4.9 Le réseau d’observation des sources transitoires et H.E.S.S
4.9.3 Filtrage des alertes
4.10 Perspectives . . . . 63
4.1 La détection des rayons γ
Il a été montré dans la partie précédente que le flux de rayons cosmiques diminue fortement quand l’énergie augmente. Il en est de même pour le
40 Chapitre 4. H.E.S.S.
flux de γ. Plus l’énergie est grande et plus le flux de γ arrivant sur Terre est faible. Ainsi observer à très haute énergie (au-dessus de 100 GeV) implique un nombre d’évènements très faible (< 10−4particules m−2 sr−1GeV−1s−1). Les surfaces de collection des satellites étant limitées à environ 1 m2, il est alors possible mais peu probable de les utiliser pour étudier ces flux. Une alternative décrite dans ce chapitre doit être suivie.
4.1.1 Les gerbes atmosphériques
Lorsqu’un rayon cosmique entre dans l’atmosphère, il interagit avec les molécules présentes dans celle-ci et produit une cascade de particules secon-daires. Selon la théorie quantique des champs, de nombreux types de parti-cules peuvent être produits durant ce processus. Cependant, malgré sa com-plexité, une gerbe atmosphérique peut être séparée en trois composantes :
— Partie électromagnetique : composée d’electrons, positrons et photons ; — partie hadronique : Principalement composée de protons, noyaux
d’hé-lium et de pions ; — partie muonique.
Lorsqu’un γ interagit avec les molécules de l’atmosphère, il produit des paires électron/positron. Ces particules produisent ensuite de nouveaux γ par rayonnement bremsstrahlung. Ces γ émis produisent à leurs tours des paires électron/positron. Ce processus se répète jusqu’à ce que les particules atteignent une énergie inférieure à une valeur seuil de 83 MeV. Sous cette énergie limite, les processus d’ionisation dominent les créations de paires et la gerbe disparaît progressivement. Ces répétitions de création de paires et de rayonnement se produisent très rapidement et la durée de vie d’une gerbe est de l’ordre de quelques ns.
Les γ vont produire des gerbes électromagnétiques colimatées autour de l’axe de propagation sans aucun hadron. Seules des particules muoniques et électroniques sont produites. Au contraire, un rayon cosmique hadronique produit des particules plus lourdes comme des π0, π+ et π−. Les π0 se dés-intègrent en paires électron/positron comme dans le cas des processus élec-tromagnétiques décrits précédemment. Cependant, les rayons cosmiques ha-droniques vont aussi produire d’autres hadrons qui vont à leurs tours pro-duire de nombreuses sous gerbes (si leurs énergies sont suffisantes). Les gerb-es obtenugerb-es sont ainsi hétérogèngerb-es et plus diffusgerb-es. La Figure 4.1 montre des simulations de gerbes atmosphériques pour des particules incidentes à 1 TeV : à gauche un γ et à droite un hadron. Les gerbes provenant de γ sont bien plus colimatées le long de l’axe que celles provenant d’un rayon cos-mique hadronique.
Comme les gerbes produites sont différentes, leurs géométries permettent d’identifier la nature de la particule primaire : γ , hadron ou autre. Cependant dans certains cas cette identification est difficile, car les gerbes produites par des particules comme des électrons ou des hadrons de basses énergies res-semblent beaucoup à celles produites par les γ. L’identification et la discri-mination de ces particules sera décrite en détails dans la section4.5.
4.1. La détection des rayons γ 41
FIGURE4.1 – Haut : Vue longitudinale de simulations d’un γ à gauche et d’un proton sur la droite. Bas : Vue de dessous des
42 Chapitre 4. H.E.S.S.
FIGURE 4.2 – Schéma de l’émission de la lumière ˇCerenkov d’une particule ayant un facteur de Lorentz β et un indice
moyen de l’atmosphère n.
Les rayons cosmiques hadroniques sont de loin les plus fréquents. Par exemple, les observations des sources les plus brillantes en γ fournissent quelques γ par minute alors que plus d’une centaine de milliers de hadrons sont captés pendant une même durée. Les méthodes d’analyse H.E.S.S. ex-pliquées dans la partie4.3décriront les outils de séparation de ces particules. Elles supposent que nous soyons en mesure d’enregistrer une image de ces gerbes, ce qui est possible au sol grâce aux rayonnement ˇCerenkov.
4.1.2 La lumière ˇCerenkov
Lorsqu’une particule se déplace à une vitesse supérieure à celle de lu-mière dans un milieu, une lulu-mière dite ˇCerenkov est créée. Un rayonnement électromagnétique concentré le long d’un cône est émis comme montré dans la Figure4.2.
Les particules secondaires créées par l’interaction du rayon cosmique et l’atmosphère sont en effet ultra-relativistes. Elles ont une vitesse supérieure à celle de la lumière dans l’atmosphère. En prenant en compte les paramètres standards lors de la création d’une gerbe : un facteur de Lorentz de la par-ticule β ≈ 1, un indice moyen de l’atmosphère n ≈ 1, on obtient un angle d’émission de cette lumière ˇCerenkov θc≈ 0.6◦. L’altitude de première inter-action moyenne est située à 10 km, ce qui donne un cercle de rayon ≈ 100 m au niveau du sol, éclairé par cette lumière.
Le flash d’émission de lumière ˇCerenkov est très court (de l’ordre de 10 ns). La longueur d’onde typique se situe entre 300 nm et 600 nm (cou-leur bleue). De plus cette lumière est ténue par rapport à la lumière am-biante (même durant la nuit). Ainsi, son observation nécessite des instru-ments ayant une grande sensibilité à cette longueur d’onde, un temps de pose réduit et une électronique rapide.
Le nombre de photons ˇCerenkov produits par unité de longueur d’onde et par libre parcours moyen dx est donné par :
d2N
dλdx = 2πα sin2θc
4.2. L’expérience H.E.S.S. 43
avec α la constante de structure fine. Le nombre de photons émis est pro-portionnel au libre parcours moyen de la particule. De plus, cette longueur (dx) est proportionnelle à l’énergie de la particule. Ainsi au premier ordre, le nombre de photons émis par la particule est proportionnel à l’énergie de la particule (d2N/dλ ∝ Epart ). Le lien entre le libre parcours moyen de la particule et son énergie permet d’estimer l’énergie de la particule incidente directement de la quantité de lumière ˇCerenkov collectée au sol.
4.2 L’expérience H.E.S.S.
4.2.1 L’instrument H.E.S.S.
Le besoin des réseaux de télescopes ˇCerenkov
Utiliser la lumière ˇCerenkov est aujourd’hui l’un des principaux moyens de détecter suffisamment de particules pour étudier les sources à très haute énergie. La détection de lumière ˇCerenkov nécessite des instruments ayant des caractéristiques spécifiques :
— De grands miroirs pour collecter un maximum de lumière ˇCerenkov ; — une électronique rapide et un temps mort d’acquisition faible pour
sé-parer les évènements consécutifs (quelques dizaines de µs entre chaque évènements) ;
— des pixels suffisamment fins pour prendre des images des gerbes atmo-sphériques précises.
Depuis la première génération de télescopes ˇCerenkov (réseau HEGRA), chaque génération de réseau de télescope ˇCerenkov a amélioré les trois points précédents. Aujourd’hui il existe trois réseaux de télescopes ˇCerenkov : VE-RITAS aux Etats-unis, MAGIC sur l’île de La Palma et H.E.S.S. dans le désert Namibien. Le reste du manuscrit sera dédié à H.E.S.S., l’un des réseaux les plus prolifiques dans la détection de nouvelles sources au TeV.
Le site
L’expérience H.E.S.S. se situe sur le plateau de Khomas en Namibie à une altitude de 1800 m. Le site des télescopes est à 120 km de Windhoek, la capi-tale de la Namibie. Ces coordonnées furent choisies pour plusieurs raisons :
— Le site doit être loin de la ville pour éviter des activités humaines et la pollution lumineuse ;
— les déserts comme celui de Khomas ont des climats semi-désertiques. Une fraction réduite du temps est donc perdue à cause de mauvaises conditions météo ;
— une anomalie géomagnétique appelé l’anomalie de l’Atlantique Sud est présente. Le champ magnétique est plus bas (0.2 G) que la moyenne terrestre. Ce champ plus faible implique une déviation plus faible des particules présentes dans la gerbe ;
44 Chapitre 4. H.E.S.S.
— la position du réseau dans l’hémisphère Sud permet d’observer les ré-gions centrales de la galaxie.
Les télescopes
Le réseau H.E.S.S. est aujourd’hui composé de cinq télescopes de deux types. Sa construction fut réalisée en deux étapes. La première achevée en 2004, consiste en quatre télescopes de 12 m de diamètre situés aux coins d’un carré de 120 m de côté. La distance entre les télescopes est un compromis entre deux effets. Plus les télescopes sont loins et plus la vision stéréosco-pique (avec plusieurs télescopes) est efficace. Mais la probabilité de détecter une gerbe atmosphérique de basse énergie est plus faible. Ainsi, la meilleure distance se trouve aux alentours de 100 m pour mesurer des évènements ayant une énergie de l’ordre du TeV.
Les quatre télescopes de la première phase de H.E.S.S. révolutionnèrent les connaissances de l’astronomie γ. Plus d’une centaine de nouvelles sources furent découvertes (>100 GeV). Cependant, une discontinuité en énergie entre les satellites observant en γ comme Fermi-LAT et à très haute énergie comme H.E.S.S. rendait difficile l’étude de certaines sources comme les noyaux actifs de galaxie ou les sources transitoires émettant à basse énergie.
Un nouveau télescope de 28 m de diamètre (CT5) situé au centre du carré formé par les quatre de 12 m fut ajouté au réseau existant (appelé H.E.S.S.-I) en 2012. Ce nouveau réseau appelé H.E.S.S.-II composé de cinq télescopes est toujours en fonctionnement actuellement. La photographie4.3montre le réseau H.E.S.S. dans le désert Namibien.
Cette nouvelle configuration de télescopes permis de diminuer le seuil en énergie de H.E.S.S. jusqu’à 50 GeV. Grâce à ce nouveau télescope, une gamme en énergie de 100 MeV à 100 TeV peut être étudiée en combinant les données Fermi-LAT et H.E.S.S.
4.2.2 Prise de données
La lumière ˇCerenkov produite par les particules secondaires est réfléchie par les miroirs des télescopes sur la caméra. Les structures des miroirs dif-fèrent entre les petits et le grand télescope, les 380 miroirs de CT1-4 forment une structure de type Davies-Cotton [47] alors que les 875 miroirs de CT5 sont sur une monture parabolique. Ces structures permettent de focaliser la lumière reçue sur la caméra située dans le plan focal à 15 m pour CT1-4 et 28 m pour CT5. Cependant la focalisation n’est pas parfaite et un étalement (Point Spread Function ou PSF) est présent.
La lumière ˇCerenkov est collectée par les caméras composées de photo-multiplicateurs (PM) et d’une électronique rapide. La caméra des petits té-lescopes est composée de 960 PM comme montré sur la Figure 4.4 à droite. Celle du grand télescope est faite de 2048 PM (voir la Figure 4.4 à gauche). Des cônes de Winston sont montés sur chaque PM pour limiter le champ
4.2. L’expérience H.E.S.S. 45
FIGURE4.3 – Photo du réseau H.E.S.S. dans le désert de Kho-mas
de vue aux miroirs et éviter des espaces morts entre les PM. La lumière est guidée par ces cônes de Winston jusqu’aux PM.
Le déclenchement se fait en deux étapes. La première étape se situe dans la caméra et est identique pour les caméras de CT1-4 et CT5. Lorsqu’un des 38 secteurs de la caméra se superposant de manière homogène (chacun com-posé de 64 pixels) détecte suffisamment de signal (au moins 4 pixels à plus de 4 photo-électrons dans une fenêtre de 1.3 ns), les données sont transmises à l’étape suivante se situant dans le système d’acquisition. Ce premier taux de déclenchement des caméras est d’environ 1.4 kHz pour CT1-4 et 4 kHz pour CT5. Le taux de déclenchement de CT5 est plus élevé car CT5 est plus sen-sible à basse énergie et le nombre d’évènements à ces énergies est plus grand. Lorsqu’un télescope a envoyé un signal au système de déclenchement, celui-ci est gardé en mémoire pendant 80 ns. Si un deuxième télescope a aussi dé-clenché durant cet intervalle de temps alors les signaux sont gardés et stockés dans le cas d’une acquisition en stéréoscopie. Dans le cas de CT5 des acquisi-tions monoscopiques sont effectuées et ainsi tous les évènements déclenchés par la caméra de CT5 sont gardés et stockés. Après cette deuxième étape, les taux de déclenchements deviennent respectivement 100 Hz et 1.7 kHz pour CT1-4 et CT5. Une explication des performances de déclenchement du téles-cope CT5 est faite en détails dans [31].
Comme les caméras H.E.S.S. sont très sensibles, la lumière provenant d’autres sources (excepté les étoiles de magnitude < 7) endommagerait les PM. Les données doivent donc être prises pendant des nuits sans lune et lorsque le Soleil est à plus de 18◦ sous l’horizon. De plus, les observations doivent se faire sans nuage. Ces règles impliquent un temps d’observation disponible de l’ordre de 1000 h/an.
Après avoir déclenché la prise de données, les observations sont stockées sont forme de fichier root. Ces données appelées Raw Data ne peuvent pas être utilisées directement pour les analyses. Elles ont besoin d’être calibrées
46 Chapitre 4. H.E.S.S.
FIGURE4.4 – Photographie de face gauche : de la caméra CT5, droite : d’une des caméras de CT1-4.
(voir section suivante pour plus d’explications). Seulement après la calibra-tion, les données sont considérées comme utilisable pour les analyses et ap-pelés DST. Il existe deux chaînes de calibration et d’analyse dans la colla-boration H.E.S.S. : HAP et PARISANALYSIS. Ces deux chaînes sont semi-indépendantes car utilisant des scripts de calibration et d’analyse différents se basant sur des méthodes différentes. Cependant les mêmes instruments et données sont utilisées. Ces deux chaînes sont utilisées en parallèle en tant que validation l’une de l’autre. Ici est présentée la calibration et l’analyse de la chaîne PARISANALYSIS qui est utilisée dans tout le manuscrit.
La Figure4.5montre les différentes étapes entre la prise de données et les résultats de l’analyse.
4.2.3 Calibration des données
De la charge des PM aux signaux digitauxLa calibration se fait sur les fichiers produits en sortie des caméras et per-met d’estimer la quantité de photons ˇCerenkov captée par pixel. Pour esti-mer ces valeurs, les charges des PM, après numérisation (en coups d’ADC pour Analog to Digital Converter) doivent être converties en nombre de photo-électrons. Le signal en sortie des PM subit deux niveaux d’amplification (haut gain et bas gain) permettant de couvrir une large gamme d’intensité lumi-neuse. L’amplitude du signal en photo-électron pour les deux gains est don-née par la relation :
AHG = ADC HG− pHG γeADC,HG × CF F, et ALG= ADC LG− pLG γeADC,HG × CF F × HG LG,
— CF F est le coefficient d’uniformisation (flat field en anglais). Il corres-pond à la déviation du signal d’un pixel par rapport à la moyenne des
4.2. L’expérience H.E.S.S. 47
FIGURE4.5 – Vue schématique simplifiée de la chaîne d’ana-lyse de l’expérience H.E.S.S. de la prise de données jusqu’aux
produits finaux.
signaux de la caméra lors d’une illumination homogène de la caméra (acquisition de champ plat réalisée spécifiquement) ;
— γADC,HG
e est l’équivalence photo-électron / coup d’ADC (gain) estimé en illuminant la caméra avec un signal très faible (1 photon-électron par pixel en moyenne) ;
— HG/LG est le rapport d’amplification entre les gains haut et bas ; — pHGet pLGsont les piédestaux en coups d’ADC des voies haute et basse.
Cette grandeur correspond au signal provenant des PM lorsqu’aucun photon n’est capté (acquisition spécifique lorsque la caméra est fermée).
Détermination du gain
Le gain peut être évalué lors de d’observation de calibration appelé single pe. Le télescope est en position garage et la caméra à l’abri de la lumière extérieure. Des LEDs calibrées pour que les PM détectent en moyenne un photo-électron par pixel sont utilisées. La distribution de charge (voir Figure
4.6) est ajustée par la formule :
G(x) = N e −µ √ 2πσp exp −(x − PHG) 2 2σ2 p + N Ns m>>1 X n=1 e−µ √ 2πnσp µn n!exp −(x − PHG+ nγHG) 2 2nσ2 γe ,
48 Chapitre 4. H.E.S.S.
FIGURE4.6 – Distribution de la charge reçue lors d’un run de calibration (Single pe).
— µ est le nombre moyen de photo-électrons par déclenchement ; — PHGest la position du piédestal dans le voie de haut gain ; — σp est largeur du piédestal ;
— σγe est la largeur du pic photo-électron ; — γHGest le gain du PM ;
— Nsest un facteur de normalisation proche de 1 dans le cas d’une distri-bution poissonienne.
La Figure 4.6 montre la distribution de charge. C’est-à-dire le piédestal sur la gauche et le signal de l’observation single pe. Le gain est la distance entre les deux gaussiennes exprimée en coups d’ADC (ici ≈ 77).
Broken pixels
Lorsque les signaux provenant des PM ne sont pas utilisables, ceux-ci doivent être désactivés. On les appelle des broken pixels. Les causes des pro-blèmes de fonctionnement peuvent être diverses. L’alimentation électrique peut être défaillante, la calibration peut donner des valeurs irréalistes, le PM peut comporter un problème interne, l’initialisation du PM lors de la prise de données peut avoir comporté un problème ou encore des étoiles peuvent induire un signal trop grand impliquant une désactivation du PM. Il est im-portant d’identifier ces pixels afin de les supprimer de l’analyse ultérieure. L’estimation du fond pourrait être affectée par ces pixels défaillants.
4.3 Analyse des images
Comme expliqué dans le chapitre 1, les γ et hadrons produisent des gerbes sensiblement différentes. Elles peuvent être discriminées grâce au signal dé-tecté dans les caméras (voir Figure 4.7). Plusieurs méthodes ont été déve-loppées pour extraire ces variables de discrimination. La partie suivante est consacrée à la description des deux principales méthodes utilisées par la col-laboration H.E.S.S.
4.3. Analyse des images 49
FIGURE4.7 – Image de données reconstruites dans une caméra à gauche : d’un hadron, à droite : d’un candidat γ.
4.3.1 La méthode Hillas
La première méthode appliquée durant les analyses H.E.S.S. fut la mé-thode de Hillas. Elle a été créée en 1985 par A. M. Hillas [73] et fut utilisée pour la première fois au télescope Whipple. Elle est basée sur les propriétés géométriques des gerbes. Comme expliqué dans la partie4.2.1, les gerbes res-semblent à des ellipses dans le référentiel de la caméra. L’ajustement d’une ellipse aux données permet d’évaluer les paramètres physiques de la parti-cule incidente.
Les images sont d’abord nettoyées. Les pixels n’ayant pas collecté de lu-mière ˇCerenkov ne sont pas pris en compte dans la suite de l’analyse. Pour ce faire, seuls les pixels avec un signal excédant un premier seuil et dont au moins un des voisins ayant un signal supérieur à un deuxième seuil sont gar-dés. L’image nettoyée est ajusté par une ellipse et plusieurs paramètres sont extraits. Ils permettent, à la fois de déterminer l’énergie et la direction de la particule incidente et s’il s’agit d’un candidat γ ou d’un hadron :
— la largeur de l’ellipse le long des deux axes ; — le barycentre de l’image ;
— la distance angulaire entre le barycentre de l’image et la position théo-rique de la source ;
— l’amplitude du signal dans la caméra (charge) ; — les moments d’ordres supérieurs.
Cette méthode est robuste lorsque plusieurs télescopes sont utilisés. Com-biner les informations provenant de plusieurs télescopes permet une meilleure reconstruction des évènements par triangulation comme montré dans la Fi-gure4.8.
50 Chapitre 4. H.E.S.S.
FIGURE4.8 – Reconstruction stéréoscopique d’un évènement par la méthode Hillas.
FIGURE4.9 – Simulations de γ dans la caméra à gauche pour un paramètre d’impact de 250 m et à 100 m droite. Ces figures sont
extraites de [103].
4.3.2 La méthode Model
Si elle est robuste, la méthode de Hillas a aussi quelques inconvénients. Le principal est que l’éllipticité des images des gerbes n’est qu’une approxi-mation. De plus, la méthode de Hillas n’utilise pas toutes les informations présentes dans la prise de données. D’autres méthodes plus sophistiquées ont été développées.
La méthode principalement utilisée au sein de la collaboration H.E.S.S. est appelée Model. Elle fut créée lors de l’analyse des données de l’expérience CAT [30]. Cette analyse compare pixel par pixel le signal mesuré avec des images provenant de simulations Monte Carlo.
La probabilité que le signal s dans le pixel i corresponde à l’intensité don-née par un modèle µ, étant donné une largeur de piédestal σp et le gain σ1pe
4.3. Analyse des images 51 P (s|µ, σp, σ1pe) =X n µne−µ n! r 2π(σ2 p+ nσ2 1pe)exp−2(σ(s−n)2 2 p+nσ2 1pe . (4.1)
Cette probabilité prend en compte les fluctuations provenant du Night Sky Background (lumière des étoiles) et de l’électronique. Ainsi, aucun nettoyage n’est nécessaire à cette étape. En prenant pour hypothèse que les pixels sont indépendants, le logarithme de la fonction de vraisemblance peut s’écrire sous la forme suivante :
ln Ltel = −2X
i
ln Pi(si|µ, σp, σ1pe). (4.2)
Comme les pixels sont considérés indépendants, les pixels cassés ne sont