1.3 L’astronomie γ
1.3.4 Quelques sources de rayons γ
1.1 La découverte des rayons cosmiques
1.1.1 La réponse se trouve au-dessus de nos têtes
L’histoire des rayons cosmiques commence au début du XXmesiècle, lors-que des scientifilors-ques observent pour la première fois la décharge spontané d’électromètres dans des chambres noires. Ce phénomène est à cette époque interprété comme dû à un processus radioactif, à peine découvert par H. Be-querel en 1896 [22]. Durant cette période, la Terre était la seule source connue de radioactivité naturelle. Ainsi, l’hypothèse favorisée concernant ces dé-charges spontanés était l’interaction de particules provenant du sol avec les électromètres. Cette idée fut portée par T. Wulf qui mesura les durées de dé-charge des électromètres au sommet de la tour Eiffel en 1910. Son expérience montra qu’à une altitude de 300 m la vitesse de décharge des électromètres est plus faible qu’au niveau du sol. Mais cette diminution était plus faible qu’attendue [135].
4 Chapitre 1. Les rayons cosmiques
En 1911, D. Pacini mesura la vitesse de déchargement d’électromètres au niveau du sol, sur l’eau et à trois mètres sous le niveau de la mer. Il observa trois vitesses de déchargement différentes. Sous la mer, la vitesse diminue fai-blement. Mais au niveau de l’eau, celle-ci est la même que sur le sol. Il conclut que les rayons affectant les électromètres ne pouvaient pas venir du sol de la Terre [108]. Les particules causant ces déchargements devaient provenir d’un autre endroit : l’atmosphère.
Durant les années suivantes, une course pour atteindre la plus haute al-titude fut lancée. Le 7 août 1912, V. Hess atteint une alal-titude de 5350 m. Il observa qu’au dessus de 1000 m, les vitesses de déchargement augmentaient fortement. Ces observations invalidèrent complètement la Terre comme source de rayons causant les déchargements des électromètres. Ces résultats furent confirmés par une dizaine d’autres vols entre 1911 et 1912 ([71] et [72]). La Fi-gure1.1, obtenue par V. Hess, montre la quantité de pairs produites par unité de volume et de temps (décharge des électromètres) en fonction de l’altitude de la mesure. A quatre kilomètres, une très forte augmentation est constatée alors que l’atmosphère se raréfie. Une photographie de V. Hess avant l’un de ses vols en 1911 est aussi montré en Figure1.1.
1.1.2 La découverte des gerbes de particules
V. Hess, D. Pacini et ensuite d’autres confirmèrent l’origine cosmique des rayons affectant les électromètres. L’étape suivante dans leur étude consista à découvrir leur nature. Deux camps s’affrontèrent, l’un considérant le rayon-nement électromagnétique comme la seule cause possible, l’autre étant en faveur d’une interaction entre particules massives.
En 1933, P. Auger et L. Leprince-Ringuet montrèrent en mesurant les vi-tesses de décharge d’électromètres que le taux d’ionisation dépend de la posi-tion sur la Terre. Comme il était déjà connu à cette époque que le champs ma-gnétique variait à la surface de la Terre, les particules chargées furent consi-dérées comme la seule source possible de rayons cosmiques [85]. Les rayons γ et toutes les autres longueurs d’onde furent exclus de la liste des causes probables.
Les années suivantes, P. Auger utilisa des compteurs Geiger-Muller sur les toits des habitations parisiennes pour étudier les rayons cosmiques. Il dé-couvrit que les particules détectées au sol par les électromètres étaient en fait des particules secondaires créées par d’autres particules primaires ayant des énergies jusqu’à 1015eV [18]. Le concept de gerbe atmosphérique apparut et ouvrit une nouvelle fenêtre sur l’astronomie de haute énergie.
1.2 Les rayons cosmiques
Après la découverte des rayons cosmiques et des gerbes atmosphériques, de nombreuses expériences furent menées afin de mesurer le flux de rayons cosmiques à différentes énergies. Aujourd’hui, le flux est bien connu sur douze ordres de grandeurs en énergie et trente-deux en flux. Le point le plus
1.2. Les rayons cosmiques 5
FIGURE1.1 – Gauche : Montgolfière de V. Hess en 1911. Droite : Ionisation d’électromètres à différentes altitudes ([71] et [72]).
frappant montré sur la Figure 1.2 est sa quasi-linéarité sur un aussi grand intervalle en énergie et flux (en utilisant une échelle logarithmique). Toutes ces mesures peuvent être ajustées grossièrement par une loi de puissance (F (E) = F0(E/E0)−Γ) avec un indice Γ = 2.7. Cette régularité du flux à ces énergies pourrait indiquer des origines communes à ces rayons cosmiques [8].
Cependant, de petites irrégularités existent et rendent la réalité plus com-plexe. Aujourd’hui, quatre irrégularités ont été découvertes :
— Une coupure à basse énergie appelé modulation solaire : Sous 109eV, les rayons cosmiques chargés, sont déviés par le champ magnétique du Soleil qui varie de manière cyclique. Ainsi les directions d’arrivée des rayons cosmiques sur Terre changent en fonction de ces modulations. Le champ magnétique du Soleil a un cycle périodique de 11 ans. Ainsi, le flux arrivant sur Terre suit aussi une modulation sur onze ans ; — Le genou : à 1015eV, une irrégularité d’indice existe. Sous cette valeur,
les points sont ajustés par une loi de puissance d’indice -2.7. Au-delà du genou, l’indice spectral change à -3.2. Cette variation est attribuée à l’origine des rayons cosmiques. Sous 1015eV, une origine galactique est favorisée alors qu’au delà des sources extragalactiques semblent mieux expliquer le spectre obtenu [122] ;
— La cheville : à 6.1018eV l’indice du spectre se durcit et atteint -3.0. Les raisons de cette variation d’indice sont encore mal expliquées en raison d’une faible statistique de ces évènements. Cependant, l’origine extra-galactique de ces particules ne semble pas faire de doute à ces énergies [4] ;
— La coupure Greisen-Zatsepin-Kuzmin (GZK) : à 5.1019eV, une coupure provient de l’interaction entre les rayons cosmiques et le fond diffus cosmologique (Cosmic Microwave Background en anglais ou CMB) [137].
6 Chapitre 1. Les rayons cosmiques Energy (eV) 9 10 1010 10111012 1013 1014 10151016 101710181019 1020 -1 sr GeV sec) 2 Flux (m -28 10 -25 10 -22 10 -19 10 -16 10 -13 10 -10 10 -7 10 -4 10 -1 10 2 10 4 10 -sec) 2 (1 particle/m Knee -year) 2 (1 particle/m Ankle -year) 2 (1 particle/km -century) 2 (1 particle/km
FNAL Tevatron (2 TeV)CERN LHC (14 TeV)
LEAP - satellite Proton - satellite Yakustk - ground array Haverah Park - ground array Akeno - ground array AGASA - ground array Fly’s Eye - air fluorescence HiRes1 mono - air fluorescence HiRes2 mono - air fluorescence HiRes Stereo - air fluorescence Auger - hybrid
Cosmic Ray Spectra of Various Experiments
FIGURE 1.2 – Le spectre des rayons cosmiques issu de science.nasa.gov
Les particules de haute énergie chargées interagissent avec les photons du CMB par un processus inverse Compton. Comme la section efficace de cette interaction augmente avec l’énergie, les énergies des particules ne peuvent pas (ou très difficilement) dépasser cette limite de 5.1019eV [95].
Après quelques décennies d’étude, les sources de rayons cosmiques sont encore largement inconnues. De nombreuses hypothèses existent mais les modèles actuels ont encore beaucoup de difficultés pour expliquer toutes les mesures à très haute énergie. Au-delà de la coupure GZK, la situation est encore plus confuse d’un point de vue expérimental et théorique. La validité de cette hypothèse fait encore débat actuellement.
1.3. L’astronomie γ 7
FIGURE1.3 – Proportion des plusieurs éléments dans les rayons cosmiques (noir) et le système solaire [33] (bleu).
La nature des rayons cosmiques
L’étude des rayons cosmiques a permis de découvrir la nature de ces mes-sagers cosmiques. Ils peuvent être divers mais sont principalement compo-sés de protons (≈ 89%) et de noyaux d’hélium (≈ 10%) [79]. La Figure 1.3
montre la proportion des rayons cosmiques de plusieurs éléments (noir) et l’abondance mesurée dans le système solaire (bleu). Comme montré sur cette figure les proportions des éléments ne correspondant pas, le système solaire ne peut donc pas être la seule source d’émission de ces particules. Ainsi, les sources manquantes se trouvent au-delà de celui-ci. Aujourd’hui, les origines galactique et extragalactique de ces particules ne font plus aucun doute.
1.3 L’astronomie γ
1.3.1 Pourquoi observer des rayons γ ?
Bien qu’une faible proportion des rayons cosmiques (≈ 1/105) soit com-posé de rayons γ, les utiliser comme vecteur de détection possèdent plusieurs avantages. La principale est qu’il s’agit d’une particule neutre, dont les tra-jectoires ne sont pas être affectées par les champs magnétiques galactiques et extragalactiques. Leur direction d’arrivée peut être considérée comme poin-tant vers la source.
Cependant, l’utilisation des rayons γ n’est pas exempt d’inconvénients. La premier provient de la nature elle-même du rayonnement γ. En raison de sa très haute énergie, il n’est pas possible de mesurer directement un rayon γ comme il est fait pour des rayonnements électromagnétiques de plus basses énergies (il ne peut pas être focalisé). Le second point est l’opacité de l’at-mosphère à ces rayonnements. Les rayons γ comme les autres particules de
8 Chapitre 1. Les rayons cosmiques
hautes énergies interagissent avec les molécules de l’atmosphère. Elles ne peuvent pas atteindre le sol et être captées directement par des instruments.
Une solution consiste à mettre en orbite des détecteurs comme Fermi. Ces satellites sont au-dessus de l’atmosphère et les γ peuvent être directement captés. Cependant, plus l’énergie est élevée et plus le flux est faible (multi-plier l’énergie par 10 implique une division du flux de l’ordre de 500). Donc pour mesurer des énergies élevées au-delà de quelques dizaines de GeV, des détecteurs ayant des surfaces de collection plus grande doivent être utilisés. Puisque les tailles des satellites sont contraintes, les télescopes au sol restent la seule solution.
L”utilisation des gerbes atmosphériques découvertes par P. Auger comme moyen de détection des rayons γ est aujourd’hui utilisée par les réseaux de télescopes à imagerie ˇCerenkov (Chapitre 4).
1.3.2 Les processus d’émission γ
Les rayons γ ne sont pas directement créés par les sources. Ils sont pro-duits par des particules accélérées durant des processus d’émission non-thermique. Ils sont en ce sens de très bons traceurs de l’accélération de par-ticules. Plusieurs types de mécanismes sont en jeux. Il peut s’agir de : pro-cessus leptoniques impliquant des électrons et positrons, de propro-cessus ha-droniques dus à des protons principalement ou des processus plus exotiques provenant de désintégration de matière noire. Tous ces processus produisent des γ à différentes énergies et fournissent différentes informations sur la ré-gion d’émission.
Bremsstrahlung
Le rayonnement bremsstrahlung est l’émission d’un rayonnement γ pro-venant de l’interaction d’une particule chargée avec le champ coulombien des noyaux environnant. La puissance émise dans un milieu composé de N types d’ions ayant une densité niet une charge Ziest donnée par :
dE dt = − e6 16π33 0m2c4 ~ N X i niZi(Zi+ 1)E log 183 Zi1/3 + 1 8 ! . (1.1)
L’émission est proportionnelle à la densité du milieu environnant. Cette valeur est grande dans les nuages moléculaires ayant des densités de l’ordre de 103 − 105cm−3. Ce processus est très commun durant les supernovae quand la matière éjectée rentre en contact avec le gaz environnant.
Des émissions radio provenant de ce type de processus [36] peuvent être détectées.
1.3. L’astronomie γ 9
Inverse Compton
Le processus Inverse Compton est l’interaction d’un photon de basse éner-gie avec un électron. Lors de cette interaction l’électron transfère une partie importante de son énergie cinétique au photon. Les photons du CMB sont des cibles naturelles de ce processus.
Deux régimes dépendant de l’énergie du photon cible peuvent se pro-duire durant ce processus :
— régime Thomson lorsque Eγ < mec2: le photon va augmenter son éner-gie d’un facteur ∆E < Eγ;
— régime Klein-Nishima lorsque Eγ ≈ mec2 : le gain d’énergie sera ∆E ≈ γmec2 avec γ le facteur de Lorentz de la particule.
Dans le cas d’un régime Klein-Nishima, les γ peuvent atteindre des éner-gies très importantes (au-delà de 100 GeV).
La section efficace est donnée par [90] :
σ = πr2e1 1 −2( + 1) 2 ln(2 + 1) + 1 2 + 4 − 1 2(2 + 1)2 , (1.2)
avec = hω/2π(mec2)et ω la pulsation en (s−1). Cette section efficace di-minue avec l’énergie du photon dans le référentiel de l’électron. C’est pour-quoi les photons de basse énergie sont particulièrement affectés par ce pro-cessus.
La puissance émise est donnée par :
dE dt = 4 3σTcγ 2 β2Uph(ν0), (1.3)
avec la densité d’énergie des photons cibles Uph(ν0) = mc2eR 0n(0)d0.
Synchrotron
Un rayonnement Synchrotron est émis lorsqu’une particule se déplace dans un champ magnétique. La trajectoire de la particule est modifiée sous l’effet de la force de Lorentz (−→F = q−→v ∧−→B) . Cette accélération radiale va induire la production d’un rayonnement électromagnétique dépendant du champs magnétique. La perte en énergie est donnée par :
dE dt = − 4σTcβ2Γ2B2 6µ0 , (1.4) avec σT = 8π3 4πq2 0mec2 2
la section efficace Thompson.
Ce processus est commun dans les émissions des jets des AGN. Le fort champ magnétique et l’accélération des particules impliquent des émissions de γ de haute énergie. Il peut provenir de leptons et hadrons, mais comme
10 Chapitre 1. Les rayons cosmiques
la masse des hadrons est très grande devant celle des leptons, les émissions synchrotron hadroniques peuvent être négligées dans ces sources.
Désintégration de pions
La production de pions neutres peut se produire dans les sources de par-ticules accélérées. Ces pions ont une durée de vie de 8.4 10−17s et 98.8% des désintégrations vont produire deux photons.
p + p −→ π0+ π++ π−+ .. (1.5) π0 −→ γ + γ (1.6) La quantité de γ produits dans un milieu de densité nH est donnée par :
ψγ ≡ dN dE = cnH Z 1 0 σinel(Eγ/x)Jp(Eγ/x)Fγ(x, Eγ/x)dx x , (1.7) avec x ≡ Eγ/Ep, σinel(Eγ/x)la section efficace inélastique proton/proton, Jp(E)la distribution de protons et Fγ(x, Eγ/x)une fonction extraite de [81]. La section efficace inélastique proton/proton est presque constante au-delà de 1 GeV. Ainsi la forme spectrale des rayons γ est au premier ordre la même que celle des protons. Ce phénomène est commun dans les supernovae lorsque la coquille extérieure interagit avec le gas moléculaire environnant [8].
Annihilation de matière noire
La désintégration de matière noire pourrait produire une émission γ. Ce processus de production de γ est étudié par de nombreuses collaborations telles que H.E.S.S et MAGIC. De nombreux scenarios peuvent être trouvés dans la littérature [9] and [7] . L’un des candidats les plus prometteurs est le Weak Interacting Massive Particle (WIMP). Ce sont des particules hypothé-tiques qui seraient leurs propres anti-particules et pourraient s’annihiler en produisant entre autres des γ.
1.3.3 Processus d’atténuation
Lorsque les rayons γ se propagent depuis la source jusqu’à la Terre, ils vont interagir avec la lumière extra galactique ce qui va diminuer la quantité de photons reçue sur Terre.
La lumière extra galactique (ou Extragalactic background light ou encore EBL) est définie comme la lumière émise entre 0.1 µm et 1000 µm comme le montre la Figure 1.4. La spectre semble être composé de deux pics princi-paux. Le premier aux alentours de 1 µm provient de la somme des contri-butions des étoiles. Le second pic est situé vers 100 µm et proviendrait des ré-émissions de la poussière interstellaire [57].
1.3. L’astronomie γ 11
FIGURE 1.4 – Valeur de l’EBL extraites de [53]. COB est le Cosmic Optical Background, et CIB le Cosmic Infrared
Back-ground. Crédit : H. Dole et al./IAS.
La lumière de l’EBL à faible énergie interagit avec les γ de haute énergie par des processus photon-photon. Ainsi, le γ et le photon de basse énergie de l’EBL vont créer une paire électron/positron. Ce phénomène est d’autant plus probable que l’énergie du γ augmente. Il est donc très important lorsque le γ atteint une énergie de l’ordre du TeV.
1.3.4 Quelques sources de rayons γ
Les sources émettrices de rayons γ peuvent se situer dans notre galaxie mais aussi bien au-delà. Les premières sources décrites dans la suite (les pul-sars et les vestiges de supernovae) sont détectées dans notre galaxie (ou ses satellites). Ces sources ne se limitent pas à notre galaxie mais leurs émissions sont trop faibles pour être détectées par nos instruments actuels pour des sources plus lointaines.
Les sources détectées les plus éloignées sont les noyaux actifs de galaxie et les sursauts gamma. Ces objects extrêmes sont les sources les plus énergé-tiques connues. De ce fait, il est possible de les détecter à des distances très grandes (des milliards d’années lumières).
Pulsar et Pulsar Wind Nebulae
Les pulsars peuvent émettre des rayonnements γ au travers de plusieurs processus [91]. Lorsqu’une étoile à neutron est créée, la conservation du mo-ment angulaire implique une étoile en rotation rapide. Les périodes peuvent atteindre quelques ms. Le puissant champ magnétique (≈ 108 T) collimate
12 Chapitre 1. Les rayons cosmiques
FIGURE1.5 – Pulsar du Crabe vu en rayons X par le télescope Chandra. Le pulsar est au centre. Il est entouré d’un anneau de
matière. Crédit : NASA/CXC/SAO.
une émission électromagnétique le long des pôles magnétiques. Générale-ment, les pôles de rotation et magnétique ne sont pas alignés. Ainsi, si l’on se trouve dans la direction du faisceau, un pulsar apparait comme un phare. Le plus connu des pulsars à haute énergie est le Crabe [127]. La Figure1.5le montre vu par Chandra en rayons X. Le taux de formation de pulsars est de 0.3 par siècle [69].
Les vestiges de supernovae
Les vestiges de supernovae (SNR) sont les objets résultants de la mort d’étoiles massives. Cette étape finale dans l’évolution des étoiles permettrait une accélération efficace de particules jusqu’à des énergies de l’ordre du PeV. Ces explosions peuvent provenir de plusieurs origines.
La première est l’explosion thermonucléaire d’une naine blanche dans un système binaire. La matière de l’étoile compagnon est absorbée par la naine blanche jusqu’à atteindre la limite de Chandrasekhar (1.44 MJ). Juste avant d’atteindre cette masse limite, la densité de la naine devient assez grande pour initier la fusion du carbone. Si l’étoile est trop petite (faible interaction gravitationelle), l’apport d’énergie de la fusion de cet élément va éjecter la matière située sur les couches extérieures comme le montre la Figure 1.6. Si l’étoile est suffisamment massive, alors l’énergie supplémentaire apportée par la fusion de cet élément plus sera compensée par l’interaction gravita-tionnelle de celle-ci et un nouveau cycle de fusion d’éléments plus lourds sera initialisé. L’énergie libérée est presque toujours la même. Ce type d’objet est de ce fait appelé "chandelle standard" et est utilisé pour sonder l’Univers lointain et ainsi contraindre les modèles de cosmologie [76].
Le second type de SN se passe durant l’effondrement d’étoiles plus mas-sives que 8 MJ. Dans ce cas, les étoiles sont tellement massives que les pro-cessus de fusion nucléaire peuvent se produire jusqu’à former du Fer. Comme
1.3. L’astronomie γ 13
FIGURE 1.6 – Observation combinée du satellite Chandra et du télescope spatial Hubble du SNR 0509-67.5. Les couleurs verte et bleu correspondent à de la matière chauffée émet-tant en rayons X. La coquille rose est le gas ambiant choqué par l’onde de choc grandissante vue dans le domaine optique. Crédits : X-ray : NASA/CXC/SAO/J.Hughes et al, Optique :
NASA/ESA/Hubble Heritage Team (STScI/AURA)
plus d’énergie (sous forme thermique) est nécessaire pour fusionner des élé-ments plus lourds, l’étoile est faite de différentes couches avec les éléélé-ments les plus légers autour et les plus denses au centre. Lorsque le coeur de l’étoile atteint la limite de Chandrasekhar, l’effondrement gravitationnel est plus im-portant que la pression de dégénérescence des électrons. Le coeur devient alors une étoile à neutrons. Comme le processus de fusion s’est ralenti, les couches extérieures s’effondrent à leur tour et rebondissent sur le coeur. Elles sont éjectées au loin de l’étoile à neutrons. Le taux d’explosions de Superno-vae est de 2-3/100 ans dans notre galaxie [96].
Noyaux actifs de galaxie
Les noyaux actifs de galaxie (Active Galactic Nuclei, AGN) sont des sour-ces situées au centre d’une partie des galaxies. Selon les dernières estima-tions, environ 10% des centres de galaxies sont actifs. Ce qui signifie qu’un trou noir supermassif s’y situe et le trou noir transforme la matière en accré-tion en jets bipolaires ultra-relativistes. Ces jets sont composés de particules (des protons et des électrons) dans un plasma dense.
La Figure1.7 montre une observation de la radio-galaxie NGC 4261. Les deux jets en opposition sont clairement visibles dans les domaines optique et radio. Le zoom sur le tore de matière accrétée montre de fortes émissions
14 Chapitre 1. Les rayons cosmiques
FIGURE1.7 – Haut : Image de la radio galaxy NGC 4261. Crédit NASA - HST/STScI. Bas : Schéma de la théorie unifiée des AGN [132]. Les types d’AGN proviendraient de l’angle sous lequel
l’objet est vu.
X. Les émissions γ se produisent dans les jets de matière. Il existe une zoo-logie très variée des types d’AGN. D’après le modèle d’unification de [132]