation est :
G(r, t) = 1 (√ 4πD⊥(4πD//) t32)exp − (x 2+ y2) 4D//t + z2 4D⊥t
En transformant simplement la variable r qui est la distance à la source, dans notre cas précédent isotrope, en une nouvelle variable r0 = D⊥(x2+ y2) + D//z2, nous obtenons le spectre différentiel final des CRs à une distance r’ et à un temps d’observation t pour un proton d’énergieEp :
dN dEp (r0, t, Ep) instantane = N0Ep a (√ 4πD⊥(4πD//) t32)exp( −r02 4D⊥D//t) TeV −1m−3 (source impulsive) dN dEp (r0, t, Ep) continue = N˙0Ep−a (4πpD//) 1
r0 TeV−1m−3 (source stationnaire)
Par exemple, en prenant un coefficient de diffusion 10 fois plus grand dans la direction perpendi-culaire au GC, la source stationnaire seule au centre ne peut plus du tout expliquer toute l’émission diffuse. En effet cela nécessiterait une puissance pour l’accélération de CRs autour de 1039 erg s−1 qui représente toute la puissance d’accrétion disponible au niveau du rayon de Bondi estimée par Wang et al. (2013) (section 1.2.3) et semble donc peu réaliste. Pour les SNe, avec ce coefficient anisotrope, nous pouvons considérer une efficacité d’accélération des CRs plus élevée. Donc, avec une valeur encore plus grande du coefficient de diffusion, des efficacités d’accélération plus réalistes
4.3. RÉSULTAT ET COMPARAISON AUX DONNÉES DE H.E.S.S.
(a) Echappement indépendant du temps
(b) Echappement dépendant du temps
Figure 4.9 – Profil d’émission γ en fonction de la longitude Galactique, après avoir intégré selon la ligne de visée et la latitude galactiqueb, pour plusieurs bandes en énergie entre 0.25 et 100 TeV. Ces profils sont la médiane des 100 réalisations. (a) L’échappement des CRs du SNR en fonction de l’énergie est indépendant du temps (b) il est dépendant du temps.
autour de 10% peuvent être considérées. Ce coefficient anisotrope ne change pas la morphologie de l’émission γ ou de la densité de CRs, donc une autre composante centrale γ de très haute énergie est nécessaire pour expliquer l’excès dans les 30 pc centraux dans le modèle des SNe.
4.4 Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons étudié la contribution des CRs accélérés par les SNRs, répartis dans toute la région du GC, sur l’émission γ de très haute énergie observée par H.E.S.S. dans les 200 pc centraux. La puissance d’injection disponible de ces sources est bien plus importante que la luminositéγ observée avec H.E.S.S. Les CRs doivent donc s’échapper efficacement de la région. Avec un simple modèle 1D, nous avons vu que la diffusion était beaucoup plus efficace à ces énergies que l’advection pour que les CRs s’échappent du GC, en considérant un coefficient de diffusion typique des valeurs trouvées pour le MIS local.
Pour pouvoir étudier l’impact de la distribution spectrale 3D de ces SNe, nous avons construit un modèle 3D d’injection et de diffusion des CRs dans le GC en prenant en compte une distribution 3D réaliste de la matière. En supposant un temps de récurrence typique entre chaque explosion de SN autour de 2500 ans, le modèle 3D de ces injections impulsives multiples reproduit le flux γ total observé avec H.E.S.S. dans cette région. Nous devons cependant considérer une efficacité d’accélération des CRs dans le SNR assez faible, autour de 2% de l’énergie cinétique libérée au moment de l’explosion de la SN. La distribution spatiale 3D de ces sources a un impact très prononcé sur la morphologie de la densité de rayons cosmiques et donc de l’émissionγ qui en résulte. Nous avons montré qu’en considérant une distribution spatiale de ces sources composée d’une composante uniforme et d’une concentration dans les amas d’étoiles massives centraux, le Quintuplet et l’amas central, la densité de CRs présente également un gradient assez prononcé vers le centre. Le profil 1D en longitude de l’émission γ et de la densité de CRs résultant de ce modèle piquent vers le centre. Aux distances supérieures à 30 pc de SgrA?, la densité de CRs produit par ce modèle reproduit très bien le profil extrait des données de H.E.S.S. Pour les distances inférieures, une seconde composante de très haute énergie est nécessaire pour reproduire l’excès observé dans les 30 pc centraux. En prenant en compte un échappement des CRs du SNR dépendant du temps en fonction de l’énergie, nous obtenons un profil de CRs et d’émission γ plus piqué vers le centre et compatibles avec les données de H.E.S.S. au regard des incertitudes.
Nous avons également testé le scénario proposé par Abramowski et al. (2016) dans lequel une source stationnaire située au GC (qui pourrait être le trou noir central SgrA?) serait responsable de toute l’émission γ. Comme Abramowski et al. (2016), nous en a déduisons que la puissance nécessaire pour l’accélération des CRs dans ce modèle est autour de1038erg s−1 c’est-à-dire 10% de la puissance d’accrétion au niveau du rayon de Bondi, ce qui fait de cette source un bon candidat pour l’accélération des CRs de très haute énergie au GC.
Cependant même si l’excès de CRs et l’émissionγ observés vers le GC sont bien reproduits par cette unique source stationnaire, il n’est pas possible de conclure directement qu’elle serait l’unique source responsable de toute l’émission γ de très haute énergie observée au centre. En effet nous devons tenir compte de la présence de toutes les injections récurrentes de CRs provenant des SNe observées à travers tout le CMZ qui expliquent déjà à elles seules le spectre total et les profils d’émission en particulier pour des distances supérieures à 30 pc. Si nous considérons un scénario avec seulement SgrA?, nous devons diminuer la contribution des SNe en diminuant drastiquement l’efficacité d’accélération des CRs dans ces sources. Cette possibilité n’est pas à exclure, compte tenu du milieu très chaud et très dense où sont situés les SNe au GC, comme observé en rayon X. Nous pourrions donc considérer des chocs faiblement supersoniques, où les turbulences du champ
4.4. CONCLUSION
magnétique sont très fortement diminuées, due à la forte densité afin de diminuer leur efficacité. Nous pourrions également considérer un temps de récurrence entre chaque explosion de SN plus élevé pour diminuer leur contribution. Cependant, au vu du taux de SNe estimé uniquement dans les amas d’étoiles massives centraux, cette hypothèse semble peu réaliste.
Il apparait capital de savoir si la morphologie varie avec l’énergie ou si le spectre de cette émission présente des variations dans la région. Dans l’hypothèse d’une seule source stationnaire au centre, la morphologie de l’émission ainsi que son spectre dans la région sont stables à toutes les énergies. Nous avons vu que pour un modèle plus réaliste des SNe au GC où l’échappement des CRs du SNR dépend de l’énergie, le profil de l’émission dépend lui aussi fortement de l’énergie : il se stationarise aux basses énergies en étant plus piqué vers le centre. Nous avons développé une analysé 3D pour ajuster simultanément le spectre et la morphologie d’une source, qui sera présentée dans le chapitre 8, afin de nous aider à répondre à ces questions.
Troisième partie
Méthodologie observationelle et
réduction de données en astronomie γ de
Chapitre 5
De H.E.S.S. à CTA
Sommaire
5.1 Le ciel à très haute énergie . . . 116 5.1.1 Les sources Extra-Galactiques . . . 116 5.1.2 Les sources Galactiques . . . 117 5.2 Les expériences en astronomies γ de très haute énergie : un bref
his-torique . . . 120 5.3 L’expérience H.E.S.S . . . 120 5.3.1 Principe de détection . . . 121 5.3.2 Le site . . . 122 5.3.3 Les télescopes CT1, CT2, CT3 et CT4 . . . 123 5.3.4 La caméra du réseau H.E.S.S. I . . . 124 5.3.5 La phase H.E.S.S. II . . . 126 5.3.6 Déroulement et sélection des observations . . . 127 5.4 De l’image dans la caméra au gamma . . . 128 5.4.1 Calibration des données . . . 129 5.4.2 Reconstruction des évènements . . . 131 5.4.3 Méthode de discrimination γ/fond . . . 134 5.4.4 Configuration et lots de coupures . . . 137 5.5 L’observatoire CTA : une nouvelle génération de réseau de télescopes
à Imagerie Tcherenkov . . . 138 5.5.1 Le site . . . 138 5.5.2 Les questions scientifiques . . . 140 5.5.3 Les performances de l’instrument . . . 141
L’astronomieγ s’étend sur une large gamme d’énergie (plus de neuf ordres de grandeur) que l’on peut diviser en trois "bandes" : lesγ de basse énergie ou γ mou (0.1-30 MeV), les γ de haute énergie (30 MeV-100 GeV) et lesγ de très haute énergie (> 100 GeV). Ces différentes bandes impliquent différentes techniques de détection.
L’atmosphère bloque les photons γ de basse énergie essentiellement à cause de l’effet photo-électrique, mais aussi par effet Compton et effet de paire. Elle bloque lesγ de haute et très haute énergie par création de paire. Une solution consiste à les observer depuis l’espace avec des satellites tant que le flux est suffisamment important (jusqu’à 100 GeV environ). C’est le cas de l’International Gamma-Ray Astrophysics Laboratory (INTEGRAL) qui est un observatoire spatial d’astrophysique européen étudiant les rayonsγ de basse énergie (de 20 keV à 10 MeV) depuis 2002. Le LAT, qui est
l’instrument principal à bord du Fermi Gamma-Ray Space Telescope, observe le ciel entre 20 MeV et 300 GeV.
Á plus haute énergie, le flux de γ variant en loi de puissance, il devient beaucoup trop faible pour des observations dans l’espace. Il est donc essentiel d’augmenter la surface de détection en observant depuis le sol, en s’appuyant sur la détection des gerbes atmosphériques induites par les rayonsγ de très haute énergie. Il existe deux grandes méthodes de détection indirecte : l’observa-tion des particules produites dans la gerbe ou la détecl’observa-tion de la lumière Tcherenkov émise par les particules de la gerbe. Cette dernière technique est utilisée par les trois principaux observatoires en astronomie γ de très hautes énergies : H.E.S.S., VERITAS et MAGIC. Nous présentons dans ce chapitre le télescope à imagerie Tcherenkov H.E.S.S. et nous conclurons par la présentation du futur observatoire CTA.
5.1 Le ciel à très haute énergie
Grâce à son grand champ de vue et à sa sensibilité, H.E.S.S. a permis d’accroitre considérable-ment le nombre de sources détectées au TeV, notamconsidérable-ment de sources Galactiques. Jusqu’à 2003, le nombre de sources au TeV était au nombre de 6 : cinq sources extra-galactiques, des noyaux actifs de galaxie (AGN), et seulement une source Galactique, la Nébuleuse du Crabe. Avec plus de 10 000 heures d’observations, l’expérience H.E.S.S. a permis la découverte de plus de 100 nouvelles sources au TeV (figure 5.1).
Figure 5.1 – Nombre de sources détectées au TeV en fonction du temps