Le premier signal radio provenant d’une source extra-terrestre a ´et´e d´etect´e par Jansky, en 1932, qui ´etait alors ing´enieur `a la Bell Telephone (USA) et qui ´etudiait des parasites sur les lignes t´el´ephoniques. Il venait en fait de d´ecouvrir le rayonnement radio provenant du centre de notre galaxie. C’est durant la seconde guerre mondiale que la radioastronomie a pris son envol avec le d´eveloppement des radars.
La fenˆetre des ondes radio s’´etend grossi`erement de 15 MHz (λ ∼ 20 m) `a 300 GHz (λ ∼ 1 mm, domaine millim´etrique). Au del`a de 300 GHz, on passe dans le submillim´etrique et les observations deviennent plus difficiles depuis la Terre car l’eau atmosph´erique absorbe le rayonnement. Seuls quelques sites g´eographiques privil´egi´es permettent d’observer au del`a de
300 GHz comme les montagnes situ´ees `a Hawa¨ı et au Chili. Les domaines millim´etriques et
submillim´etriques permettent l’exploration de r´egions inaccessibles au visible et `a l’UV : les r´egions jeunes de formation stellaire. Ces r´egions sont relativement froides et ´emettent donc
Grain interstellaire
Courte longueur dÕonde
Grande longueur dÕonde
~ 0.1µm
Fig. 69: Les photons `a courtes longueur d’onde sont absorb´es par les grains interstellaires tr`es denses dans les r´egions jeunes de formation stellaire tandis que les photons `a plus grandes longueur d’onde s’´echappent du nuage.
178 Annexe B. Notions de radioastronomie
ν
Fig. 70: Processus collisionnels et radiatifs d´eterminant le peuplement des niveaux d’´energies des mol´ecules et atomes. La figure repr´esente un syst`eme `a deux niveaux d’´energie : niveaux inf´erieur E1 et niveau sup´erieur E2. C12et C21 sont les taux de peuplement et de d´epeuplement du niveau 2 par les collisions. B12 est appell´e le coefficient d’Einstein pour l’absorption radiative tandis que A21et B21 sont les coefficient d’Einstein pour respectivement l’´emission spontan´ee et induite.
pr´ef´erentiellement dans le domaine radio. De plus, elles sont tr`es denses en poussi`eres et ne laissent ´echapper que peu de photons. En effet, toutes les ondes ´emises `a l’int´erieur de ces r´egions avec une longueur d’onde inf´erieure ou ´egale au diam`etre des grains de poussi`eres seront absorb´ees par ces derniers (Figure 69) puis re´emises `a plus grande longueur d’onde. En revanche, les photons poss´edant une longueur d’onde plus grande vont pouvoir traverser ces r´egions et venir jusqu’`a nous.
Quel est le m´ecanisme d’´emission des ondes radio ? Les r´egions de formation stellaire se composent d’un m´elange de mol´ecules gazeuses et de poussi`eres, avec un rapport massique
(gaz/poussi`eres) de 100 et un rapport en nombre de 1012. Deux grandes familles de
proces-sus gouvernent l’excitation et la d´esexcitation des atomes et des mol´ecules en phase gazeuse : les collisions et les processus radiatifs (voir la figure 70). L’agitation des particules due `a la temp´erature du milieu induit des collisions permettant le transfert d’´energie d’une particule `a l’autre. Cette ´energie permet aux mol´ecules d’atteindre des niveaux d’´energie vibrationnelle, ro-tationnelle ou hyperfin sup´erieurs. L’absorption d’un photon se propageant dans le milieu est le deuxi`eme m´ecanisme principal d’excitation des esp`eces. Les collisions sont ´egalement une source importante de d´esexcitation, la deuxi`eme ´etant radiative par l’´emission d’un photon soit de fa¸con spontan´ee soit sous l’effet du champ de rayonnement (´emission induite). L’´emission spontan´ee peut avoir lieu apr`es l’excitation par absorption d’un photon aussi bien que par une collision. Les photons ainsi ´emis auront une fr´equence qui d´epend de la diff´erence d’´energie entre les deux niveaux (niveau inf´erieur 1 et sup´erieur 2) tel que ∆E = E2− E1 = hν. L’ensemble des photons ´emis par une mˆeme esp`ece constitue un signal observable sur Terre par les radiot´elescopes.
P = 1
P = 1/2
Lobes secondaires HPBW
Fig. 71: Sch´ema de la loi de puissance du t´elescope montrant le lobe principal (ou “beam”) de l’antenne et les lobes secondaires. HPBW est d´efinit comme ´etant le diam`etre angulaire du lobe principal o`u la puissance est ´egale `a la moiti´e de la puissance maximale.
B.1.1 Temp´erature d’antenne et temp´erature de brillance du lobe principal
Les radiot´elescopes re¸coivent ces photons et les concentrent sur un d´etecteur par un syst`eme de r´eflexion. Les photons ainsi re¸cus sont transform´es en un signal ´electrique de mˆeme fr´equence que les photons. Ce signal passe ensuite par un calibrateur qui ´etalonne le signal en unit´e de temp´erature. Plusieurs param`etres permettent de d´efinir la r´eponse d’un radiot´elescope au signal qu’il re¸coit afin de le calibrer. Je n’en citerai que trois : l’efficacit´e du lobe ou “beam efficiency” (Bef f), le “forward efficiency” (Fef f) et le lobe principal ou “beam” de l’antenne. L’efficacit´e du lobe correspond `a la quantit´e du signal qui est contenu dans le lobe principal de l’antenne. Le “forward efficiency” quantifie le signal total mesur´e qui provient de l’avant du t´elescope. Pour un “forward efficiency” de 0.9, 90% du signal mesur´e provient de l’avant du t´elescope et 10% de l’arri`ere et des cˆot´es.
Pour tenir compte de la r´eponse du t´elescope, il faut apporter une correction `a la temp´erature d’antenne. La temp´erature de brillance du lobe principal (“main beam brightness temperature”, TM B) se calcule en multipliant la temp´erature d’antenne par le rapport “forward efficiency” sur “beam efficiency” :
TM B = TAFef f
Bef f (23)
Enfin le lobe du t´elescope ou “Half Power Beam Width” est le diam`etre angulaire du lobe principal au point o`u la puissance de l’antenne est ´egale `a la moiti´e de la puissance maximale (Fig. 71). Plus simplement, c’est la valeur de la r´esolution spatiale du t´elescope. Grossi`erement
180 Annexe B. Notions de radioastronomie
Fig. 72: Spectre brut de SO dont la ligne de base est trac´ee par un polynˆome de degr´e 4. et parce que les radiot´elescopes travaillent en r´egime de diffraction limit´e, cette r´esolution peut s’´ecrire : r = 1.2λ/D, D ´etant le diam`etre de l’antenne.
B.1.2 La r´eduction des donn´ees
La r´eduction des donn´ees que je pr´esente dans ce paragraphe est valable pour des observa-tions du radiot´elescope de 30 m de l’IRAM et se fait `a l’aide du logiciel CLASS. La r´eduction des donn´ees passe par plusieurs ´etapes. Premi`erement, il faut modifier le param`etre de “beam efficiency” qui varie avec la fr´equence. Le “forward efficiency” ne peut pas ˆetre directement modifi´e et doit de toutes fa¸cons ˆetre d´ej`a r´egl´e lors des observations. La deuxi`eme ´etape se fait en retirant les lignes de base, avant ou apr`es avoir somm´e tous les spectres de la mˆeme mol´ecule sur la mˆeme position. En effet, le niveau z´ero de la temp´erature d’antenne doit ˆetre soustrait au spectre brut pour obtenir un signal d’intensit´e correcte (figure 72). Ce d´ecalage peut-ˆetre constant sur la bande de fr´equence observ´ee mais peut aussi ˆetre fonction, lin´eaire ou non, de la fr´equence. Par exemple, des r´eflexions dans la structure de l’antenne induisent parfois des ondes stationnaires qui se manifestent par des lignes de bases sinuso¨ıdales. Cette ´etape de d´etermination puis soustraction de la ligne de base est simple lorsque les raies sont bien d´efinies, mais elle peut ˆetre d´elicate dans le cas de raies faibles et peut alors apporter une erreur sur l’intensit´e de la raie.
B.1.3 R´esolution spatiale et dilution du signal
Lorsque la source observ´ee est plus petite que le lobe du t´elescope, la temp´erature de brillance de cette source est sous-estim´ee. Si l’on poss`ede un spectre en un point unique d’observation mais que la taille de la source est connue ou peut ˆetre estim´ee, il est possible de faire une correction approximative de la dilution lorsque la distribution du flux de la source est gaussienne (en fonction de la fr´equence) tout comme le lobe du t´elescope. Pour se faire, il faut multiplier le flux observ´e par (θsource/θlobe)2, θsource ´etant l’angle apparent de la source et θlobe le lobe du t´elescope.
23'Ô 57'Ô
23'Ô
Fig. 73: Sch´ema illustratif de la d´egradation de la r´esolution spatiale. Les cercles noirs repr´esentent les points de mesure et les deux cercles gris les deux lobes d’observation avec des r´esolution spatiales diff´erentes.
Fig. 74: Spectres de la transition de 65−54 de SO observ´e avec une r´esolution spatiale de 23′′ (`a gauche) et d´egrad´e `a une r´esolution de 57′′ (`a droite) par la m´ethode d´ecrite `a la section B.1.3.
182 Annexe B. Notions de radioastronomie
En revanche, lorsque les dimensions de la source ne sont pas connues, il n’est en th´eorie pas possible de comparer les TM B mesur´ees par une antenne avec des r´esolutions spatiales diff´erentes ce qui est le cas si l’on observe deux transitions de fr´equences tr`es diff´erentes d’une mˆeme mol´ecule. Cependant, si l’on poss`ede suffisamment de points de mesure autour de la source observ´ee, il est possible de d´egrader la r´esolution spatiale de l’un des signaux (celui qui a la meilleure r´esolution) pour qu’il soit `a la mˆeme r´esolution que le deuxi`eme signal. Supposons, par exemple, que l’on ait une transition de la mol´ecule SO observ´ee avec un lobe de 23′′en 9 points du ciel (dispos´es en carr´e sur le plan du ciel et avec un intervalle constant entre les points, appel´e pas comme montr´e sur la figure 73). Une deuxi`eme transition de SO a ´et´e observ´ee sur le point central avec une r´esolution de 57′′. Si l’on veut faire une comparaison (ou un calcul de densit´e de colonne) entre les signaux de ces deux transitions au centre, il faut d´egrader la r´esolution spatiale de la premi`ere transition pour obtenir la TM B qui aurait ´et´e mesur´ee si on avait utilis´e un lobe de 57′′. Le poids de chaque spectre observ´e est calcul´e, pour un profil gaussien, par la formule suivante :
poids = exp (−(k2+ l2)F ) (24)
k et l ´etant le d´ecalage en position du spectre consid´er´e par rapport `a la position centrale qui varient de -1 `a 1 dans l’exemple pr´esent´e ici. F est un facteur qui se calcule `a partir de l’intervalle angulaire entre deux points de mesure (dans notre exemple, pas = 23′′), de la r´esolution angulaire de d´epart (ici θdep = 23′′) et d’arriv´e (ici θarr = 57′′) :
F = pas 2 Ω2 (25) Ω2 = θ 2 arr− θdep2 4 ln 2 (26)
Le poids total est alors la somme de tous les poids des 9 spectres. Pour obtenir le spectre d´egrad´e, le spectre (central) dont on veut d´egrader la r´esolution est divis´e par le poids total. La figure 74 montre un spectre brut puis d´egrad´e `a une r´esolution spatiale plus grande. Dans cet exemple, la source observ´ee est ponctuelle et on peut voir que les deux spectres sont tr`es diff´erents. Dans le cas de sources ´etendues (et uniformes) par rapport `a la r´esolution spatiale de l’instrument, l’intensit´e de la raie ne change pas mais le bruit statistique peut diminuer.
B.1.4 Param`etres de raie
Une fois que les spectres ont ´et´e r´eduits et “nettoy´es”, on peut d´eterminer les param`etres des raies. Lorsque les spectres proviennent de sources sym´etriques, les raies ont une forme gaussienne (en fr´equence) dont on peut simplement d´eduire les param`etres. Dans ce cas, CLASS donne directement la largeur de la raie (largeur `a mi-hauteur de la gaussienne, ∆v en km s−1), la
position centrale du pic (vLSR en km s ), la hauteur du pic central (TM B en K) et l’intensit´e de la raie int´egr´ee sur toutes les vitesses (W = R TM Bδv en K km s−1). Lorsque les raies proviennent d’un gaz en mouvement rapide, d’un flot bipolaire par exemple, elles n’ont pas un profil gaussien mais poss`edent des ailes ´emises par la mati`ere du flot se d´epla¸cant rapidement par rapport `a nous (soit dans notre direction soit en sens oppos´e)1. Deux solutions de traitement peuvent ˆetre envisag´ees. La premi`ere consiste `a essayer de reproduire le spectre avec deux ou trois gaussiennes qui additionn´ees reproduisent le profil observ´e. La deuxi`eme solution consiste `
a directement calculer la surface de la raie comprise entre deux vitesses (commande PRINT
AREA V1 V2). Bien sˆur cette deuxi`eme m´ethode ne donne pas la largeur `a mi-hauteur ni la
hauteur de la raie puisque le spectre n’est pas mod´elis´e par une gaussienne, mais en fait seule l’intensit´e int´egr´ee est utilis´ee pour d´eterminer les densit´es de colonnes mol´eculaires. Dans la suite de mon travail, c’est cette m´ethode que j’ai utilis´ee sur les spectres de r´egions de choc.