Modèle d’évolution de galaxies pour simulations cosmologiques à grande échelle

Modèle d’évolution de galaxies pour simulations

cosmologiques à grande échelle

Thèse Benoit Côté Doctorat en physique Philosophiæ doctor (Ph.D.) Québec, Canada © Benoit Côté, 2015

Résumé

Nous présentons un modèle semi-analytique (MSA) conçu pour être utilisé dans une simulation hydrodynamique à grande échelle comme traitement de sous-grille afin de générer l’évolution des galaxies dans un contexte cosmologique. Le but ultime de ce projet est d’étudier l’histoire de l’enrichissement chimique du milieu intergalactique (MIG) ainsi que les interactions entre les galaxies et leur environnement. Le MSA inclut tous les ingrédients nécessaires pour reproduire l’évolution des galaxies de faible masse et de masse intermédiaire. Cela comprend l’accrétion du halo galactique et du MIG, le refroidissement radiatif, la formation stellaire, l’enrichissement chimique et la production de vents galactiques propulsés par l’énergie mécanique et la radiation des étoiles massives. La physique des bulles interstellaires est appliquée à chaque population d’étoiles qui se forme dans le modèle afin de relier l’activité stellaire à la production des vents galactiques propulsés par l’énergie mécanique. Nous utilisons des modèles stellaires à jour pour générer l’évolution de chacune des populations d’étoiles en fonction de leur masse, de leur métallicité et de leur âge. Cela permet d’inclure, dans le processus d’enrichissement, les vents stellaires des étoiles massives, les supernovae de Type II, Ib et Ic, les hypernovae, les vents stellaires des étoiles de faible masse et de masse intermédiaire ainsi que les supernovae de Type Ia. Avec ces ingrédients, notre modèle peut reproduire les abondances de plusieurs éléments observées dans les étoiles du voisinage solaire. De manière plus générale, notre MSA peut reproduire la relation actuelle observée entre la masse stellaire des galaxies et la masse de leur halo de matière sombre. Il peut aussi reproduire la métallicité, la quantité d’hydrogène et le taux de formation stellaire spécifique observés dans les galaxies de l’Univers local. Notre modèle est également consistant avec les observations suggérant que les galaxies de faible masse sont davantage affectées par la rétroaction stellaire que les galaxies plus massives. De plus, le modèle peut reproduire les différents comportements, soit oscillatoire ou stable, observés dans l’évolution du taux de formation stellaire des galaxies. Tous ces résultats démontrent que notre MSA est suffisamment qualifié pour traiter l’évolution des galaxies à l’intérieur d’une simulation cosmologique.

Abstract

We present a semi-analytical model (SAM) designed to be used in a large-scale hydrodynam-ical simulation as a sub-grid treatment in order to generate the evolution of galaxies in a cosmological context. The ultimate goal of this project is to study the chemical enrichment history of the intergalactic medium (IGM) and the interactions between galaxies and their surrounding. Presently, the SAM takes into account all the ingredients needed to compute the evolution of low- and intermediate-mass galaxies. This includes the accretion of the galactic halo and the IGM, radiative cooling, star formation, chemical enrichment, and the production of galactic outflows driven by the mechanical energy and the radiation of massive stars. The physics of interstellar bubbles is applied to every stellar population which forms in the model in order to link the stellar activity to the production of outflows driven by mechanical energy. We use up-to-date stellar models to generate the evolution of each stellar population as a func-tion of their mass, metallicity, and age. This enables us to include, in the enrichment process, the stellar winds from massive stars, Type II, Ib, and Ic supernovae, hypernovae, the stellar winds from low- and intermediate-mass stars in the asymptotic giant branch, and Type Ia su-pernovae. With these ingredients, our model can reproduce the abundances of several elements observed in the stars located in the solar neighborhood. More generally, our SAM reproduces the current stellar-to-dark-halo mass relation observed in galaxies. It can also reproduce the metallicity, the hydrogen mass fraction, and the specific star formation rate observed in galax-ies as a function of their stellar mass. Our model is also consistent with observations which suggest that low-mass galaxies are more affected by stellar feedback than higher-mass galax-ies. Moreover, the model can reproduce the periodic and the stable behaviors observed in the star formation rate of galaxies. All these results show that our SAM is sufficiently qualified to treat the evolution of low- and intermediate-mass galaxies inside a large-scale cosmological simulation.

Table des matières

Résumé iii

Abstract v

Table des matières vii

Liste des tableaux xi

Liste des figures xiii

Avant-propos xix

1 Introduction 1

1.1 Scénario hiérarchique . . . 1

1.2 Interaction entre les galaxies et leur environnement . . . 4

1.3 Mécanismes de propulsion de vents galactiques . . . 10

1.4 Enrichissement du milieu intergalactique . . . 16

1.5 Simulations à grande échelle . . . 19

1.6 Description du projet de thèse. . . 30

2 Modèles stellaires 35 2.1 Vents stellaires d’étoiles massives . . . 36

2.2 Supernovae de Type II, Ib et Ic . . . 39

2.3 Vents stellaires d’étoiles de faible masse . . . 41

2.4 Supernovae de Type Ia . . . 43

2.5 Fonction de masse initiale . . . 46

3 Modèle d’enrichissement chimique 51 3.1 Résumé . . . 51

3.2 Abstract . . . 52

3.3 Introduction . . . 52

3.4 Chemical enrichment . . . 55

3.5 Galactic evolution model . . . 63

3.6 A test with the Milky Way . . . 66

3.7 Summary and conclusion. . . 77

4 Modèle semi-analytique de base 79 4.1 Refroidissement du halo . . . 80

4.3 Enrichissement chimique . . . 93

4.4 Énergie mécanique . . . 94

5 Modèle galactique semi-ouvert à simple rétroaction 101 5.1 Rétroaction stellaire . . . 102

5.2 Régulation du taux de formation stellaire . . . 107

5.3 Taux de formation stellaire épisodique . . . 109

5.4 Point d’équilibre et stabilité . . . 120

5.5 Variation des différents paramètres . . . 127

5.6 Test de résolution. . . 138

6 Modèle galactique ouvert à simple rétroaction 141 6.1 Relation entre la masse stellaire et la matière sombre . . . 141

6.2 Accrétion du MIG . . . 146

6.3 Réduction de la masse stellaire . . . 149

6.4 Efficacité de la rétroaction . . . 149

7 Bulles interstellaires 153 7.1 Évolution d’une bulle . . . 153

7.2 Évolution d’une superbulle. . . 162

7.3 Approximation analytique . . . 167

7.4 Réduction du temps de calcul . . . 172

8 Modèle galactique ouvert à double rétroaction 177 8.1 Résumé . . . 177 8.2 Abstract . . . 178 8.3 Introduction . . . 179 8.4 Galaxy model . . . 181 8.5 Interstellar bubbles . . . 190 8.6 Feedback . . . 195 8.7 Results. . . 200

8.8 Summary and conclusions . . . 209

9 Modèle galactique ouvert à double rétroaction - suppléments 213 9.1 Densité du gaz froid . . . 213

9.2 Enrichissement chimique . . . 213 9.3 Formation stellaire . . . 220 9.4 Paramètre d’entrainement . . . 222 10 Fonctionnement du code 225 10.1 Sous-routines . . . 225 10.2 Boucle principale . . . 229

10.3 Couplage avec une simulation hydrodynamique cosmologique . . . 229

10.4 Gestion des différents pas de temps . . . 232

11 Conclusion 235 11.1 Perspective d’avenir pour la suite du projet de recherche . . . 238

11.2 Réflexions sur la méthode semi-analytique . . . 239

Liste des tableaux

1.1 Études utilisant des simulations hydrodynamiques à grande échelle . . . 21

1.2 Études utilisant des modèles semi-analytiques galactiques . . . 27

1.3 Études utilisant des modèles semi-analytiques intergalactiques . . . 30

2.1 Fonction de masse initiale utilisée dans la littérature . . . 49

2.2 Nombre de supernovae de Type II dans une population d’étoiles . . . 50

3.1 Evolutionary tracks used for the stellar winds of massive stars. . . 56

3.2 Mass ejected by low- and intermediate-mass stars. . . 59

3.3 Contribution of stellar phases to the mass ejected as a function of Z. . . 62

3.4 Parameters used in our chemical enrichment model . . . 70

3.5 Mass of the elements ejected by stellar phases in our simulated Milky Way . . . 76

4.1 Masse du viriel de transition pour le mode de refroidissement . . . 83

4.2 Taux de formation stellaire maximal des galaxies sans rétroaction . . . 92

4.3 Conditions pour déterminer la phase évolutive d’une étoile massive . . . 96

4.4 Masse initiale minimale pour qu’une étoile ait une phase Wolf-Rayet . . . 96

4.5 Type de Wolf-Rayet en fonction des conditions de surface. . . 98

5.1 Liste des paramètres libres dans le MSA semi-ouvert à simple rétroaction . . . 126

5.2 Comparaison entre Stinson et al. (2007) et le MSA semi-ouvert . . . 135

6.1 Compilation de données pour quelques galaxies du Groupe Local . . . 143

Liste des figures

1.1 Structure à grande échelle de la matière sombre selon Bolshoi . . . 3

1.2 Évolution de la densité des halos de matière sombre . . . 5

1.3 Galaxie M82 vue par les télescopes Spitzer, Hubble et Chandra . . . 13

1.4 Couplage entre un modèle semi-analytique et une simulation cosmologique . . . 25

2.1 Taux de perte de masse d’hydrogène et d’hélium des étoiles massives . . . 37

2.2 Taux de perte de masse des éléments CNO des étoiles massives . . . 38

2.3 Exemple d’interpolation entre les modèles stellaires . . . 39

2.4 Masse totale éjectée par le vent des étoiles massives. . . 40

2.5 Masse totale éjectée par les SNe II . . . 41

2.6 Temps de vie des étoiles massives . . . 42

2.7 Masse totale éjectée par les vents des étoiles de faible masse . . . 43

2.8 Masse des produits CNO éjectés par les vents des étoiles de faible masse . . . . 44

2.9 Temps de vie des étoiles de faible masse . . . 45

2.10 Densité du taux de formation stellaire cosmique . . . 46

2.11 Densité du taux de SN Ia cosmique . . . 47

2.12 Fonctions de masse initiale. . . 48

2.13 Masse totale cumulée éjectée par les différentes phases stellaires . . . 50

3.1 Iron abundance in the Galactic gas as a function of time. . . 67

3.2 Metallicity distribution functions of the Milky Way.. . . 68

3.3 Abundances of 14 elements as a function of Fe/H.. . . 69

3.4 Abundances of C and O as a function of O/H . . . 71

3.5 Abundances of Al, Na, and Mg as a function of Mg/H . . . 72

3.6 Total mass ejected by stellar phases in our simulated Milky Way . . . 73

3.7 Mass of the elements ejected by stellar phases in our simulated Milky Way . . . 74

3.8 Relation between Z and Fe/H in our simulated Milky Way. . . 75

4.1 Refroidissement des halos en fonction du temps . . . 84

4.2 Fonction de refroidissement d’un gaz primordial . . . 85

4.3 Approvisionnement en gaz froid par le refroidissement du halo. . . 86

4.4 Test de résolution pour le refroidissement à zf = 10. . . 88

4.5 Test de résolution pour le refroidissement à zf = 0. . . 89

4.6 Schéma du modèle de base sans rétroaction . . . 90

4.7 Évolution du taux de formation stellaire sans rétroaction stellaire. . . 91

4.8 Comparaison entre le taux de formation stellaire et le taux de refroidissement. . 93

4.9 Évolution de la fraction d’étoiles formées sans rétroaction stellaire. . . 94

4.11 Énergie mécanique des vents stellaires et des SNe II . . . 99

4.12 Énergie mécanique des SNe Ia. . . 100

5.1 Schéma du modèle semi-ouvert à simple rétroaction. . . 102

5.2 Taux de formation stellaire avec rétroaction simple . . . 109

5.3 Luminosité mécanique, masse stellaire et masse éjectée des galaxies à z = 9. . . 111

5.4 Relation entre la luminosité mécanique et le taux de formation stellaire. . . 112

5.5 Effet des vents stellaires sur les oscillations de la luminosité mécanique. . . 113

5.6 Effet des vents stellaires sur le refroidissement et le vent galactique . . . 114

5.7 Évolution de la métallicité dans le halo des galaxies. . . 115

5.8 Phénomène de battement dans l’évolution d’une galaxie. . . 116

5.9 Phénomène de battements secondaires dans l’évolution d’une galaxie.. . . 117

5.10 Réplique de la Figure 5.9, mais avec la contribution des SNe Ia. . . 119

5.11 Évolution des oscillations dans l’espace de phase . . . 121

5.12 Effet des vents stellaires et des SNe Ia dans l’espace de phase . . . 122

5.13 Évolution des oscillations dans l’espace de phase normalisé. . . 123

5.14 Évolution du point d’équilibre dans l’espace de phase normalisé . . . 124

5.15 Effet d’une perturbation dans le TFS d’une galaxie . . . 126

5.16 Effet de l’efficacité de formation stellaire sur le TFS . . . 128

5.17 Effet du temps caractéristique de la formation stellaire sur le TFS . . . 130

5.18 Effet de l’efficacité du vent galactique sur le TFS . . . 131

5.19 Effet du temps caractéristique du processus d’éjection sur le TFS . . . 133

5.20 Effet du temps caractéristique du processus de refroidissement sur le TFS . . . 134

5.21 Taux de formation stellaire selon Stinson et al. (2007) et le MSA semi-ouvert . 137 5.22 Test de résolution du MSA semi-ouvert à simple rétroaction à z = 0 . . . 139

5.23 Test de résolution du MSA semi-ouvert à simple rétroaction à z = 10 . . . 140

6.1 Schéma du modèle ouvert à simple rétroaction . . . 142

6.2 Masse stellaire en fonction de la masse du halo de matière sombre des galaxies. 144 6.3 Efficacité du vent galactique en fonction de la masse des galaxies . . . 145

6.4 Comparaison entre le MSA semi-ouvert et la relation M⋆− MHMS . . . 146

6.5 Évolution de la masse du halo de matière sombre des galaxies . . . 147

6.6 Effet de l’accrétion du MIG sur la masse stellaire d’une galaxie . . . 148

6.7 Comparaison entre le MSA ouvert et la relation M⋆− MHMS . . . 150

6.8 Effet de la variation de fth sur la masse stellaire des galaxies . . . 151

7.1 Structure interne d’une bulle interstellaire . . . 154

7.2 Évolution d’une superbulle en fonction de la densité du MIS . . . 163

7.3 Effet des vents stellaires sur l’évolution d’une superbulle . . . 164

7.4 Luminosité mécanique des SNe II en fonction de la métallicité . . . 165

7.5 Évolution d’une superbulle en fonction de la masse de la population stellaire. . 166

7.6 Évolution d’une superbulle en fonction de la métallicité du MIS . . . 168

7.7 Effet de la métallicité du MIS sur l’évolution d’une superbulle . . . 169

7.8 Résolution temporelle nécessaire pour calculer l’évolution d’une superbulle . . . 170

7.9 Approximation analytique de l’évolution d’une superbulle − Mpop= 106 M⊙ . 173 7.10 Approximation analytique de l’évolution d’une superbulle − Mpop= 104 M⊙ . 174 7.11 Effet de l’approximation analytique sur la résolution des simulations . . . 175

8.1 Overview of our semi-analytical model and its different components. . . 182

8.2 Mass-loss rate of stellar winds and SNe from massive stars . . . 187

8.3 Mass-loss rate of stellar winds and SNe from low- and intermediate-mass stars . 188 8.4 Mechanical luminosity of stellar winds and SNe from massive stars . . . 189

8.5 Structure of a bubble blown by stars . . . 192

8.6 Stellar-to-dark-halo mass relation of present day galaxies . . . 202

8.7 Star formation rate of our simulated galaxies . . . 203

8.8 Mass ejected by outflows in our simulated galaxies . . . 205

8.9 Feedback efficiency parameter in outflows powered by mechanical energy . . . . 206

8.10 Average stellar metallicity in present day galaxies . . . 207

8.11 Mass fraction of metals inside the different components of our model . . . 208

8.12 Mass fraction of hydrogen in present day galaxies . . . 209

9.1 Évolution de la densité du gaz froid . . . 214

9.2 Évolution de la métallicité du gaz d’une galaxie − M⋆ = 108.13 M⊙ . . . 215

9.3 Évolution de la métallicité du gaz d’une galaxie − M⋆ = 1010.3 M⊙ . . . 216

9.4 Métallicité actuelle des galaxies en fonction de leur masse . . . 217

9.5 Enrichissement du gaz froid en fonction du type de MSA . . . 219

9.6 Abondance d’oxygène dans le gaz des galaxies simulées . . . 220

9.7 Évolution des échelles de temps impliquées dans la formation stellaire . . . 221

9.8 Taux de formation stellaire spécifique des galaxies . . . 222

9.9 Évolution du taux d’entrainement des vents galactiques . . . 223

Dans ma fiction je suis attentif à ce que tout soit plausible et à raccorder les morceaux. La vie réelle n’est pas gênée par de telles considérations.

Avant-propos

Ce manuscrit constitue une thèse de doctorat en astrophysique avec insertion d’articles. Le premier (Côté et al. 2013), présenté au chapitre 3, a été préalablement soumis, arbitré et publié par The Astrophysical Journal. Au chapitre 8, le second article présente la première version d’une soumission à la revue The Astrophysical Journal. Le rapport d’arbitre a été reçu après la date du dépôt initial de cette thèse. L’arbitre ne propose que des ajouts (principalement ceux proposés au chapitre 11 dans la conclusion de ce manuscrit) et n’invalide pas le contenu scientifique de la version soumise. Puisque ces ajouts représentent une continuité du projet de recherche et non une révision, la version originale a été conservée dans ce manuscrit.

L’étudiant sous évaluation, Benoit Côté, est l’auteur principal de chaque article inséré. Hugo Martel et Laurent Drissen, le directeur et le co-directeur de recherche, en sont les coauteurs. Chaque article a été inséré intégralement en anglais sans modification.

Chapitre 1

Introduction

Cette thèse de doctorat porte sur la conception et le développement d’un modèle semi-analytique (MSA) d’évolution de galaxie qui sera utilisé comme traitement de sous-grille, dans une simulation hydrodynamique à grande échelle, dans le but d’étudier l’enrichissement chimique du milieu intergalactique (MIG) et les interactions entre les galaxies et leur envi-ronnement. Dans ce contexte cosmologique, il est essentiel de prendre en considération tous les mécanismes d’échange entre les galaxies et le MIG afin de reproduire numériquement leur évolution symbiotique. Selon le référentiel d’une galaxie, cela comprend les processus d’apport en gaz, telles que l’accrétion du MIG et les collisions de galaxies, et les processus d’éjection de gaz, tels que les vents galactiques et les effets de marées. Le modèle de galaxie présenté dans ce document ne considère pas les effets occasionnés par les rencontres proches entre deux ou plusieurs galaxies. Ces effets seront toutefois inclus lorsque le modèle sera intégré à une simu-lation cosmologique, car l’environnement des galaxies pourra alors être reproduit de manière réaliste. Les prochaines sections présentent un survol des différents travaux qui se retrouvent dans la littérature en ce qui concerne la relation entre les galaxies et leur environnement. L’objectif premier de cette introduction est de mettre en contexte le projet de recherche et de présenter les différents ingrédients qu’un modèle doit inclure dans le but d’étudier les galaxies dans un cadre cosmologique.

1.1

Scénario hiérarchique

L’Univers que nous connaissons, contenant ∼ 73 % d’énergie sombre, ∼ 23 % de matière sombre et ∼ 4 % de matière baryonique (Bennett et al. 2003), n’a pas toujours été tel que les observations le montrent aujourd’hui. Il y a environ 13.7 milliards d’années, l’Univers qui était à l’époque extrêmement dense et chaud est entré en expansion. Ce premier épisode de l’histoire du cosmos est bien connu sous le nom de big bang. Environ 10 000 ans après ce big bang, les fluctuations spatiales de densité, qui ont été créées lors de la période d’inflation, se sont mises à s’amplifier sous l’effet de la gravité (Kolb & Turner 1990). Tout en poursuivant

son expansion, l’Univers s’est refroidi et a commencé à permettre aux zones de densité élevée de s’agglomérer. Ce mouvement n’a impliqué que la matière sombre, car la matière baryonique était à ce moment en équilibre avec la radiation. En effet, durant ses 400 000 premières années, le gaz cosmique était complètement ionisé, ce qui rendait l’Univers opaque à la radiation due à la diffusion de Thompson avec les électrons libres (Barkana & Loeb 2007). Par la suite, il y a eu la période de recombinaison qui a découplé la matière baryonique de la radiation. Cette époque, qui apparaît aujourd’hui comme le fond de radiation cosmique, a été sondée par les télescopes spatiaux COBE, WMAP et Planck (Bennett et al. 1996; Spergel et al. 2007;

Planck collaboration 2013). À partir de ce moment, la matière baryonique a commencé à suivre la distribution de la matière sombre due à son attraction gravitationnelle. À l’échelle cosmologique, ces agglomérations ont formé les grandes structures de l’Univers telles que les filaments, les crêpes et les vides (Ciardi & Ferrara 2005).

Le modèle standard de la matière sombre froide (ΛCDM) est actuellement le meilleur pour expliquer la formation des structures de l’Univers (Blumenthal et al. 1984). La matière sombre y est représentée par des particules qui n’interagissent que gravitationnellement avec la ma-tière et qui possèdent des vitesses thermiques négligeables par rapport au flot de Hubble. Selon le modèle ΛCDM, les structures ont été créées hiérarchiquement de manière à ce que les premiers halos de matière sombre soient formés à partir des perturbations à petite échelle (Ciardi & Ferrara 2005). Par la suite, les halos de tailles plus importantes ont été construits par la fusion de plusieurs halos déjà existants (Ferrara 2002). Ce scénario d’assemblage a été confirmé notamment par les simulations Millenium (Springel et al. 2005), Millenium-II (Boylan-Kolchin et al. 2009) et Bolshoi (Klypin et al. 2011) montrant un réseau à grande échelle de halos connectés par des filaments (Figure 1.1). Les structures que forme la ma-tière sombre résistent à l’effondrement gravitationnel en raison de la dispersion de vitesse des particules (Benson 2010), ce qui est similaire aux étoiles dans un amas globulaire.

Tous les halos de matière sombre constituent un puits de potentiel gravitationnel pour la matière baryonique. Mais contrairement à la matière sombre, la matière baryonique interagit avec elle-même et est donc sujette à des pressions hydrodynamiques. En général, ces pres-sions luttent contre l’effondrement des nuages de gaz et par conséquent, contre la formation des étoiles et éventuellement des galaxies. Pour former des étoiles, le gaz doit donc dimi-nuer sa pression interne par un refroidissement radiatif. Lors d’une collision inélastique entre des atomes, une fraction de l’énergie cinétique peut être utilisée pour exciter leurs niveaux électroniques. En se désexcitant, ces atomes émettent de la radiation dont une fraction peut s’échapper du nuage de gaz. Ce faisant, le système perd de l’énergie et donc se refroidit. Lors-qu’il y a des molécules, le refroidissement est plus efficace, car une partie de l’énergie cinétique peut également être utilisée pour exciter les modes vibratoires et rotationnels de ces molécules. Les premières étoiles, communément appelées étoiles de population III, se sont formées dans des petits halos de matière sombre de 106 _M

⊙ à des décalages vers le rouge z ≥ 20

Figure 1.1 – Structure à grande échelle de la matière sombre selon la simulation Bolshoi. Cette image a été produite par Anatoly Klypin et montre la toile cosmique à une échelle de quelques centaines de Mpc.

(Yoshida et al. 2006). Pour ce faire, le gaz a dû se refroidir à des températures d’environ 200 K afin de devenir instable et de s’effondrer pour former des étoiles (Greif et al. 2008). À des températures supérieures à 104 _{K, les raies atomiques de l’hydrogène sont en grande partie}

responsables du refroidissement radiatif, alors que pour des températures inférieures, l’efficacité de ce refroidissement dépend fortement de la présence de métaux dans le gaz. Mais à l’époque de formation des étoiles de population III, le gaz possédait une composition primordiale et était donc dépourvu de métaux. Ainsi, le gaz a dû se refroidir entièrement via la molécule H2 et le deutérium (Yoshida et al. 2006). Avec ce nombre limité d’agents de refroidissement,

les nuages de gaz ont donc subi peu de fragmentations, ce qui a permis l’apparition d’étoiles beaucoup plus massives que celles observées aujourd’hui (Bromm et al. 1999). De plus, la faible opacité du gaz, causée par l’absence de métaux, a grandement limité la capacité de la radiation stellaire à repousser le gaz aux alentours des étoiles. Le processus d’accrétion a donc pu suivre son cours durant la séquence principale des étoiles, engendrant ainsi des masses stellaires pouvant atteindre 500 M⊙ (Omukai & Palla 2003). Mais outre ces cas extrêmes, les

masses typiques de ces objets auraient été de l’ordre de 30 à 100 M⊙ (Bromm et al. 2002;

Hosokawa et al. 2011;Stacy et al. 2012).

La radiation ultraviolette provenant des premières étoiles a permis d’ioniser le milieu en-vironnant et de produire une grande quantité d’électrons libres. Ces derniers, utilisés comme catalyseurs, ont permis de former une grande quantité de molécules d’hydrogène et de deuté-rium (Galli & Palla 2002), ce qui a engendré la formation d’une seconde génération d’étoiles

dépourvues de métaux (Johnson et al. 2008). Ayant eu beaucoup plus d’agents de refroidis-sement que dans le cas de la première génération d’étoiles, les nuages ont subi plus de frag-mentations. Ainsi, la seconde génération d’étoiles de population III aurait eu des masses plus modestes de l’ordre de 10 M⊙ (Greif & Bromm 2006). Malgré la prédiction théorique de ces

ordres de grandeur, la fonction de masse initiale des étoiles primordiales reste encore indéter-minée (Norman 2008;Bromm & Yoshida 2011). Mais ce qui est certain, c’est qu’en explosant en SNe, les étoiles primordiales ont enrichi leur milieu environnant et ont éventuellement mis fin à ce régime d’étoiles massives. Il existe une métallicité critique au-delà de laquelle les étoiles se sont formées avec une fonction de masse initiale conventionnelle ayant des masses typiques de 1 M⊙. Actuellement, la valeur de cette métallicité critique se trouverait entre 10−6et 10−3.5

de la métallicité solaire Z⊙ (Greif et al. 2008).

En raison de la gravité, les halos de 106 _M

⊙, qui ont été les zones de formation des étoiles

primordiales, se sont éventuellement fusionnés et ont produit les lieux de formation des toutes premières galaxies. Ces dernières sont apparues à z ∼ 10 avec des masses totales de l’ordre de 108 _M

⊙ (Bromm & Yoshida 2011). Ce processus de fusion se poursuit encore aujourd’hui,

produisant des galaxies toujours de plus en plus massives. En effet, depuis la formation des premières galaxies, la masse moyenne des halos de matière sombre n’a cessé de s’accroître (Mo & White 2002). Dans un sens, les petites galaxies peuvent être considérées comme des blocs d’assemblage pour former des grosses galaxies. Cependant, malgré cette tendance, les halos de faible masse ont toujours été les objets les plus abondants dans l’Univers (Figure

1.2). Ce scénario hiérarchique, issu du modèle standard de la matière sombre froide, est une connaissance de base essentielle lorsqu’il s’agit d’étudier les questions d’évolution à travers les âges de l’Univers. Le but de cette thèse de doctorat est essentiellement de créer un modèle d’évolution de galaxies qui pourra être lié à l’évolution de l’Univers à grande échelle. Ce lien est très important à considérer, car comme nous le verrons dans les prochaines sections, malgré la différence d’échelle, il existe une symbiose entre l’évolution interne des galaxies et l’évolution des structures à grande échelle.

1.2

Interaction entre les galaxies et leur environnement

Les galaxies sont loin d’être des objets isolés. Des échanges de matière entre ces dernières et le MIG se sont produits maintes fois durant l’évolution de l’Univers. Ces échanges peuvent être séparés en deux groupes, soient l’accrétion et l’éjection de matière. Par attraction gra-vitationnelle, une galaxie peut accumuler du gaz provenant du MIG ou entrer en collision avec une autre galaxie, augmentant ainsi son réservoir de gaz et par conséquent, son taux de formation stellaire (TFS). À l’inverse, l’activité des étoiles et d’un trou noir supermassif au centre d’une galaxie peut éjecter une partie du milieu interstellaire (MIS) dans le MIG. Les divers processus d’interaction entre les galaxies et leur environnement sont interreliés et ont tous leur propre façon d’affecter leur évolution. Ces processus sont donc des facteurs très

Figure 1.2 – Évolution de la densité des halos de matière sombre en fonction du décalage vers le rouge. Il s’agit de la Figure 1 de Mo & White (2002). Les différentes courbes représentent des halos de masse différente. La valeur numérique associée à chaque courbe correspond au logarithme de la masse du halo. Ωm, ΩΛ, h et σ8 sont des paramètres

associés au modèle ΛCDM et représentent respectivement la densité de matière dans l’Univers, la densité d’énergie sombre, le paramètre de Hubble et l’amplitude des fluctuations de densité à l’échelle de 8 h−1 _Mpc.

importants à considérer lorsqu’il s’agit d’étudier et de modéliser ces objets dans un contexte cosmologique.

1.2.1 Vent galactique

De nos jours, la perte de masse par vent galactique est un processus grandement utilisé dans la littérature. D’ailleurs, afin de respecter les observations, les modèles et les simula-tions hydrodynamiques doivent faire appel à cette éjection de matière pour éviter de former trop d’étoiles (e.g. White & Frenk 1991;Springel et al. 2001;Davé et al. 2011;Hopkins et al. 2012a). À l’intérieur d’une galaxie, n’importe quelle activité d’un trou noir supermassif ou épisode de formation stellaire dépose d’une manière ou d’une autre de l’énergie dans le MIS. Cependant, si la quantité d’énergie déposée est suffisamment grande, une partie du MIS peut s’échapper du potentiel gravitationnel de la galaxie hôte, produisant ainsi un vent galactique (Veilleux et al. 2005). Comme nous le verrons dans la section 1.3, plusieurs processus

phy-siques à l’échelle galactique1 _{peuvent engendrer ce type de vent. À plus grande échelle, un}

vent galactique peut affecter l’état physique du MIG. Dans sa course, le vent peut créer une onde de choc et ainsi réchauffer et balayer une partie du gaz intergalactique (Madau et al. 2001;Ferrara 2002). La portée d’un tel vent dépend grandement de l’environnement dans le-quel est plongée la galaxie hôte. Par exemple, si une galaxie se trouve dans un amas, son vent galactique devra se propager dans le milieu intra-amas (MIA) et contrer l’attraction gravita-tionnelle de cet amas avant de pouvoir se retrouver dans le MIG, ce qui nécessite beaucoup plus d’énergie que dans le cas d’une galaxie seule et isolée. De plus, la position d’une galaxie au sein d’un amas affecte la propagation d’un vent galactique. En effet, plus une galaxie est près du centre d’un amas, plus son vent aura de la difficulté à atteindre le MIG.

Des épisodes de vents galactiques ont été observés à plusieurs reprises à différents décalages vers le rouge (Bland-Hawthorn 1995; Heckman et al. 1995,2000;Dahlem et al. 1997;Martin 1998; Pettini et al. 2000, 2001; Frye et al. 2002; Weiner et al. 2009;Bouché et al. 2012). Ces observations suggèrent que les vents galactiques dans l’Univers proche sont souvent de forme bipolaire et se propagent dans les directions de moindre résistance. Plusieurs simulations ont d’ailleurs montré qu’une galaxie disque produit un vent galactique qui se propage perpendicu-lairement au plan du disque (Mac Low & Ferrara 1999; Kobayashi et al. 2007;Cooper et al. 2008; Dalla Vecchia & Schaye 2008; Dubois & Teyssier 2008). Mais à l’échelle du MIG, les vents galactiques peuvent changer de trajectoire et se propager en direction perpendiculaire aux filaments cosmiques vers les zones de faible densité, ce qui est encore une fois la direction qui offre le moins de résistance. Pieri et al. (2007) ont développé un modèle de vent aniso-trope afin d’étudier l’effet de cette morphologie à grande échelle. Leurs résultats ont montré que les vents anisotropes perturbent moins l’évolution des galaxies environnantes, puisque ces dernières se forment principalement dans les régions denses de l’Univers.

Les vents galactiques, peu importe leur géométrie, jouent un rôle majeur dans l’enrichis-sement chimique du MIG, car ces vents sont composés de gaz qui a été enrichi par les étoiles (Aguirre & Schaye 2007). Ainsi, la quantité de métaux présente dans un vent galactique doit dépendre de l’âge de la galaxie hôte, c’est-à-dire du niveau d’enrichissement du MIS au moment de la phase d’éjection (Côté et al. 2012). En perdant de la masse, le MIS perd de la matière première pour produire des étoiles, ce qui signifie qu’un vent galactique contribue grandement à la régulation du TFS (e.g. Schindler & Diaferio 2008; Crain et al. 2009; Kereš et al. 2012;

Munshi et al. 2013). Les galaxies de faible masse peuvent expérimenter une éjection totale de leur gaz interstellaire due à la faible attraction gravitationnelle de leur halo de matière sombre (Mac Low & Ferrara 1999;Ferrara 2002). Mais en général, pour les galaxies plus massives, la matière éjectée ne constitue qu’une fraction de leur MIS.

Un vent galactique peut, selon sa portée et sa morphologie, atteindre les régions de den-sité élevée de son entourage. Ainsi, en plus d’enrichir le MIG, les vents galactiques peuvent

1. L’échelle galactique est associée à ce qui se produit à l’intérieur d’une galaxie, et non à l’extérieur.

modifier de manière significative l’évolution des objets environnants. Par exemple, s’il y a un nuage prégalactique2 _{à proximité d’une galaxie qui vient de produire un vent, ce dernier}

peut perturber le processus de formation en cours. En effet, si la quantité de mouvement du vent galactique est suffisamment élevée, le nuage peut être littéralement dissocié, empê-chant ainsi la formation d’une nouvelle galaxie. Sigward et al. (2005) ont montré que pour les nuages prégalactiques qui ne sont pas encore virialisés3_{, le choc avec un vent galactique}

peut expulser environ 70 % de la réserve de gaz. De plus, le vent galactique peut également empêcher la formation d’une galaxie simplement en chauffant cette dernière, produisant ainsi une évaporation (Ciardi & Ferrara 2005). Par leur faible potentiel gravitationnel, les objets de masse totale inférieure à 109 _M

⊙ sont plus sujets à ce type d’événement (Scannapieco et al.

2000). Ce phénomène est important à considérer dans les modèles, car ces galaxies pourraient, si elles ne sont pas considérées comme supprimées, contribuer grandement à l’enrichissement du MIG par leurs potentiels vents galactiques et ainsi biaiser les résultats. Dans le cas où les vents galactiques sont anisotropes, la suppression du processus de formation de galaxies est moins efficace, car les vents vont avoir tendance à se propager loin des structures denses de l’Univers. D’ailleurs, comparativement aux vents isotropes, Pinsonneault et al.(2010) ont montré que l’utilisation des vents anisotropes dans les simulations à grande échelle permettait de doubler le nombre de galaxies formées et par conséquent, de produire deux fois plus de vents galactiques. Ainsi, les métaux éjectés dans le MIG pourraient couvrir jusqu’à 3.5 fois plus de volume que dans le cas de vents isotropes.

Dans certains cas, la matière éjectée par un vent galactique peut retomber dans la galaxie hôte et être réincorporée dans le MIS. Ce processus, communément appelé fontaine galac-tique (Shapiro & Field 1976;de Gouveia Dal Pino et al. 2009;Melioli et al. 2009), se produit lorsque l’énergie contenue dans un vent est insuffisante pour que ce dernier puisse quitter le puits de potentiel gravitationnel du halo de matière sombre dans lequel est plongée une galaxie (Bertone et al. 2007). Donc en théorie, les fontaines galactiques sont plus souvent associées aux galaxies massives (Dalla Vecchia & Schaye 2008;Dubois & Teyssier 2008;Oppenheimer et al. 2010). Puisqu’en moyenne, selon le scénario hiérarchique, les galaxies les plus massives ne se sont formées que récemment, le nombre de fontaines galactiques devrait donc dépendre du décalage vers le rouge. En effet, des simulations ont montré que les vents galactiques pro-duits à des décalages vers le rouge élevés sont capables d’enrichir une fraction significative de l’Univers, alors que ceux produits à des époques plus récentes ont plus tendance à pro-duire des fontaines galactiques (Oppenheimer & Davé 2006; Oppenheimer et al. 2012). Une fois retombée, la matière peut cependant être recyclée et éjectée de nouveau, produisant un cycle périodique de fontaines galactiques. SelonOppenheimer & Davé(2006), le gaz peut être recyclé de cette façon jusqu’à trois ou quatre fois durant la vie d’une galaxie. Ce gaz recyclé, en retournant dans le MIS, peut être utilisé pour former de nouvelles étoiles (Marinacci et al.

2. Nuage de gaz qui est sur le point de subir un effondrement gravitationnel pour former une galaxie. 3. Un système virialisé représente un système gravitationnellement stable.

2010), ce qui peut engendrer une série de petits sursauts de formation stellaire étalée sur plusieurs milliards d’années.

1.2.2 Rencontres entre galaxies

Durant l’évolution de l’Univers, les collisions de galaxies ont joué un rôle très important dans l’assemblage de ces objets (Mo & White 2002). Les collisions sont dites majeures lorsque les galaxies en question ont des masses similaires et mineures lorsqu’il en est autrement. Ces rencontres se sont produites plus fréquemment à hauts décalages vers le rouge (Davé 2011), car les structures de l’Univers étaient plus denses et les galaxies plus proches les unes des autres. À des décalages vers le rouge entre 2 et 0, les collisions mineures ont été plus fréquentes que les collisions majeures (Naab et al. 2009). Toutefois, environ 50 % des galaxies observées aujourd’hui ayant des masses stellaires supérieures à 5 × 1010 _M

⊙ auraient subi

une collision majeure depuis z = 0.8 (Bell et al. 2006). Ces collisions majeures, en plus de modifier grandement la cinématique et la morphologie des galaxies, peuvent engendrer des sursauts de formation stellaire si les galaxies en interaction possèdent suffisamment de gaz (Brook et al. 2007;Richard et al. 2010). D’ailleurs, dans l’Univers proche, presque toutes les galaxies en phase active de formation stellaire sont issues d’une collision (Bournaud 2011). Les observations de Elbaz & Cesarsky (2003) suggèrent même que la majorité des étoiles observées aujourd’hui se seraient formées lors d’interactions de galaxies. SelonBournaud(2011) et de Gouveia Dal Pino et al. (2009), les galaxies ayant subi une collision majeure peuvent montrer un TFS jusqu’à 10 ou 20 fois supérieur à la normale. De plus, ces collisions augmentent le taux d’accrétion du trou noir supermassif au centre des galaxies résultantes, ce qui génère une grande quantité d’énergie. Suite à ces interactions, il est donc fort probable qu’un vent galactique se développe au sein de ces galaxies (Debuhr et al. 2012; Hopkins et al. 2013), ce qui signifie que les collisions devraient avoir des impacts sur l’évolution du MIG, autant sur son état physique que sur son niveau d’enrichissement.

Parfois, lorsque les galaxies se retrouvent relativement près les unes des autres, elles peuvent ressentir des effets gravitationnels sans entrer en collision. Ces interactions peuvent également participer à l’enrichissement chimique du MIG, puisqu’une partie du MIS enrichie par les étoiles peut se retrouver dans le MIG ou le MIA . En effet, la rencontre entre deux ou plusieurs galaxies peut créer des effets de marée (Gnedin 2003), ou dissoudre complètement une galaxie (Martel et al. 2012). Dans ce dernier cas, les étoiles et le MIS de la galaxie disloquée sont étalés dans l’espace intergalactique. De plus, les galaxies naines peuvent laisser leur MIS derrière elles, dans le milieu environnant, en passant à travers une région très dense comme un filament ou le halo d’une galaxie plus massive (Bekki 2009; Benítez-Llambay et al. 2013). Tous ces phénomènes sont plus fréquents dans les amas de galaxies, car la densité d’objets est plus grande. La métallicité moyenne du MIA observée à 0.1 < z < 1.3 se situe environ entre 0.2 et 0.4 Z⊙ (Maughan et al. 2008). Selon Aguirre et al. (2001a), la dislocation des galaxies

ne serait responsable que de 1/12 des métaux observés dans le gaz des amas riches. Mais d’un autre point de vue, Wiersma et al. (2011) affirment que dans le MIA, ces événements pourraient être le mécanisme d’enrichissement dominant. Pour ce qui est du reste du MIG, c’est-à-dire dans les régions les moins denses, la dislocation des galaxies est loin d’être un candidat important pour expliquer les métaux observés, car les rencontres entre galaxies sont trop rares. Il est bien de noter cependant que le gaz d’une galaxie naine peut se faire évaporer par la radiation ultraviolette provenant des galaxies voisines et se retrouver dans le MIG (Gnedin 2000; Pieri & Martel 2007; Okamoto et al. 2008; Kuhlen & Faucher-Giguère 2012), ce qui ne nécessite aucune rencontre proche avec d’autres galaxies.

1.2.3 Accrétion du milieu intergalactique

Lorsqu’une galaxie se forme, il est fort probable qu’elle accrète du gaz provenant du MIG. La quantité de matière accumulée de cette façon dépend de la profondeur du puits de po-tentiel gravitationnel ainsi que de la pression du gaz (Benson 2010). L’accrétion de matière intergalactique favorise la formation d’un disque supporté par la rotation (Kereš et al. 2005). La plupart des galaxies observées à z = 2 − 3 qui ont une phase active de formation stellaire ont une cinématique et une morphologie qui sont incompatibles avec l’hypothèse d’un sursaut de formation d’étoiles induit par une collision (Dekel et al. 2009). L’accrétion de matière inter-galactique pourrait donc être le mécanisme principal pour approvisionner les galaxies en gaz. Cependant, des observations ont montré que la fraction de gaz à l’intérieur des galaxies dimi-nuait avec le temps (Tacconi et al. 2010). Ainsi, selon Davé (2011), le processus d’accrétion devrait être accompagné d’un vent galactique afin d’expliquer ces observations. Tout comme les collisions de galaxies, l’apport en gaz provenant de l’accrétion du MIG peut engendrer de la formation stellaire. Davé (2011) a montré analytiquement qu’avec l’accrétion, une galaxie à z = 2 formerait au minimum dix fois plus d’étoiles que si elle était à z = 0, ce qui est consistant avec les observations du TFS cosmique. Tout ce qui favorise la formation stellaire favorise dans un sens la production d’un vent galactique et par conséquent peut avoir des répercussions sur le MIG.

Il existe deux modes d’accrétion. Le premier est l’accrétion chaude où le gaz du MIG pénètre à l’intérieur de la galaxie de manière supersonique (Benson 2010). Un choc se produit alors aux environs du rayon du viriel, qui est le rayon qui fait la séparation entre le halo de matière sombre et le MIG. Si la galaxie supporte le choc, une atmosphère de gaz chaud se formera autour d’elle. Selon sa température, sa composition et son taux d’accrétion, l’atmosphère pourra éventuellement se refroidir et le gaz originairement du MIG pourra s’infiltrer dans le MIS (Dekel et al. 2009). Ce type d’accrétion se fait de manière relativement sphérique. À l’inverse, l’accrétion froide provient des filaments cosmiques qui sont, à grande échelle, connectés aux galaxies (voir Figure1.1). À l’intérieur de ces filaments, en raison de la grande densité, le gaz reste relativement froid avant de rencontrer une galaxie (Kereš et al. 2009). Le

gaz entre donc à l’intérieur d’une galaxie sans subir de choc et par conséquent, sans haussement significatif de température (Benson 2010). Les temps de refroidissement associés à ce type d’accrétion sont suffisamment courts pour éviter la formation d’un choc stable. Dans ce cas, la matière tombe à l’intérieur de la galaxie approximativement à la vitesse de chute libre (Kereš et al. 2009).

Le mode d’accrétion qui domine entre chaud et froid dépend de la masse du halo de matière sombre. Les galaxies ayant un halo de matière sombre de masse inférieure à 2 − 3 × 1011 M⊙ subiront de l’accrétion froide provenant des filaments (Kereš et al. 2005). Pour

les galaxies plus massives, le mode d’accrétion chaud sera dominant. Cependant, à hauts décalages vers le rouge, les filaments froids peuvent persister à l’intérieur des halos de plus de 2 − 3 × 1011 _M

⊙ (Kereš et al. 2009). En effet, ces derniers ont montré qu’à z > 2, toutes

les galaxies, peu importe leur masse, sont dominées par l’accrétion froide. Les simulations de

Katz & White(1993) ont d’ailleurs montré que les halos de matière sombre augmentent plus leur masse via le flot de matière provenant des filaments que via un effondrement relativement sphérique. Kereš et al. (2005) affirment que l’accrétion froide pourrait avoir eu de grandes répercussions sur l’histoire de la formation stellaire à l’échelle cosmique. En effet, plus le taux d’approvisionnement en gaz d’une galaxie est grand, plus il y aura d’étoiles.

Certains phénomènes peuvent réduire l’efficacité de l’accrétion. Pour les galaxies massives, le chauffage provenant de leur trou noir supermassif central pourrait empêcher le gaz chauffé par le choc de se refroidir alors que pour les galaxies peu massives, leur vent galactique pour-rait freiner ou même repousser la matière en accrétion (Kereš et al. 2009). D’un autre point de vue, l’accrétion de matière peut considérablement diminuer la portée d’un vent galactique (Dubois & Teyssier 2008). Cependant, la présence d’un vent galactique ne va pas nécessaire-ment affecter l’accrétion froide à tout coup. Si ce vent est anisotrope et se développe dans les zones de moindre résistance, il est possible que la matière éjectée ne soit pas en direction des filaments cosmiques. Ainsi, l’accrétion froide pourrait approvisionner la galaxie en gaz pour former des étoiles qui engendreraient un vent galactique relativement constant et de longue durée en direction des régions peu denses de l’Univers. Les résultats des simulations à très haute résolution de Powell et al.(2011) ont confirmé ce scénario.

1.3

Mécanismes de propulsion de vents galactiques

Tel que mentionné dans le chapitre précédent, un vent galactique se produit lorsque le MIS acquiert suffisamment d’énergie pour qu’une partie de son gaz soit éjectée dans le MIG. Ce phénomène peut être causé par plusieurs processus physiques. Chaque processus possède ses propres caractéristiques et affecte donc la galaxie hôte de manière différente à des époques différentes. Les prochaines sections donnent un aperçu de chaque mécanisme de propulsion. Il est important d’être conscient de ces différents mécanismes, car le vent galactique représente

l’outil de prédilection des MSAs pour réguler le TFS des galaxies. 1.3.1 Pression radiative

Le MIS d’une galaxie baigne dans un champ radiatif qui est produit par des sources in-ternes comme les étoiles et l’émissivité du gaz et par des sources exin-ternes comme les galaxies voisines et le fond de radiation cosmique. Puisque la radiation interagit avec la matière, ce champ radiatif affecte la température et l’état du MIS (Lequeux 2002). Par des processus d’absorption, la quantité de mouvement des photons peut être transférée aux particules pré-sentes dans le gaz, augmentant ainsi leur énergie cinétique. Les grains de poussière ont une très grande section efficace comparativement au reste du gaz présent dans le MIS, car ils sont composés d’un grand nombre d’atomes et de molécules et possèdent des tailles allant de 50 à 2500 Å (Boulanger et al. 2000). Ce faisant, la poussière est un excellent candidat pour générer de l’énergie cinétique dans le MIS à partir d’un champ radiatif, en supposant que les grains de poussière transmettent par collision leur énergie cinétique au gaz environnant.

Il existe une luminosité critique L propre à chaque galaxie où la vitesse du gaz poussé par la pression radiative contrebalance l’attraction gravitationnelle du halo de matière sombre (Murray et al. 2005). Si la luminosité à l’intérieur d’une galaxie excède L, un vent galactique pourra alors se développer (Sharma et al. 2011; Hopkins et al. 2012a). Les étoiles massives sont d’excellentes candidates pour fournir une telle radiation. L’utilisation de ce type de vent galactique dans les modèles permet de reproduire le TFS cosmique observé pour les galaxies ayant des masses stellaires entre 1010_{et 10}11_M

⊙(Davé et al. 2011). La profondeur optique du

MIS est un facteur important à considérer en ce qui concerne l’efficacité du vent galactique. En effet, dans le cas optiquement épais, la luminosité limite L de la galaxie est déterminée par la densité et la vitesse de dispersion du gaz interstellaire alors que dans le cas optiquement mince, L est représentée par la luminosité d’Eddington (Murray et al. 2005). Puisque ce mécanisme de propulsion n’implique pas à la base des ondes de choc, la température de la matière éjectée est en général plus basse que dans le cas des vents galactiques propulsés par l’énergie mécanique (voir la prochaine section) (Murray et al. 2011;Sharma & Nath 2012).

Dans ce formalisme, plus il y a des grains de poussière dans le MIS, plus l’énergie radiative sera transférée au gaz et plus il y aura de chances d’avoir un vent galactique (Sharma et al. 2011). Les grains sont en grande majorité créés dans l’atmosphère des étoiles de faible masse sur la branche asymptotique des géantes (Boulanger et al. 2000). Puisque ces étoiles vivent au moins cent millions d’années avant d’entrer dans les stades de combustion évolués, cela signifie que ce type de vent galactique a probablement été moins efficace dans le passé, car il y avait moins de poussière à cette époque. Cependant, des grains peuvent aussi se former dans les SNe et donc apparaître tôt dans l’évolution des galaxies, mais en moins grande quantité. En résumé, dans les premiers moments d’une galaxie, ce type de vent galactique est certainement moins efficace mais reste plausible (Murray et al. 2005). Dans le cas idéal, la poussière est

complètement couplée au gaz du MIS et toute l’énergie cinétique accumulée par les grains est transférée au gaz environnant. Cependant, si la poussière est faiblement couplée au gaz du MIS, le vent n’entraînera alors que de la poussière qui sera dissociée dans le MIG (Aguirre et al. 2001a).

1.3.2 Énergie mécanique

Mise à part la radiation, l’énergie mécanique contenue dans les éjecta des vents stellaires et des SNe4 _{peut également produire un vent galactique (Murray et al. 2005; Creasey et al.}

2013;Falceta-Gonçalves 2013;Recchi & Hensler 2013;Roy et al. 2013;Keller et al. 2014). En entrant en collision avec le gaz interstellaire, ces éjecta produisent des ondes de choc et ré-chauffent le gaz à des températures supérieures à 106 _{K. Lorsque cela se produit, la pression}

du gaz entourant une étoile devient supérieure à celle du milieu ambiant, ce qui force le gaz chauffé à prendre de l’expansion. En balayant une partie du MIS dans sa course, les étoiles finissent par produire des bulles interstellaires pressurisées ayant la géométrie d’une coquille mince5 _{(Cox 1972; Chevalier 1974; Castor et al. 1975; Weaver et al. 1977). Tout dépendant}

du taux d’injection d’énergie mécanique et de la dispersion spatiale des étoiles, le volume occupé par ces bulles, par rapport au volume du MIS, peut devenir significatif et ainsi per-turber l’activité stellaire au sein d’un galaxie (Cox & Smith 1974; McKee & Ostriker 1977;

Slavin & Cox 1993;Cox 2005). Lorsque les bulles deviennent suffisamment volumineuses, l’in-térieur des bulles fuit dans le halo des galaxies et dans le MIG, entraînant dans sa course une partie du MIS (Mac Low & McCray 1988;Mac Low et al. 1989).

Les vents stellaires peuvent aider les SNe au développement d’un vent galactique, mais ne peuvent en temps normal le générer à eux seuls. Il est donc fréquent dans la littérature de ne considérer que les SNe lorsqu’il s’agit de ce type de vent galactique. Cependant, les vents stel-laires peuvent devenir très significatifs lorsque les étoiles possèdent une composition chimique égale ou supérieure à la composition solaire (Leitherer et al. 1992). La dispersion des étoiles dans le MIS d’une galaxie joue un rôle important dans la production d’un vent galactique. Considérons premièrement le cas où plusieurs étoiles explosent dans un petit volume. Cette cohérence permet aux SNe de combiner leur énergie mécanique et de créer des superbulles qui peuvent éjecter le gaz interstellaire hors de la galaxie à des vitesses pouvant atteindre plusieurs milliers de km s−1_{(Veilleux et al. 2005). Mais malgré cette grande vitesse d’éjection,}

ce vent n’entraînera pas beaucoup de gaz interstellaire, car les étoiles sont rassemblées au même endroit. Dans le cas où les SNe sont dispersées uniformément dans la galaxie, le vent galactique, s’il y en a un, contiendra beaucoup plus de gaz, mais aura une vitesse d’éjection moins grande, puisque l’énergie mécanique des différentes bulles ne sera pas combinée. Mais plusieurs travaux ont montré que les explosions individuelles ne risquent pas de fournir l’éner-gie nécessaire à la production d’un vent galactique, sauf si les étoiles sont situées en périphérie

4. L’énergie mécanique est en fait l’énergie cinétique des éjecta.

5. La couche mince et dense d’une coquille représente le gaz interstellaire balayé.

Figure 1.3 – Galaxie M82 vue par les télescopes spatiaux Spitzer (infrarouge), Hubble (visible) et Chandra (rayons X). Il s’agit d’une image combinée où le rouge et le bleu correspondent aux images prises respectivement par les télescopes Spitzer et Chandra. d’une galaxie (Baumgartner & Breitschwerdt 2013). En général, les superbulles semblent être l’unique moyen de générer ce type de vent (Nath & Shchekinov 2013; Sharma et al. 2014). En résumé, l’énergie mécanique aura tendance à être plus efficace dans les galaxies de pe-tites tailles, car les étoiles explosent dans un espace plus confiné. Ce scénario est consistant avec les observations du vent galactique de la galaxie irrégulière M82 (Hoopes et al. 2003;

Strickland & Stevens 2000), qui montrent de l’émission en rayons X correspondant au gaz chauffé par des ondes de choc (Figure 1.3). Mis à part l’Univers local, certains travaux ont montré que l’énergie mécanique serait également la cause principale des vents galactiques pour les galaxies de faible masse à hauts décalages vers le rouge (Choi & Nagamine 2011).

Tout comme la pression radiative, l’énergie mécanique n’est pas toujours efficace pour gé-nérer un vent galactique. En effet, le vent galactique des galaxies de masses supérieures à 1012_M

⊙ n’est pas produit par ce mécanisme de propulsion (Kobayashi et al. 2007). La raison

principale est que le gaz chauffé par les SNe et les vents stellaires a tendance à se refroidir et à rester confiné au MIS. Cela signifie que la capacité des étoiles à produire ce type de vent galactique dépend du taux de refroidissement radiatif, qui lui dépend principalement de la den-sité du gaz interstellaire (e.g. Hopkins et al. 2012a;Lagos et al. 2013). Plus un gaz est dense, plus il se refroidit rapidement, ce qui explique entre autres pourquoi les filaments cosmiques

sont en moyenne plus froids que les autres régions du MIG. Même s’il y a production d’un vent galactique, l’énergie mécanique risque donc de ne pas être utilisée à son plein potentiel (Murray et al. 2005).Mori et al.(2002) ont d’ailleurs montré à l’aide d’une simulation hydro-dynamique que dans le cas d’une galaxie de masse totale de 2 × 108 _M

⊙ à z = 9, seulement

30 % de l’énergie mécanique des SNe est utilisée pour produire le vent galactique. Compte tenu de cette dépendance à la densité, la pression radiative et le pouvoir ionisant des étoiles massives jouent donc un rôle primordial dans l’évolution des bulles interstellaires et dans la production d’un vent galactique, car cette radiation réduit considérablement la densité du voisinage stellaire avant l’arrivée des chocs (Nath & Silk 2009;Hopkins et al. 2012b).

1.3.3 Noyau actif galactique

Les noyaux actifs galactiques (NAGs) présents au sein de certaines galaxies produisent une énorme quantité d’énergie. SelonCrenshaw et al.(2003), la luminosité bolométrique pro-duite par un NAG peut atteindre des valeurs allant de 1040 _{jusqu’à 10}47 _{ergs s}−1_{. Cette}

énergie est générée suite à l’accrétion de matière sur le trou noir central supermassif d’une galaxie (Proga 2007). Ces objets supermassifs auraient comme origine les trous noirs lais-sés par les étoiles de population III, ou l’effondrement gravitationnel d’un gaz pauvre en métaux qui aurait formé directement un trou noir au lieu de former une étoile. Tout dépen-dant du scénario, la masse initiale des trous noirs supermassifs se trouverait entre 100 et 106

M⊙ (Heger & Woosley 2002; Begelman et al. 2006; Lodato & Natarajan 2006). Au court du

temps, chaque trou noir a progressivement augmenté sa masse en absorbant le gaz à l’intérieur d’un disque d’accrétion. À l’instar des étoiles, l’énergie produite par les NAGs peut produire un vent galactique (Veilleux et al. 2005; King 2010; Sturm et al. 2011; Debuhr et al. 2012;

Faucher-Giguère & Quataert 2012; Zubovas & Nayakshin 2014;Gabor & Bournaud 2014). Il est d’ailleurs possible qu’un vent galactique puisse être propulsé à la fois par l’énergie des étoiles et par l’énergie d’un NAG (Schindler & Diaferio 2008;Booth & Schaye 2013). Le taux de perte de masse d’un vent galactique propulsé par un NAG est directement proportionnel au taux d’accrétion de matière sur le trou noir central d’une galaxie (Hamann & Sabra 2004). Selon Monaco & Fontanot (2005), seulement 0.3 % du budget énergétique d’un NAG serait nécessaire pour éjecter une bonne partie du MIS d’une galaxie.

Bien que les NAGs aient un potentiel énergétique énorme, ces objets ne sont présents qu’à l’intérieur des galaxies les plus massives (Bellovary et al. 2011;Fabian 2012). Les observations de Kauffmann et al. (2003a) ont d’ailleurs montré que la fraction des galaxies possédant un NAG diminue fortement lorsque la masse stellaire est inférieure à 1010_M

⊙. Puisque les galaxies

massives ne sont apparues que tard dans l’histoire de l’Univers, les NAGs sont en moyenne de plus en plus abondants lorsque le décalage vers le rouge diminue (Choi & Nagamine 2011). Mais cela n’exclut pas la possibilité d’observer des NAGs à des décalages vers le rouge plus élevés. En effet, les quasars qui sont des objets possédant un NAG puissant, ont principalement

été observés entre z = 4 et z = 1 (Hamann & Sabra 2004). D’autre part, les observations de

Maiolino et al. (2004) ont montré plusieurs vents galactiques propulsés par un NAG entre z = 6.4 et z = 4.9. Mais globalement, les NAGs semblent avoir dominé à z < 3 (Levine & Gnedin

2005), ce qui est consistant avec le scénario hiérarchique. Contrairement aux autres mécanismes de propulsion, les NAGs produisent dans certains cas des vents galactiques en forme de jets perpendiculaires au disque d’accrétion (Veilleux et al. 2005). Mais ce disque d’accrétion n’est pas nécessairement aligné avec l’axe majeur de la galaxie hôte, ce qui peut engendrer des jets orientés aléatoirement par rapport au plan du disque des galaxies (Ulvestad & Wilson 1984). Mais lorsque les jets sont perpendiculaires au plan d’une galaxie, ce type de vent galactique a tendance à perturber en premier lieu l’évolution de l’entourage de la galaxie, plutôt que la galaxie elle-même. En effet, plusieurs modèles dans la littérature considèrent que le NAG d’une galaxie massive ne fait que réduire le taux d’approvisionnement en gaz provenant du milieu externe à la galaxie (e.g.Croton et al. 2006;Monaco et al. 2007). Il s’agit là d’un autre mécanisme pour réguler la formation stellaire, puisqu’une galaxie reçoit moins de gaz pour former ses étoiles.

D’un autre côté, Schindler & Diaferio (2008) ont affirmé qu’il est possible pour un NAG de produire un vent galactique ayant une géométrie similaire à celui produit par l’énergie mécanique ou la pression radiative. La variété de morphologies s’explique par les différents mécanismes de propulsion associés aux NAGs. En effet, chaque mécanisme tend à repousser la matière environnante dans des directions différentes. Un premier mécanisme est l’ionisation du gaz par la radiation ultraviolette et la radiation X provenant du NAG (Crenshaw et al. 2003). L’élévation de la température augmente la pression à l’intérieur du gaz et engendre une expansion relativement sphérique, de manière similaire à une région HII. Le problème avec ce processus est que le gaz se refroidit trop rapidement pour produire un vent galactique à grande échelle (Everett 2007). Un deuxième mécanisme est la pression radiative sur la poussière (Crenshaw et al. 2003; Proga 2007). Cependant, cela n’est efficace qu’au-delà d’une certaine distance du trou noir, car la poussière se fait dissocier par la radiation lorsqu’elle en est trop près. Ce mécanisme tend à éjecter la matière le long du plan du disque d’accrétion. Finalement, le champ magnétique, produit par les ions présents dans le disque d’accrétion, peut éjecter du gaz perpendiculairement au plan du disque d’accrétion (Everett 2007). Ce mécanisme domine lorsque la luminosité du NAG est relativement faible. Les vents galactiques résultants peuvent donc avoir des formes très diverses. De plus, certains vents montrent des flots complexes avec des noeuds, ce qui enlève toute symétrie (Proga 2007).

1.3.4 Rayons cosmiques

La pression induite sur le MIS par les rayons cosmiques est sans aucun doute le mécanisme de propulsion de vent galactique qui a été le moins étudié. Ces rayons sont en fait des noyaux d’atomes qui se déplacent à des vitesses relativistes. La plupart des rayons cosmiques semblent

provenir des SNe (Samui et al. 2010) qui sont également des sources importantes d’énergie. En traversant un plasma qui baigne dans un champ magnétique, les rayons cosmiques peuvent générer des ondes magnétohydrodynamiques (Ipavich 1975). En effet, la pression exercée par ces particules est d’abord ressentie par le champ magnétique, qui induit par la suite cette pression au gaz ionisé (Lequeux 2002). Lorsque cela se produit, le gaz du MIS devient couplé aux rayons cosmiques. Puisque ces derniers peuvent quitter le puits de potentiel gravitation-nel de la galaxie hôte, le couplage peut donc permettre à ces rayons d’entraîner avec eux une partie du gaz interstellaire et de produire un vent galactique (Völk 2007; Uhlig et al. 2012;

Booth et al. 2013;Salem & Bryan 2014). De plus, en générant des ondes magnétohydrodyna-miques, les rayons cosmiques diffusent leur énergie et la déposent dans le MIS (Dorfi 2004). SelonDorfi(2004), la contribution des rayons cosmiques à la production d’un vent galactique serait négligeable lorsque l’énergie mécanique des SNe est suffisante pour le produire. Mais d’un autre côté, lorsque l’énergie mécanique des SNe n’est pas transférée efficacement au MIS, les rayons cosmiques pourraient à eux seuls générer un vent galactique (Samui et al. 2010). Selon ces derniers auteurs, puisque les galaxies à hauts décalages vers le rouge avaient des TFS beaucoup plus importants que ceux d’aujourd’hui, il est donc possible que les rayons cos-miques aient joué un rôle significatif dans la production des vents galactiques à ces époques. De plus, selon ces mêmes auteurs, la masse éjectée par ce type de vent serait plus importante pour les galaxies de faible masse. Cette section n’a été présentée qu’à titre informatif, car le modèle développé dans le cadre du projet de doctorat ne considère pas la présence des rayons cosmiques.

1.4

Enrichissement du milieu intergalactique

L’enrichissement du MIG a presque entièrement été causé par les vents galactiques. Dans le cas du MIA, la pression de bélier et les interactions gravitationnelles entre les galaxies peuvent avoir joué un rôle significatif. Malgré les nombreux travaux disponibles de nos jours, il est encore difficile de déterminer quand et quelles galaxies ont éjecté au total le plus de métaux dans le MIG. De plus, il est encore difficile de déterminer quel mécanisme de propulsion des vents galactiques a été le plus important (Choi & Nagamine 2011). Dans un sens, ce problème est étroitement lié à la masse des galaxies, car les vents galactiques propulsés par l’énergie mécanique et les rayons cosmiques semblent être associés aux galaxies de faible masse alors que les vents propulsés par la pression radiative et les NAGs semblent dominer chez les galaxies plus massives. Ainsi, puisque la masse moyenne des galaxies évolue avec le temps, chaque mécanisme de propulsion devrait dominer à des époques différentes. Un des objectifs du projet de thèse est d’étudier la contribution des différents mécanismes de propulsion sur l’évolution de l’enrichissement chimique du MIG. Les prochaines sections présentent donc le portrait actuel des recherches sur l’enrichissement à grande échelle, pour les différentes époques de l’Univers.

1.4.1 Enrichissement primordial

Les étoiles de population III se sont formées avant l’arrivée des premières galaxies. Des simulations ont montré que les métaux produits par les premières SNe se sont dispersés très rapidement et ont enrichi les nuages prégalactiques. La métallicité à l’intérieur des premières galaxies pourrait d’ailleurs avoisiner 10−3 _Z

⊙, et ce, avant même l’arrivée du sursaut de

forma-tion d’étoiles initial (Bromm & Yoshida 2011). Les SNe issues des premières étoiles n’ont pas seulement enrichi les nuages prégalactiques, mais ont également enrichi le MIG. Les simulations hydrodynamiques deBromm et al.(2003_{) ont montré que, déjà à z ≈ 15, une grande partie de}

l’Univers pourrait avoir une métallicité minimale d’environ 10−4 _Z

⊙. Aujourd’hui, les métaux

provenant de l’enrichissement primordial sont beaucoup plus uniformes et couvrent un plus grand volume dans l’espace intergalactique que les métaux récemment éjectés (Madau et al. 2001; Scannapieco et al. 2002). En effet, plus l’enrichissement se fait tôt dans l’histoire de l’Univers, plus les métaux se feront disperser par l’expansion de l’Univers. Ce mouvement d’entraînement engendre donc un enrichissement plus uniforme, mais de faible densité.

1.4.2 _{Enrichissement entre z ∼ 10 et z ∼ 6}

Dans les premiers moments de formation des galaxies, à hauts décalages vers le rouge, la masse moyenne des galaxies était très faible comparativement à aujourd’hui. Plusieurs simulations, dont celles de Scannapieco et al. (2002), suggèrent que cette période ait été très importante en ce qui concerne la production de vents galactiques, car les puits de potentiel gravitationnel n’offraient qu’une faible résistance à l’éjection de matière. Cela concorde avec les simulations de Mac Low & Ferrara (1999) qui ont déterminé que la plus grande partie de l’enrichissement du MIG aurait été causée par les galaxies de faible masse. De plus, les simulations de Madau et al. (2001) et de Ferrara (2002) suggèrent que les métaux observés aujourd’hui ont principalement été éjectés par des galaxies de masse totale d’environ 108 _M

⊙

à z = 9. Dans le même ordre d’idées, Scannapieco (2005) et Shen et al. (2010) ont mis en évidence numériquement que les galaxies de masse inférieure à 1011_M

⊙ont été les plus efficaces

pour enrichir le MIG, car leurs vents galactiques se sont produits à des hauts décalages vers le rouge et ont donc pu couvrir un grand volume. Si l’on exclut l’enrichissement primordial, ces derniers résultats sont consistants avec les analyses des spectres de quasars de Songaila

(2001_{) qui ont suggéré que la métallicité du MIG était déjà de 3.5 × 10}−4_Z

⊙ à z ∼ 5. De plus,

Aguirre et al. (2005) ont montré à l’aide de plusieurs simulations que les vents galactiques à z < 6 ne pouvaient pas complètement expliquer les raies d’absorption du CIV observées dans le MIG et qu’un enrichissement à plus haut décalage vers le rouge était nécessaire. Cependant, il est bien de noter que toutes les simulations citées dans cette section n’ont utilisé que l’énergie mécanique pour produire leurs vents galactiques. Même si cela reste une supposition raisonnable, puisque les galaxies étaient de faible masse à hauts décalages vers le rouge, il est important d’inclure le maximum de mécanismes de propulsion dans les études