2. Astrophysique 27
2.4 Propagation et coupure GZK
2.4 Propagation et coupure GZK
Voyons `a pr´esent le second probl`eme majeur pos´e par la physique des rayons cosmiques de tr`es haute ´energie, leur propagation `a travers l’espace. Nous ne consid´erons plus ici que les particules stables.
2.4.1 D´eflexions magn´etiques
En regardant le diagramme (Taille, Champ magn´etique) d´ej`a pr´esent´e (Fig. 2.1), on voit que les zones “calmes” comme le milieu intergalactique ont un champ magn´etique induisant un rayon de Larmor inf´erieur `a leur taille jusqu’aux ´energies de plusieurs EeV, ce qui a pour effet de d´evier significativement les trajectoires initiales.
Dans notre propre galaxie, la g´eom´etrie aplatie implique que les particules arrivant par les tranches sont moins d´evi´ees localement. Le champ galactique impose qu’en-dessous de 1 EeV, la direction d’arriv´ee des rayons cosmiques est inexploitable.
D´eviation
Les champs magn´etiques d´evient les trajectoires des rayons cosmiques charg´es le long de leur trajet. Un proton d’´energie provenant d’une source situ´ee `a une distance
et traversant un champ magn´etique est d´evi´e de
) + - ) / - %
o`u la longueur de coh´erence caract´erise l’´echelle d’uniformit´e du champ magn´etique [111],
Retard
Le retard
!
d’une particule charg´ee sur un gamma vaut, pour 2 , ! ) + - ) 0/ - 1
le chemin parcouru ´etant augment´e de
!
. Les particules les plus ´energ´etiques arrivent donc les premi`eres mais longtemps apr`es les neutres. Il est difficile de corr´eler temporellement l’arriv´ee de particules charg´ees `a un sursaut de neutres. Ces probl`emes de corr´elation temporelle sont inexistants lorsqu’on ne d´etecte que des photons.
Cette valeur de
!
signifie ´egalement que les sources qui ont produit ces rayons cosmiques peuvent s’ˆetre ´eteintes entre temps. Si la source est situ´ee `a 10 Mpc, l’intervalle de temps se compte en milliers d’ann´ees. Si ce temps suffit `a une relaxation cons´equente d’une source ac-tive, il peut ˆetre compr´ehensible que des sources apparemment calmes soient `a l’origine de l’´emission de particules charg´ees.
Des ´etudes ont ´et´e r´ealis´ees [62], dans lesquelles ces d´eviations temporelles sont mises `a profit. Trois ordres de grandeur y sont distingu´ees : celui pendant lequel la source est active, celui induit par la d´eflexion et celui d’observation.
2.4.2 La d´egradation `a travers le CMB
Les photons du fond diffus cosmologique gˆenent la propagation des nucl´eons de tr`es haute ´energie `a partir de quelques dizaines d’EeV, par la photoproduction de pions ou de paires. Le seuil cin´ematique de ces r´eactions est tel que
1
Un calcul plus d´etaill´e doit tenir compte du spectre des deux familles en interaction. Retenons qu’`a partir de
eV, on devrait observer une r´eduction du flux, ce qu’on appelle coupure (cut-off) de Greisen, Zatsepin et Kuzmin [52, 53].
20 22 21 SE Fly’s Eye 1 kpc 1 Mpc 1 Gpc d log(E(eV))
Fig. 2.8: Evolution de l’´energie de protons d’´energies initiales
`a
EeV, au cours de leur propaga-tion `a travers l’espace intergalactique. Ces courbes sont des valeurs moyennes obtenues par des simulations [112].
Nous voici donc confront´es au deuxi`eme probl`eme des UHECR. Apr`es la difficult´e de trou-ver des sources susceptibles d’acc´el´erer des particules `a des ´energies int´eressantes, on s’aperc¸oit qu’une telle source ne doit pas se trouver `a moins de quelques dizaines de Mpc (Fig. 2.8), ce qui restreint “l’univers observable” `a quelques milliardi`emes de celui connu dans d’autres gammes. De plus, cette coupure GZK limite d’autant plus l’´energie des particules que leur source est lointaine, les effets ´etant :
la temp´erature plus ´elev´ee du CMB aux ´epoques ant´erieures (varie en
) ;
l’augmentation de la distance de propagation, due `a la courbure cit´ee plus haut.
Comme l’´energie est d´ej`a suffisamment d´egrad´ee pour les sources proches, ces effets ´evolutionnaires peuvent ˆetre n´eglig´es aux plus courtes distances [113, 114], `a savoir
Mpc.
Pourrait-on envisager, par des mod`eles de production appropri´es, que les ´ev´enements ob-serv´es soient la signature d’encore plus haute ´energie (
GeV) ? La limite ne peut-elle pas d´epasser les 100 Mpc dans ce cas ?
Le CMB induit sur les noyaux, d’une part ces mˆemes pertes par photoproduction de hadrons [69], la distance ´etant `a diviser par 10 pour les noyaux de fer [102], d’autre part une photodisso-ciation [65], par laquelle ils se dissocient en perdant leurs nucl´eons, via une r´esonance dipolaire g´eante. Un noyau de
eV perd ainsi 4 nucl´eons par Mpc et ne survit pas plus de 20 Mpc [65, 112].
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2.4.3 Photoproduction
Le calcul de la propagation n´ecessite 3 informations par r´eaction : le seuil cin´ematique, la section efficace et l’in´elasticit´e (Tab. 2.2).
r´eactions seuil (EeV) % 70 500 b 22% 0.5 2 mb 0.1% 0.5 b r´eactions seuil (cdm) ! 15 `a 25 MeV , 145 MeV 1 MeV
Tab. 2.2: Param`etres intervenant dans le calcul des pertes d’´energie pour diff´erents processus.
La r´eaction dominant la photoproduction, compte tenu de la faible in´elasticit´e des produc-tions de paires [113, 102], est
puis & 1 (2.13) La perte d’´energie a ´et´e calcul´ee dans l’hypoth`ese de la perte continue d’´energie [115, 114], ou par simulations Monte-Carlo [113].
2.4.4 Poussi`eres intergalactiques
Pourquoi nous sommes-nous focalis´es sur l’interaction des rayons cosmiques avec le rayon-nement de fond cosmologique et pas avec le gaz intergalactique ? En consid´erant des valeurs extrˆemes, telles qu’une densit´e moyenne d’environ
g/cm
et une section efficace de 1 barn [116], le libre parcours moyen d’un proton dans l’Univers est de plusieurs centaines de Gpc.
La probabilit´e d’interaction des rayons cosmiques avec la mati`ere intergalactique est donc n´egligeable.
2.4.5 Spectre modifi´e et particules secondaires
Comme les rayonnements de fond infrarouge et micro-onde interagissent avec les rayons cosmiques, ils sont ´egalement responsables de la production de particules secondaires. Ainsi, aux seuils cin´ematiques, des ´electrons ou positrons, puis des m´esons charg´es et neutres, enfin des photons, muons et neutrinos sont produits (´eqs. 2.13).
Parmi ces particules, seuls les neutrinos (dits de Greisen) nous parviennent intacts. Les autres particules sont soumises aux mˆemes conditions de d´egradation. Les processus sont iden-tiques `a ceux d’une gerbe atmosph´erique, la densit´e ´etant toutefois nettement plus faible.
log(E(eV)) spectre d’injection dépression bosse spectre détecté Flux (x E )2 19 18 à z=0.1
Fig. 2.9: Effet de et des pertes sur un spectre en
, voir [115, 92, 117].
En regardant le flux induit `a plus basse ´energie, une bosse (Fig. 2.9) apparaˆıt [118, 115, 113], due `a l’accumulation des particules en-dessous du seuil. La largeur de cette bosse d´epend fortement des fluctuations que subissent les pertes d’´energie.
L’influence du rayonnement sur des noyaux [119] provoquerait ´egalement une d´epression avant la bosse.
2.4.6 Conclusions concernant la propagation
Les effets du rayonnement radio primordial doivent se traduire par plusieurs traits particu-liers. A priori, aucun n’est r´eellement observ´e. Comme ces effets d´ependent fortement de l`a o`u sont les sources, les plus proches comme le super-amas local sont favoris´ees.
Sont ´egalement favoris´es les d´efauts topologiques (voir ' 2.7), dont l’origine cosmologique les r´epartit (dans certains mod`eles) uniform´ement dans l’univers.
L’observation ou non de la coupure de GZK est cruciale. Le spectre des ´energies sup´erieures devrait trancher sur l’existence d’une production significative de particules d’ultra-haute ´energie.