Étude des caractéristiques physiques de nuages moléculaires jeunes

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Étude des caractéristiques physiques de nuages

moléculaires jeunes

Mémoire

Félix Blais

Maîtrise en physique - avec mémoire

Maître ès sciences (M. Sc.)

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Étude des caractéristiques physiques de nuages

moléculaires jeunes

Mémoire

Félix Blais

Sous la direction de:

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Résumé

La région LOOP4, dans laquelle se trouvent les quatre nuages moléculaires d’intérêts, fait partie de la boucle céleste du nord et a été observée dans le centimétrique à l’aide des radioté-lescopes DRAO et GBT afin entre autre d’y détecter la présence d’hydrogène moléculaire. Des observations supplémentaires ont été faites depuis le radiotélescope du Onsala Space Observa-tory dans le but d’examiner le12CO(J = 1_{− 0) et le} 13CO(J = 1_{− 0) dans le milimétrique.} Cette molécule est considérée comme un traceur d’hydrogène moléculaire et elle est observable en émission sous les conditions physiques des quatre nuages. On considère que nos quatre ré-gions (LOOP4P, LOOP4N1, LOOP4N2 et LOOP4N4) sont à l’équilibre thermodynamique local, permettant de décrire la distribution de population des niveaux d’énergie avec une seule température d’excitation. On observe le 13_CO _{là où l’émission du} 12_CO _{est élevée, avec un}

rapport signal sur bruit 6−7. Deux à trois composantes en émission ont été observées, parfois sur la même ligne de visée, dans les quatre régions autant en 12_CO _qu’en 13_CO_{, indiquant}

déjà que nous faisons face à des régions dont l’âge évolutif est assez jeune. Plusieurs compo-santes en12_CO_{sur une même ligne de visée indiquerait que celui-ci pourrait être partiellement}

optiquement épais. J’ai calculé les largeurs de raie du 13_CO _{et constaté qu’elles sont}

systé-matiquement plus étroites que celles du 12_CO_{, indiquant la faible opacité ainsi que la faible}

abondance de cet isotope (τ << 1) en comparaison avec le 12_{CO. Les largeurs de raie du} 12_CO _{se situent entre 0.5kms}−1 _{et 1kms}−1 _{pour les quatre nuages, valeurs qui s’apparentent}

à celles des nuages moléculaires diffus. Par contre, les valeurs du ratio des intensités intégrées du12_CO_{et du}13_{CO, W (}12_{CO)/W (}13_CO)_{se situent entre 3 et 13 et sont davantage associées}

aux nuages translucides, avec LOOP4N2 qui semble être le plus dense et le plus avancé en évolution. Les masses des nuages ont été calculées avec un facteur permettant de convertir l’intensité intégrée du 12_CO _{en masse de H}

2, le facteur XCO= 0.5× 1020cm−2(Kkms−1)−1,

puis les températures d’excitation ont pu être obtenues à partir du12_CO_{. Les nuages}

molécu-laires observés semblent être dans une étape de transition entre les nuages molécumolécu-laires diffus et les nuages translucides, dont LOOP4P et LOOP4N4 semblent être les plus diffus tandis que LOOP4N1 et LOOP4N2 semblent être les plus denses.

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Abstract

The LOOP4 region, in which we found our four molecular clouds of interest, is part of the northern celestial loop. millimetric observations from the DRAO and GBT radiotelescope have been made in this region, looking for IR excess over that expected from an atomic medium resulting in the presence of molecular hydrogen. Additional milimeter observations were made afterward from the Onsala Space Observatory radio telescope to examine the12_{CO(J = 1}_{− 0)}

and the13_{CO(J = 1}_{− 0) transitions. This molecule is considered a tracer of molecular}

hydro-gen and has observable emission lines under the conditions of our four clouds. We considere that our four regions (LOOP4P, LOOP4N1, LOOP4N2 and LOOP4N4) are in local thermo-dynamic equilibrium, which means that only one excitation temperature is needed to describe the distributon of energy levels. We only observe13_CO_{lines where}12_CO_{lines are strong, with}

a signal over noise ratio of 6 − 7. Two to three emission lines were observed, sometimes on the same line of sight, in our four regions in both12_CO _and13_CO_{, giving us a glimpse of their}

early stage of evolution. Multiple 12_CO _{components in one line of sight would indicate that}

it is partially optically thick. 13_CO _{linewidths are sistematically narrower than that of}12_CO_,

which is in agreement with the lower13_CO _{abundance, hence opacity.} 12_CO _{linewidths range}

between 0.5kms−1 _{and 1kms}−1 _{for all clouds, values that resemble diffuse molecular clouds.}

On the other hand, the12_CO_and13_CO_{integrated intensity ratio, W (}12_{CO)/W (}13_CO)_ranges

between 3 and 13 and they are more associated with translucent clouds, with LOOP4N2 who seems to be the denser and more mature cloud. Cloud masses were computed with the factor XCO= 0.5× 1020cm−2(Kkms−1)−1 and the excitation temperatures were obtained from the 12_CO _{lines. The molecular clouds observed appear to be in a transition stage between diffuse}

molecular clouds and translucent clouds, of which LOOP4P and LOOP4N4 seems to be the most diffuse ones while LOOP4N1 and LOOP4N2 look to be the denser ones.

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Table des matières

Résumé iii

Abstract iv

Table des matières v

Liste des tableaux vi

Liste des figures vii

Remerciements xiv

Introduction xvi

1 Le milieu interstellaire de la Voie lactée 1

1.1 Mise en contexte . . . 1

1.2 L’hydrogène neutre . . . 4

1.3 L’hydrogène moléculaire . . . 9

1.4 Le monoxyde de carbone . . . 14

1.5 Formation et destruction des nuages moléculaires . . . 17

1.6 Études antérieures . . . 20

1.7 Objectifs. . . 21

2 Observations 23 2.1 Réduction des données . . . 26

2.2 Charactéristiques physiques du nuage depuis le CO . . . 30

3 Analyse et résultats 34 3.1 Région LOOP4P . . . 34 3.2 Région LOOP4N1 . . . 46 3.3 Région LOOP4N2 . . . 56 3.4 Région LOOP4N3 . . . 66 3.5 Région LOOP4N4 . . . 66 3.6 Discussion . . . 79 Conclusion 83 Bibliographie 85

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Liste des tableaux

1.1.1 Classification des types de nuages interstellaires (données tirées de Snow &

McCall (2006). . . 2

1.4.1 Transitions des molécules 12_{CO et} 13_CO _{. . . .} ₁₅

2.0.1 Paramètres principaux du télescope de 20m . . . 24

2.1.1 Dates d’observation faites au Onsala Space Observatory. . . 27

2.1.2 Exemple de tableau ASCII comportant la température d’antenne, la position du centroïde et la largeur de raie, pour chaque raie dans une section de LOOP4N4. 30 3.1.1 Position centrale et dimensions des quatre nuages étudiés . . . 34

3.1.2 Quantités physiques globales de LOOP4P en 12_CO _et13_CO _{. . . .} ₄₂

3.2.1 Quantités physiques globales de LOOP4N1 en 12_CO _et13_CO _{. . . .} ₅₂

3.3.1 Quantités physiques globales de LOOP4N2 en 12_CO _et13_CO _{. . . .} ₆₁

3.5.1 Quantités physiques globales de LOOP4N4 en 12_CO _et13_CO _{. . . .} ₇₂

3.5.2 Quantités physiques des centroïdes des quatres régions observées en 12_CO _{. . .} ₇₆

3.5.3 Quantités physiques des largeurs de raies des quatres régions observées en 12_CO ₇₆ 3.5.4 Quantités physiques des centroïdes des quatres régions observées en 13_CO _{. . .} ₇₇

3.5.5 Quantités physiques des largeurs de raies des quatres régions observées en 13_CO ₇₇ 3.5.6 Quantités physiques des opacités des quatres régions observées . . . 78

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Liste des figures

1.1.1 Classification des différents nuages selon Snow & McCall (2006) . . . 2

1.2.1 Spectres typiques en émission et en absorption de la raie à 21cm à basse latitude galactique. Tous les spectres sont dans la même direction (l, b) = (55.6o_{+ 2.3}o_), mais avec des résolutions angulaires de 360_,110 _{et 4}0_{. Les vitesses sont centrées} au référentiel du Soleil. La courbe au dessus de la figure représente la relation entre la vitesse et la distance par rapport au Soleil pour une loi de rotation

galactique (Burton & Gordon 1978) Tiré de Dickey & Lockman (1990). . . 6

1.2.2 Spectre typique en émission de la raie à 21-cm à haute latitude galactique

(b > 20). Tiré de Dickey & Lockman (1990).. . . 7

1.2.3 HI intégré en émission de notre galaxie sur une gamme de vitesse −400kms−1 _< v < 400kms−1 depuis les données du LAB Survey of Galactic HI. Tiré de

Kalberla et al. (2005) . . . 7 1.2.4 Pression thermique du modèle des deux phases selon la densité. Le segment

rouge correspond à la composante chaude thermiquement stable, le segment vert correspond à la composante froide thermiquement stable et le segment bleu représente le régime instable. Le segment pointillé aqua décrit la pression thermique selon la densité, mais pour un taux de chauffage dix fois plus élevé. Le trait pointillé décrit l’approximation de la masse par unité de surface du milieu interstellaire, le trait pointillé orange représente la pression magnétique typique près du plan galactique et l’encadré pointillé mauve définit la zone du

module d’élasticité isostatique nul. Tiré de Cox (2005).. . . 9

1.3.1 Puits de potentiel pour le site d’absorption chimique et physique avec la barrière de potentiel qui les sépare pour un atome d’hydrogène sur la surface d’un grain.

Tiré de Cazaux & Tielens (2004).. . . 13 1.3.2 Densité de colonne de l’hydrogène moléculaire dirigé vers 45 AGNs depuis les

observations de FUSE en fonction de l’intensité à 100µm pour la température corrigée (DT

100) depuis les cartes du satellite astronomique infrarouge (IRAS). La transition d’auto-protection de l’hydrogène moléculaire survient à logDT

100 ≈ 0.2_{− 0.5, là où la densité de cette molécule augmente significativement. Tiré de}

Gillmon & Shull (2006). . . 14 1.4.1 Intensité intégrée de la poussière dans la NCL avec les filtres à 12µm (jaune),

60µm(vert) et 100µm (bleu). La région encadrée nommée LOOP4 est la région d’intérêt où les observations ont été faites (Carte construite par Peter Martin,

Marc-Antoine Miville-Deschênes et Gilles Joncas.. . . 16 2.0.1 Radome entourant le télescope de 20 mètres du Onsala Space Observatory . . . 23

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2.0.2 Efficacité ηM B du faisceau principal à 3mm et 4mm avec la dépendance en

fréquence et en élévation Tiré de OSO handbook. . . 25

2.1.1 Exemple de spectre 12_CO _{avant l’ajustement polynomial via xs. Le spectre} appartient au pixel central de la carte LOOP4N1E2N8 avec l’intensité (K)

selon la vitesse (kms−1₎ _{. . . .} ₂₇ 2.1.2 Exemple de spectre 12_CO _{après la réduction via xs. Le spectre appartient au}

pixel central de la carte LOOP4N1E2N8 avec l’intensité (K) selon la vitesse

(kms−1₎ _{. . . .} ₂₈ 2.1.3 Exemple de spectre 12_CO _{après l’ajustement de gaussienne. Le spectre}

appar-tient à un pixel d’une minicarte de LOOP4N4 avec l’intensité (K) selon le canal. La raie à droite est la raie du 12_CO _{mésosphérique. Le spectre a été tronqué} pour que l’ajustement de gaussienne soit plus simple. Les canaux sont convertis

en vitesse. . . 29

3.1.1 Exemple de spectre de température d’antenne du 12_{CO pour la région LOOP4P} où trois composantes ont été détectées. Les trois courbes en rouges représentent

le résultat des ajustements de gaussienne sur ce spectre. . . 36

3.1.2 Intensité intégrée du 12_{CO pour la région LOOP4P (1106 pixels). Les} obser-vations du 13_CO _{ont été faites aux endroits intenses en émission et le tableau}

3.1.1 donne la position (0, 0) du nuage. . . 37

3.1.3 Intensité intégrée des différentes composantes de vitesse en 12_CO _{à travers}

LOOP4P. Vert : composante 1, rouge : composante 2, bleu : composante 3. . . 38

3.1.4 Vitesse moyenne pondérée sur l’intensité du12_{CO pour la région LOOP4P (1106}

pixels).. . . 39

3.1.5 Spectre de vitesse de HI pour la région LOOP4P. . . 40

3.1.6 Spectre de vitesse du 12_CO _{pour la région LOOP4P.} _{. . . .} ₄₀ 3.1.7 Vitesse des centroïdes de la transition J = 1−0 des composantes du 12_{CO pour}

la région LOOP4P (1106 pixels). . . 41

3.1.8 Largeur de raie (σ) de la transition J = 1 − 0 des composantes du 12_{CO pour}

3.1.9 Vitesse des centroïdes de la transition J = 1−0 des composantes du 13_{CO pour}

3.1.10Largeur de raie (σ) de la transition J = 1 − 0 des composantes du 13_{CO pour}

3.1.11Opacité de la transition J = 1 − 0 des composantes du 13_{CO pour la région}

LOOP4P (136 pixels). . . 45

3.2.1 Intensité intégrée du 12_{CO pour la région LOOP4N1 (461 pixels). Les} obser-vations du 13_CO _{ont été faites aux endroits intenses en émission et le tableau}

LOOP4N1. Vert : composante 1, rouge : composante 2. . . 48

3.2.3 Vitesse moyenne pondérée sur l’intensité du 12_{CO pour la région LOOP4N1}

(1106 pixels). . . 49

3.2.4 Spectre de vitesse de HI pour la région LOOP4N1. . . 50

3.2.5 Spectre de vitesse du 12_CO _{pour la région LOOP4N1.} _{. . . .} ₅₀ 3.2.6 Vitesse des centroïdes de la transition J = 1−0 des composantes du 12_{CO pour}

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la région LOOP4N1 (461 pixels). . . 52

3.2.9 Largeur de raie (σ) de la transition J = 1 − 0 de la composante du 13_{CO pour}

3.2.10Opacité de la transition J = 1 − 0 de la composante du 13_{CO pour la région}

LOOP4N1 (94 pixels). . . 55

LOOP4N2. Vert : composante 1, rouge : composante 2. . . 58

(278 pixels). . . 59

3.3.5 Spectre de vitesse du 12_CO _{pour la région LOOP4N2.} _{. . . .} ₆₀ 3.3.6 Vitesse des centroïdes de la transition J = 1−0 des composantes du 12_{CO pour}

3.3.9 Largeur de raie (σ) de la transition J = 1 − 0 de la composante du 13_{CO pour}

LOOP4N2 (24 pixels). . . 65

LOOP4N4. Vert : composante 1, rouge : composante 2, bleu : composante 3.. . 68

(678 pixels). . . 69

3.5.5 Spectre de vitesse du 12_CO _{pour la région LOOP4N4.} _{. . . .} ₇₀ 3.5.6 Vitesse des centroïdes de la transition J = 1−0 des composantes du 12_{CO pour}

3.5.7 Écart-type de la transition J = 1 − 0 des composantes du 12_{CO pour la région}

LOOP4N4 (678 pixels). . . 72

3.5.9 Écart-type de la transition J = 1 − 0 de la composante du 13_{CO pour la région}

LOOP4N4 (167 pixels). . . 74

LOOP4N (167 pixels). . . 75

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3.6.2 Température cinétique du12_CO _{pour les régions LOOP4P-N1-N2-N4. Par} sou-cis de clareté, les axes n’ont pas été identifiées. Pour l’absice, il s’agit de la température cinétique Tcin[K] et pour l’ordonnée, il s’agit du nombre

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Every being in the Universe knows right from wrong, Mark

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Remerciements

Un travail de cette envergure n’aurait jamais pu se réaliser avec seulement mon bagage per-sonnel. Plusieurs personnes sont donc à remercier.

Tout d’abord, j’aimerais remercier mon directeur de recherche, Gilles Joncas, sans qui rien de tout cela ne se serait accompli. Qui aurait cru qu’une demande de stage se serait terminée en maîtrise ! Patient à mes multiples questions (souvent les mêmes...) et toujours disponible malgré la charge de travail impressionnante que son poste lui imposait, Gilles a été une source inépuisable de connaissances dans un domaine qui m’était inconnu à l’époque. Chaque ren-contre avec lui, malgré qu’elle finissait souvent sur des discussions de toutes sortes (sports, cinéma et un brin de politique), m’apportait une grande aide dans mon cheminement, autant dans les moments plus faciles que dans les moments plus difficles. Pour votre patience, votre empathie et votre aide, je vous remercie infiniment. En espérant que nos chemins se croisent à l’occasion (probablement sur une patinoire ou dans un gymnase !).

Ensuite, je voudrais remercier Prof. Carmelle Robert et Prof. Hugo Martel pour avoir si gentillement accepté d’évaluer mon colloque et de corriger mon mémoire.

J’aimerais également prendre le temps de remercier mes collègues du groupe d’astrophysique, professeurs et étudiants en plus de ceux de ma cohorte qui ont partagé le local des étudiants gradués avec moi. Vous avez su gêrer mes questions rapides, mes inquiétudes, mes sauts d’hu-meurs, ma demande en café et mes blagues de bon goût. J’ai bien aimé les discussions parfois utiles et souvent inutiles, nous permettant de décrocher un peu, mais pas trop.

Enfin, j’aimerais remercier ma famille, mes parents Hélène et Réjean, mon frère Julien et mes soeurs Maude et Rosalie, mes amis(es) et ma conjointe Marie-Frédérique (qui va se ravir de lire le mot « conjointe »). Vous me direz que ça fait beaucoup de gens, mais toutes ces personnes ont cru en moi depuis le début de mon Baccalauréat, vous m’avez encouragé (et enduré) dans les moments où j’ai eu plus de difficulté et vous avez forgé la personne que je suis devenu aujourd’hui. Vous êtes ceux qui m’ont aidé à rendre où j’en suis et je vous en remercie.

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Introduction

L’étude du milieu interstellaire (MIS) est fondamentale à la compréhension des divers processus comme l’évolution chimique, la formation stellaire ou l’évolution des galaxies dans lesquelles il se trouve. Sa composition étant très variée (grains, gaz atomique et moléculaire, etc.), il va s’en dire que sa structure est d’autant plus complexe.

Lorsqu’on observe dans le milieu interstellaire, on y trouve des sous parties ; les nuages molé-culaires. Normalement via des observations millimétriques, ces régions peuvent être détectées depuis la présence d’excès infrarouge dans les nuages atomiques diffus. Cet excès est déter-miné à l’aide de la corrélation entre l’intensité infrarouge à 100µm et la densité de colonne totale d’hydrogène. L’intérêt de cette corrélation sur les nuages atomiques diffus est expliqué par le fait qu’un excès infrarouge indiquerait la présence de la première molécule formée dans l’Univers, le H2.

Étant une molécule homonucléaire, celle-ci est impossible à observer en émission dans les nuages moléculaires (entre autre parce que les températures environnantes sont généralement trop basses). On choisit donc de faire l’observation d’autres molécules agissant comme des tra-ceurs d’hydrogène moléculaire. Ces molécules sont formées après le H2 et nous informent

indi-rectement sur la molécule d’hydrogène. La molécule observée dans ce travail est le monoxyde de carbone (CO). Étant une molécule hétéronucléaire, elle possède un moment dipolaire per-manent et une température d’excitation basse permettant son observation en émission dans les nuages moléculaires. C’est également la deuxième molécule la plus abondante de l’Univers. Ce mémoire synthétise les recherches faites sur quatre nuages moléculaires de la North Ce-lestial Loop à haute latitude galactique. Ces nuages ont précédement été observés par Gilles Joncas au radiotélescope du DRAO et au radiotélescope du GBT. De l’excès infrarouge a été détecté dans ces régions, indiquant la présence de molécules d’hydrogène (Fortier, Msc). Suite à ces constatations, les quatre mêmes nuages ont été à nouveau observés pas Gilles Joncas au radiotélescope du Onsala Space Observatory afin d’y étudier les raies d’émission des isotopes du CO. Cette étude utilise les raies d’émission du 12_CO _{et du} 13_CO _{pour faire ressortir}

cer-taines caractéristiques physiques la masse et la répartition du gaz, la température d’excitation, la température cinétique, l’opacité et certains ratios isotopiques.

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Chapitre 1

Le milieu interstellaire de la Voie

lactée

1.1 Mise en contexte

1.1.1 Notions générales

Le milieu interstellaire (MIS) est une composante primordiale dans les galaxies. Non seule-ment il est responsable de la formation des étoiles, source dominante d’énergie, mais son étude permet aussi de comprendre son évolution et ultimement celle de la galaxie dans laquelle il se trouve. Notre galaxie, la Voie lactée, a une masse totale ∼ 1011

M dont ∼ 5 × 1010

M provient des étoiles, ∼ 5 × 1010

M de la matière sombre et ∼ 7 × 109M du gaz interstel-laire, principalement d’hydrogène et d’hélium. L’hydrogène contenu dans le gaz interstellaire est composé de 60% d’hydrogène neutre (HI), 20% d’hydrogène ionisé (HII) et 20% d’hydro-gène moléculaire (ceH2) (Draine, 2010). Les premières molécules découvertes dans le milieu interstellaire remontent aux années 1930. D’intenses raies d’absorption vues dans le spectre de plusieurs étoiles distantes ont été reconnues comme étant causées par les molécules diato-miques CN, CH et CH+_{, depuis le Mount Wilson Observatory et le Dominion Astrophysical}

Observatory (Feldman, 2001). Cette découverte fut toute une surprise, car on ne s’attendait pas à ce que le milieu interstellaire soit aussi riche chimiquement puisque sa densité est plus faible que celle du vide créée dans les meilleurs laboratoires de l’époque.

Le milieu interstellaire est excessivement complexe dans sa structure. Dans certains cas, une ligne de visée peut nous informer sur un amas de nuages spatiallement distincts alors que dans d’autres cas, il peut s’agir d’une seule et même structure en forme d’oignon avec un nuage à grande densité au centre, entouré d’autres structures plus diffuses vers la surface. Puisque les caractéristiques globales à grande échelle des nuages semblent plus complexes et moins bien définies, Snow & McCall(2006) ont proposé une classification des nuages (diffus, translucides et moléculaires) basée sur l’extinction visuelle AV en décrivant les conditions locales dans une

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Diffus atomique Diffus moléculaire Translucide Dense moléculaire Caractéristique f_Hn₂ < 0.1 f_Hn₂ < 0.1f_Cn+ > 0.5 f_Cn+ < 0.5f_COn < 0.9 f_COn > 0.9

AV (min.) 0 ∼ 0.2 ∼ 1 − 2 ∼ 5 − 10

nH(cm−3 10− 100 100− 500 500− 5000? > 104

T(K) 30_{− 100} 30_{− 100} 15_{− 50?} 10_{− 50}

Techniques UV/Vis UV/Vis IR abs Vis(UV ?) IR abs IR abs

observationnelles HI 21-cm mm abs mm abs/ém mm ém

Tableau 1.1.1 – Classification des types de nuages interstellaires (données tirées de Snow & McCall (2006)

partie du nuage plutôt que dans un point de vue plus global avec une plus grande structure. Le tableau 1.1.1 tiré de Snow & McCall (2006) fait la distinction de chaque type de nuage dans le milieu interstellaire. Ce qui est important à noter dans ce tableau, ce sont les longueurs d’onde auxquelles on les observe (dans notre cas c’est dans le millimétrique), puis l’extinction visuelle. De plus, plus l’extinction est grande, plus cela veut dire que le nuage est dense. Les paramètres décrivent chaque type de nuage. fn _{est défini comme étant la fraction locale en}

terme de densité numérique n(X) d’une espèce X. Par exemple, fn

H2 = 2n(H2 nH , f n CO= 2n(CO) nC

et ainsi de suite. AV est défini comme étant l’extinction visuelle et T (K) la température en

Kelvin. La figure1.1.1, venant des mêmes auteurs, propose une classification des nuages basée sur un modèle chimique de photodissociation de Neufeld et al. (2005).

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1.1.2 Nuages diffus atomiques

Dans les nuages diffus atomiques, il y a exposition complète aux radiations et presque toutes les molécules sont détruites par photodissociation. L’hydrogène est majoritairement sous forme atomique et toutes les autres molécules possèdant un potentiel d’ionisation inférieur à celui de l’hydrogène sont complètement ionisées, donnant ainsi une région qui est composée ma-joritairement d’hydrogène atomique baignant dans un bassin d’électrons. Les molécules sont donc très peu abondantes, rendant ainsi les phénomènes chimiques dans ce milieu très rares. Des quatre types de nuages classés par Snow & McCall (2006), les nuages diffus atomiques sont les moins denses et les plus chauds. Leur densité se situe entre ∼ 10 − 100/cm−3 _{et sa}

température ∼ 30 − 100K. Une caractéristique importante de ce type de nuage est sa faible fraction moléculaire fn

H2 < 0.1.

1.1.3 Nuages diffus moléculaires

Les nuages diffus moléculaires sont semblables aux nuages diffus atomiques, à l’exception qu’il y a une légère atténuation des radiations interstellaires causée nécessairement par un nuage diffus atomique englobant le nuage diffus moléculaire faisant un effet bouclier (Snow & McCall,

2006) ; (Draine,2010), rendant ainsi possible une présence non négligeable d’hydrogène molé-culaire H2. Par contre, l’atténuation du milieu atomique diffus est insuffisante pour empêcher

la photoionisation du carbone et la photodissociation des molécules carboniques, c’est pourquoi la fraction moléculaire de carbone ionisé fn

C+ est dominante. Puisqu’il y a présence d’hydrogène

moléculaire assez abondante dans ces nuages, il est possible d’observer d’autres molécules via leurs raies d’absorption dans l’UV et le visible (e.g. CO, CH, CN, C2, C3), dans l’infrarouge

(e.g. CO et H+

3 ) et dans le millimétrique (e.g. CO, HCO+, OHet C2H). Ces nuages possèdent

une densité se situant entre 100 − 500cm−3 _{et des températures entre 30 − 100K (}_{Snow &}

McCall,2006). Le tableau1.1.1montre les résultats présentés par (Snow & McCall,2006) avec un modèle de région de photodissociation. Étant donné la complexité du milieu interstellaire, leur classification des différents types de nuage a pour but de refléter les conditions locales dans une parcelle de gaz, plutôt que les propriétés globales dans une structure plus large.

1.1.4 Nuages translucides

Ce type de nuages est caractérisé par une protection suffisamment grande des radiations in-terstellaires pour que le carbone présent passe de la forme ionisée à atomique, voir même moléculaire (C et CO). Étudié par van Dishoeck & Black (1989), ils définirent ce type de nuage comme « translucide » pouvant se trouver à la limite extérieure des nuages moléculaires denses ou pouvant être un nuage isolé. Les premières conclusions sur ce type de nuages étaient qu’il s’agissait de structures nuageuses isolées. La chimie qui intervient dans ces milieux est d’autant plus intéressante puisque la quantité d’électrons a diminuée grandement, alors que l’abondance de l’atome réactif de carbone a augmentée. De cette façon, les molécules

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pré-sentes dans ce genre de milieu sont encore plus complexes que dans les nuages diffus. Des mesures sur la densité de colonne de plusieurs molécules ont été faites par Gredel(1994) (e.g. H2, CO, C18O, CS, HCN, C3H2) etvan Dishoeck & Black(1988) (C2, CHet CN). Les nuages

translucides, lorsqu’ils sont stables, doivent être entourés par du matériel diffus moléculaire, sinon il n’y aurait pas cette protection du rayonnement interstellaire. Lorsqu’une région est observée et que l’on note une extinction visuelle AV > 1, c’est certainement dû au fait que

cette région est en fait un nuage translucide. Plusieurs travaux ont été fait sur ce type de nuage et ils ont mené à la découverte de deux nuages translucides HD 169454, (Jannuzi et al.,

1988) ; et HD 210121, (Gredel et al.,1992).

1.1.5 Nuages moléculaires denses

Ce type de nuage est en quelque sorte la dernière étape évolutive d’un nuage avant de pouvoir former des étoiles. L’extinction AV a encore augmentée de façon significative en comparaison

avec les trois autres types de nuages. Les nuages moléculaires denses sont particulièrement caractérisés par la presque totalité du carbone sous la forme moléculaire (fn

CO ∼ 1). De

plus, la densité d’électrons a grandement diminué et le carbone, normalement très réactif, est transformé en monoxyde de carbone très stable (CO). Comme l’explique le tableau 1.1.1, les nuages moléculaires denses possèdent l’extinction la plus élevée des quatre types, AV > 5−10.

Ils ont aussi la densité d’hydrogène la plus élevée nH > 104 et la température cinétique la

plus basse T ∼ 10 − 50K. La majorité des 130 molécules connues jusqu’à aujourd’hui ont été découvertes depuis les observations des transitions de rotation dans ce type de nuage via les observations millimétriques (Snow & McCall,2006). La première molécule ayant été observée dans ce type de nuage est l’hydroxyde (OH) par Weinreb et al. (1963), puis s’en est suivi des autres comme le monoxyde de carbone, le monohydrure d’azote, l’eau et le formaldéhyde (CO, NH, H2O et CH2O respectivement) (Rank et al.,1971).

1.2 L’hydrogène neutre

Notre galaxie, la Voie lactée, contient du gaz dont 60% est situé dans des structures HI et est présent sous forme atomique (le 40% restant est sous forme d’hydrogène ionisé (23%)et de molécules (17%)) (Draine 2010). Étant donné que la masse totale de gaz interstellaire dans notre galaxie est ∼ 7 × 109

M (section 1.1.1), l’hydrogène atomique constitue donc un grand contributeur de matière visible (avec les étoiles, la poussière et les autres molécules). Ils représentent la première étape évolutive du milieu interstellaire vers la création d’un nuage moléculaire, puis ensuite de régions de formation d’étoiles.

1.2.1 Détection

L’hydrogène neutre a été observé pour la premiere fois dans les années 1950 d’abord par deux groupesMULLER & OORT(1951) etEWEN & PURCELL(1951). L’hydrogène neutre

(22)

est observable grâce à la raie à 21 cm. L’émission de cette raie bien précise est causée par un phénomène quantique qu’est la structure hyperfine de l’atome d’hydrogène. La structure hyperfine de l’hydrogène explique que le niveau d’énergie fondamentale (1s1/2) de cet atome

se subdivise en deux niveaux hyperfins (F = 1 et F = 0). Initialement, le spin du proton et de l’électron de l’atome d’hydrogène sont parallèles (F = 1), puis ils deviennent anti-parallèles (F = 0, le véritable niveau fondamentale). Le spin de l’électron change de sens par rapport au proton et ce phénomène entraîe l’émission d’un photon ayant une fréquence de 1.42 GHz (λ = 1

ν× c ≈ 21.106 cm. Avec la relation de Planck-Einstein, on peut trouver l’énergie dégagée

par cette transition

E = hν = 5.874µeV. (1.1)

Cette transition est fortement interdite et sa probabilité d’émission spontanée est de Aul =

2.87_{× 10}−15s−1 et a donc une durée de vie radiative de 1/Aul = 1.1× 107 ans (Lequeux 2002).

Par contre, puisque l’hydrogène atomique est en énorme quantité dans le milieu interstellaire, on peut facilement l’observer malgré la très faible probabilité d’émission spontanée, rendant la raie à 21 cm la raie spectrale la plus forte en radio astronomie.

1.2.2 Observations

Depuis les premières observations par EWEN & PURCELL (1951) à l’aide d’un radiomètre, l’hydrogène neutre a suscité un énorme intérêt chez les astrophysiciens. Environ 90% de la masse d’hydrogène atomique se trouve dans un mince disque englobant notre galaxie. Le Soleil se trouve à l’intérieur de ce disque d’une façon où peu importe l’orientation de la ligne de visée, l’observation d’hydrogène neutre sera possible (Kalberla & Kerp,2009). Une information qui nous est presque immédiatement donnée lorsqu’on observe cet atome est la densité de colonne. En supposant que nous sommes dans un régime optiquement mince (où l’opacité τ(ν) 1), la densité de colonne N(HI) est proportionnelle à la surface du profil de la raie HI (Heiles & Troland,2003). Elle est calculée avec l’équation suivante, tirée de Dickey & Lockman(1990) où Tb est la température de brillance, c’est-à-dire la température qu’un corps noir en équilibre

thermique avec son environnement devrait avoir pour équivaloir l’intensité d’un corps gris à une fréquence donnée.

NH(τ 1) = 1.823 × 1018

Z

Tbdv cm−2. (1.2)

Une opacité faible est donc indispensable dans le milieu pour obtenir la valeur de densité de colonne avec la plus grande précision. On estime que jusqu’à 20 − 30% de la masse de

(23)

HI est manquante (non détecté) suite aux études faites dans le milieu interstellaire à basse latitude galactique (|b| ≤ 10o_{), car l’opacité est plus élevée dans le plan de notre galaxie}

Dickey & Lockman (1990). Les figures (1.2.1 et (1.2.2 représentent des profils de raies HI typiques. On voit qu’il y a plusieurs composantes dans les spectres HI autant en haute latitude galactique qu’en basse latitude galactique. En fait, l’éventail de vitesse des nuages d’hydrogène atomique en haute latitude galactique est très grand. Ils peuvent avoir des vitesses de l’ordre de 0_−40kms−1qu’on nomme vitesses locales, d’autres ont entre 40−90kms−1dites intermédiaires et puis finalement, il y a des nuages allant jusqu’à 400kms−1 _{appellés high velocity clouds}

(HVC), nuages à hautes vitesses. La figure (1.2.3 présente une carte galactique de l’intensité intégrée de l’émission de l’hydrogène atomique. Dans la construction de cette carte, Kalberla et al. ont supposé que l’opacité dans la ligne de visée était optiquement mince. Par contre, cette supposition s’avère fausse à basse latitude galactique (|b| < 10o_{) (}_{Kalberla et al.}_,₂₀₀₅₎

Figure 1.2.1 – Spectres typiques en émission et en absorption de la raie à 21cm à basse latitude galactique. Tous les spectres sont dans la même direction (l, b) = (55.6o_{+ 2.3}o_{), mais}

avec des résolutions angulaires de 360_,110 _{et 4}0_{. Les vitesses sont centrées au référentiel du}

Soleil. La courbe au dessus de la figure représente la relation entre la vitesse et la distance par rapport au Soleil pour une loi de rotation galactique (Burton & Gordon 1978) Tiré de Dickey & Lockman (1990).

(24)

Figure 1.2.2 – Spectre typique en émission de la raie à 21-cm à haute latitude galactique (b > 20). Tiré de Dickey & Lockman (1990).

Figure 1.2.3 – HI intégré en émission de notre galaxie sur une gamme de vitesse−400kms−1 < v < 400kms−1depuis les données du LAB Survey of Galactic HI. Tiré deKalberla et al.(2005) Le gaz HI possède une structure à deux phases. La première est le « Cold Neutral Me-dium» (CNM). Cette phase est caractérisée par une structure plus nuageuse, une température T ≤ 300K et un temps de refroidissement ∼ 1.4 × 105 _{ans. La seconde, le « Warm Neutral}

Medium (WNM) est plus diffus, a une température nettement plus élevée T ≥ 5000K et son temp de refroidissement est deux ordres de grandeur plus long ∼ 5 × 107 _{ans. Les deux}

phases sont dites en équilibre thermique lorsque leur température se situe dans les valeurs énoncées ci-haut. Entre ces valeurs, le milieu est instable thermiquement. Le but premier de ce concept bi-phasique est de distinguer le CNM du WNM en supposant une densité, en cal-culant l’ionisation et la densité d’électrons à cette densité et ainsi de trouver l’équilibre entre

(25)

le réchauffement photoélectrique et le refroidissement radiatif (Cox,2005). Une fois l’équilibre trouvé (T (n)), il est possible de calculer une fonction de pression thermique pT h(n). Cette

fonction de pression thermique n’est pas unique. Elle varie d’un environnement à un autre où le taux de réchauffement ou de refroidissement change. La figure 1.2.4 met en relation la pression thermique et la densité d’un exemple représentatif du voisinage solaire par Wolfire et al. (2003) avec des ajouts supplémentaires à titre informatif parCox(2005). Grâce à cette relation, il est possible de différencier la composante chaude, la composante froide et la phase de « segrégation » qui est la région entre les deux (phase avec un régime thermique instable). La densité du plan médian de notre galaxie dans le voisinage solaire est légèrement supérieure à 1cm−3_{. On se retrouve donc dans le régime instable et donc cela assure que les deux}

com-posantes sont peuplées (gaz atomique chaud environnant et les structures atomiques froides). La particularité du régime instable est qu’il a un module d’élasticité isostatique nul, dans le sens où la pression thermique varie très peu dans une gamme de densité allant de 0.2cm−3 _à

(26)

Figure 1.2.4 – Pression thermique du modèle des deux phases selon la densité. Le segment rouge correspond à la composante chaude thermiquement stable, le segment vert correspond à la composante froide thermiquement stable et le segment bleu représente le régime instable. Le segment pointillé aqua décrit la pression thermique selon la densité, mais pour un taux de chauffage dix fois plus élevé. Le trait pointillé décrit l’approximation de la masse par unité de surface du milieu interstellaire, le trait pointillé orange représente la pression magnétique ty-pique près du plan galactique et l’encadré pointillé mauve définit la zone du module d’élasticité isostatique nul. Tiré de Cox (2005).

1.3 L’hydrogène moléculaire

1.3.1 Détection

L’hydrogène moléculaire H2 est la molécule la plus abondante dans tout le milieu interstellaire

et elle joue un rôle crucial dans la chimie moléculaire. Les scientifiques savaient que cette molécule serait abondante dans les nuages diffus (Eddington,1937) ;Strömgren(1939), et ce même si elle n’avait pas encore été observée au moment où on détectait pour la première fois des molécules comme le CH, le CH+ _{et le CN. Paradoxalement, malgré son importance et}

son abondance, l’hydrogène moléculaire est la molécule la plus difficile à observer directement. La raison est que l’hydrogène moléculaire est une molécule simple homonucléaire, c’est-à-dire qu’elle est constituée de deux atomes identiques d’hydrogène. De cette façon, le centre de masse et le centre de charge électrique coïncident et la molécule ne possède aucun dipôle

(27)

permanent. Aucune transition rotationnelle dipolaire n’est donc possible. Elle peut toutefois être observée en absorption ou via une émission de ses raies vibrationnelles sous certaines conditions « extrêmes ».

Spitzer & Zabriskie(1959) ont montré que la seule manière de détecter l’hydrogène moléculaire dans le milieu interstellaire diffus était dans l’UV lointain par les transitions électroniques des bandes Lyman et Werner (λ < 1115Å). Par contre, les outils de l’époque ne nous permettaient pas de les détecter. La première observation positive de cette molécule a été faite parCarruthers

(1970) à partir d’une fusée dans laquelle se trouvait un spectrographe et un photomètre. Carruthers a detecté une forte absorption par l’hydrogène moléculaire dans la ligne de visée en direction de ξ Persei. L’observation de l’hydrogène moléculaire serait possible lorsqu’on observe des raies d’absorption de régions superposant des sources lumineuses extragalactiques ou des étoiles. Un télescope de plus grande envergure, FUSE (Far Ultraviolet Spectroscopic Explorer a été lancé en 1999 et a terminé son parcours en 2007. Il s’agit d’un télescope spatial opérant dans l’UV lointain (905 − 1195Å) avec un spectromètre offrant une grande résolution R _{∼ 15000 (}Martin-Zaïdi et al.,2005) en comparaison avec Copernicus, son prédécesseur qui avait une résolution R ∼ 5000 (Rogerson et al.,1973).

Il est également possible d’observer l’hydrogène moléculaire en émission dans l’infrarouge (IR) grâce aux transitions vibrationnelles et rotationnelles de son quadrupole (Treffers et al.,

1976) ;Gautier et al.(1976). Par contre, la température d’un nuage moléculaire est trop basse (∼ 10−100K) pour exciter au premier niveau rotationnel la molécule d’hydrogène. Il est donc impossible d’observer les transitions de la molécule depuis l’excitation faite par la température typique d’un nuage moléculaire, car elle est trop froide. La température pour permettre cette transition à ∼ 0.5eV au-dessus du niveau fondamental doit être au dessus de ∼ 1000K. Par contre, la molécule peut être excitée dans un état vibrationel ou rotationel par la radiation U V d’étoiles chaudes avoisinantes. Les deux premières découvertes de l’émission infrarouge de l’hydrogène moléculaire ont été faites par Gautier et al. (1976) et Treffers et al. (1976), qui ont observés cette molécule excitée dans la nébuleuse d’Orion et dans la nébuleuse planétaire NGC 7027.

1.3.2 Formation

Dans un état stationnaire, la formation d’hydrogène moléculaire dans un nuage diffus se fera via l’équilibre entre le taux de production d’H2 et le taux de photodissociation du H2 selon

Page et al. (2009),

β0ηH2 = RηtηH; (1.3)

où β0 est le coefficient de photodissociation de la molécule H2 dans un champ UV standard,

(28)

d’hydrogène, ηH est la densité d’hydrogène atomique H et ηH2 est la densité de l’hydrogène

moléculaire H2.

1.3.3 Modèles de formation

Modèles inefficaces

Deux mécanismes de base sont connus pour former de l’hydrogène moléculaire en phase ga-zeuse. Le premier est par collision de deux atomes d’hydrogène (attachement radiatif direct). Deux atomes d’hydrogène forment une molécule d’hydrogène et émettent en rayonnement de photons l’énergie de 4.5eV qui liait ses deux atomes selon la réaction suivante

H0+ H0_{→ H}2+ γ (1.4)

Suite à cette réaction, l’énergie de liaison est transformée en énergie thermique et vient exci-ter les niveaux ro-vibrationnels du niveau fondamental de la nouvelle molécule d’hydrogène. Malheureusement, les transitions sont fortement interdites et la molécule finit par se dissocier avant de relaxer. D’ailleurs, l’attachement radiatif direct a un taux de formation beaucoup trop lent et inefficace pour expliquer l’abondance d’hydrogène moléculaire dans le MIS. Le second mécanisme de base en phase gazeuse qui a été proposé en premier par Yoneyama

(1972) impliquant l’effondrement d’un nuage pendant l’Univers jeune est le détachement as-sociatif

H0+ e−→ H−+ hν H−+ H0 _{→ H}2+ e−

(1.5)

Malgré l’efficacité de production de la molécule d’hydrogène par ces réactions, la productions du H− _{est très lente ((}_{Gould & Salpeter}_,₁₉₆₃_{)), rendant ainsi ce processus peu efficace. Un}

autre processus sera proposé pour expliquer la formation d’hydrogène moléculaire

Modèle de grains

Le processus de formation d’hydrogène moléculaire dominant dans les galaxies est via la cata-lyse par des grains de poussière. Ce processus a été proposé et étudié dans les années 1960 par

Gould & Salpeter (1963) pour ensuite devenir un sujet d’intérêt dans le MIS (Draine,2010). Ce procédé se divise en deux principaux mécanismes : le mécanisme Langmuir-Hinshelwood et le mécanisme Eley-Rideal.

Dans le mécanisme de Langmuir-Hinshelwood, un atome d’hydrogène en phase gazeuse vient se déposer sur la surface froide d’un grain (adsorption) et se lie à celui-ci via les forces faibles nommées « physisorption » (absorption physique) ou par des forces plus fortes, la « chemi-sorption » (abchemi-sorption chimique). La liaison par abchemi-sorption physique est causée par les forces

(29)

de Van der Waals qui agissent sur de grandes distances (Cazaux & Tielens, 2004). La force responsable de la liaison chimique vient du chevauchement entre les fonctions d’onde de l’hy-drogène et du grain et cette force agit sur une distance beaucoup plus petite. La liaison de l’hydrogène aux grains se produit dans les puits de potentiel des types de liaison avec une bar-rière de potentiel qui sépare ces deux liaisons. La figure 1.3.1tiré deCazaux & Tielens(2004) représente graphiquement les deux types de liaisons qu’un atome d’hydrogène peut avoir avec la surface des grains. L’atome d’hydrogène, pour les deux cas d’absorption, est faiblement lié par la surface du grain et est en mesure de diffuser sur celui-ci par saut thermique par dessus la barrière de potentiel ou par effet tunnel. La molécule d’hydrogène va se former lorsque deux atomes vont se rejoindre sur le même site, puis l’énergie de liaison sera absorbée par le grain. Il est aussi possible qu’il y ait désorption de l’atome de la surface du grain par évaporation thermique. Pour cette raison, la formation d’hydrogène moléculaire ne peut se produire effica-cement que dans un interval de température bien précis. La limite inférieure de température est déterminée lorsque le mouvement des atomes d’hydrogène est trop faible pour pouvoir se déplacer par diffusion. Cette limite est définie par l’abondance de formation par effet tunnel et par saut thermique. Si l’effet tunnel est efficace, la limite inférieure de température sera beaucoup plus faible et elle sera définie par l’inhabilité de l’hydrogène moléculaire à quitter la surface du grain. Si ce sont les sauts thermiques, la limite inférieure sera plus élevée, car il faut une énergie thermique suffisante pour faire le saut. Quant à la limite supérieure, elle est déterminée lorsque le taux de désorption est supérieur au taux de diffusion (l’atome d’hy-drogène ne resterait pas assez longtemps sur la surface du grain pour pouvoir réagir avec un autre atome). On évalue cette limite à T & 20K (Chang et al.,2005).

Si la température est trop basse pour qu’il y ait de la diffusion, c’est le mécanisme de Eley-Rideal qui entre possiblement en jeu. Dans ce mécanisme, on a un bombardement d’atome d’hydrogène en phase gazeuse sur la surface d’un grain sur lequel un autre atome d’hydrogène est lié. La distribution de température pour laquelle le mécanisme de formation d’hydrogène moléculaire est efficace n’a pas été étudié théoriquement (Chang et al.,2005).

Même si ces deux mécanismes semblent à première vue satisfaisants, si on se reporte au tableau

1.1.1, les températures typiques des nuages atomiques et moléculaires diffus se situent bien au-delà de la température produisant le mécanisme de Eley-Rideal et de la limite supérieure du mécanisme Langmuir-Hinshelwood. À des températures supérieures à 20K, aucun des deux mécanismes n’est efficace.

Un mécanisme utilisant des hydrocarbures aromatiques polycycliques (HAP) permet de pro-duire des molécules d’hydrogène à des températures supérieures à la limite de température par la catalyse des grains T & 20K. Étudiées pour leurs propriétés chimiques par Snow et al. (1998), ils ont vite remarqué que les HAP sont très réactifs dans le milieu interstellaire. Quelques modèles proposent que l’hydrogène moléculaire en phase gazeuse est créé via la cata-lyse des HAP en deux étapes. Premièrement, il y a formation d’hydrogène moléculaire, puis il

(30)

y a regénération du HAP. Les hydrocarbures aromatiques polycycliques sont très intéressants, car ils viennent pallier à l’inefficacité des modèles précédants de par leur taille moléculaire sur laquelle l’association radiative dépend fortement (Herbst & Dunbar, 1991). La première réaction vient de Pauzat & Ellinger (2001) et elle se décrit en deux étapes :

HAP++ H _{→ HAP}_+H+ HAP_+H+ + H _{→ HAP}++ H2

(1.6)

La seconde réaction semblable vient deBauschlicher Jr(1998) et elle se décrit en deux étapes également :

HAP_−H+ + H → HAP+

HAP++ H _{→ HAP}_−H+ + H2

(1.7)

Ces deux mécanismes décrivent bien la formation d’hydrogène moléculaire dans le MIS pour des températures plus élevées, allant jusqu’à T ∼ 100K (Le Page et al.,2009).

Figure 1.3.1 – Puits de potentiel pour le site d’absorption chimique et physique avec la barrière de potentiel qui les sépare pour un atome d’hydrogène sur la surface d’un grain. Tiré de Cazaux & Tielens(2004).

1.3.4 Modèles de destruction

La photodissociation par le rayonnement UV est le processus dominant de destruction de l’hydrogène moléculaire dans notre galaxie. La réaction de photodissociation se fait de la façon suivante :

(31)

H2+ hν → H + H + KE (1.8)

où KE désigne l’énergie cinétique (kinetic energy. L’hydrogène moléculaire est exposé au rayonnement UV, puis absorbe un photon d’énergie hv, excitant la molécule d’hydrogène initialement au niveau électronique fondamental jusqu’au premier voir même deuxième niveau électronique excité.

Par contre, il peut arriver dans certains cas que le taux de photodissociation soit grandement diminué. Ce phénomène survient lorsque l’hydrogène moléculaire « s’auto-protège » des rayons UV. Dans le vocabulaire scientifique, ce phénomène s’appelle self-shielding. Dans une situa-tion comme celle-ci, la densité de H2 doit être suffisament grande pour que les molécules en

périphérie du nuage moléculaire protègent celles se trouvant vers l’intérieur. Les transitions électroniques deviennent optiquement épaisses, diminuant ainsi d’un facteur d’auto-protection les transitions de l’hydyogène moléculaire dans le régime optiquement mince (τ 1). La figure

1.3.2 tirée de Gillmon & Shull(2006) montre bien l’augmentation de la densité de colonne de l’hydrogène moléculaire causée par son auto-protection.

Figure 1.3.2 – Densité de colonne de l’hydrogène moléculaire dirigé vers 45 AGNs depuis les observations de FUSE en fonction de l’intensité à 100µm pour la température corrigée (DT

100)

depuis les cartes du satellite astronomique infrarouge (IRAS). La transition d’auto-protection de l’hydrogène moléculaire survient à logDT

100 ≈ 0.2 − 0.5, là où la densité de cette molécule

augmente significativement. Tiré de Gillmon & Shull (2006).

1.4 Le monoxyde de carbone

Les observations de l’hydrogène moléculaire sont donc difficiles. Par contre, le MIS contient des éléments plus lourds qui sont observables. Les plus abondants sont l’oxygène (O) et le carbone (C) qui ensemble forment le monoxyde de carbone (CO) dans des conditions telles qu’observées dans les nuages moléculaires. Contrairement à l’H2, le CO possède un faible moment dipolaire

(32)

permanent (µ ≈ 0.11D) puisqu’il est formé de deux molécules d’électronégativité différente. De plus, l’énergie d’excitation du niveau fondamental de rotation est basse (hν/k ≈ 5.53K). De cette façon, le CO est facilement excité même dans des nuages moléculaires froids, nous permettant de calculer indirectement la quantité d’hydrogène moléculaire dans les nuages. Cette molécule possède le titre du meilleur traceur de l’hydrogène moléculaire (Snow & Mc-Call, 2006)), entre autre parce qu’elle est la plus abondante après l’hydrogène moléculaire et parce qu’à l’équilibre thermodynamique local, les conditions physiques du CO sont égales aux conditions physiques de l’hydrogène moléculaire.

1.4.1 Détection

La première détection du CO a été faite parSmith & Stecher(1971) en direction de ζ Ophiuchi, un nuage moléculaire diffus, avec une fusée opérant dans l’UV . Plusieurs autres observations s’en sont suivies avec entre autre Copernicus.Toute fois, on observe principalement le monoxyde de carbone via ses raies d’émission dans le millimétrique :

Tableau 1.4.1 – Transitions des molécules 12_{CO et} 13_CO

Fréquence (GHz) Molécule J=1-0 J=2-1

12_CO _115.27 _230.54 13_CO _110.20 _220.40

Dans le tableau1.4.1ci-dessus se trouvent les transitions impliquant les trois plus bas niveaux d’énergie des molécules 12_{CO et} 13_{CO. La figure} _1.4.1_{montre la carte de poussière faites avec}

IRAS sur la North Celestial Loop (NCL). Les filtres à 12µm, 60µm et 100µm permettent, après avoir combiné leur intensité intégrée, d’observer un changement de ratio des couleurs, impliquant des poussières avec des stades évolutifs différents.

1.4.2 Formation

On sait déjà que la formation de la molécule H2 se produit avant le monoxyde de carbone et

avec les grains de poussières dans le milieu interstellaire. Pour les autres molécules, la théorie des grains est très incertaine (Snow & McCall,2006). Elles sont principalement formées à partir de réactions gazeuses entre ions et molécules d’hydrogène. Dans les nuages moléculaires diffus (T < 100K), un des ions les plus abondants après l’hydrogène est le carbone (C+_{), sous sa}

phase gazeuse. Déjà dans ce type de nuage moléculaire, l’hydrogène est majoritairement sous la forme H2. La première réaction à produire des molécules carboniques, faite par association

radiative, est celle-ci :

(33)

Figure 1.4.1 – Intensité intégrée de la poussière dans la NCL avec les filtres à 12µm (jaune), 60µm (vert) et 100µm (bleu). La région encadrée nommée LOOP4 est la région d’intérêt où les observations ont été faites (Carte construite par Peter Martin, Marc-Antoine Miville-Deschênes et Gilles Joncas.

Cette réaction enclenche le processus de formation des molécules carboniques (CH, CH2, CH3).

Une fois que le CH+

2 est formé, il va rapidement réagir avec un électron pour former trois

produits différents avec leur probabilité de formation respective :

CH₂++ e− →          CH + H, (25%) C + H2, (12%) C + H + H, (63%)          (1.10)

Des trois produits finaux, c’est celui formant la molécule CH et l’atome d’hydrogène (à 25% de formation) qui produira la molécule de monoxyde de carbone :

CH + O_{→ CO + H} (1.11)

Évidemment, quelque soit la molécule formée, plusieurs de ses isotopologues seront détec-tés dans le MIS. Leur rapport d’abondance varie. Pour ce qui est de notre galaxie, on

(34)

ob-serve un gradiant d’abondance isotopique allant de 12_CO/13_CO _{≈ 30 dans la partie interne}

à 5kpc jusqu’à 12_CO/13_CO _{≈ 70 à 12kpc avec une valeur centrale de} 12_CO/13_CO _{≈ 24}

(Langer & Penzias, 1990). Dans le voisinage solaire, le ratio d’abondance de 12_CO _{sur le} 13_CO _{est environ 57. Cette valeur provient de l’observation des raies d’absorption du CH}+_.

Avec le rapport des intensités intégrées du 12_CO _{et du} 13_CO_{, il est possible de}

détermi-ner quel type de nuage on observe. En général, le rapport R Tmb(12CO)dv/R Tmb(13CO)dv

est inférieur au rapport isotopique, puisque le 12_CO _{est généralement optiquement épais.}

Pour des ratios R Tmb(12CO)dv/R Tmb(13CO)dv > 10, on considère que le milieu est

dif-fus (Barriault et al., 2011), Kopp et al. (1996). On trouve des valeurs plus basses du ratio R Tmb(12CO)dv/R Tmb(13CO)dv pour les nuages translucides, puisqu’ils sont le type

intermé-diaire de nuage entre moléculaires diffus et moléculaires denses. Gredel et al.(1994) trouvent une valeur moyenne de 6.2±5.5 (avec des valeurs supérieures à 20 dans les régions plus diffuses des nuages).

1.5 Formation et destruction des nuages moléculaires

Dans les sections précédentes, on met l’accent sur les phénomènes à petite échelle notamment, la présence d’atomes, les différentes réactions produisant les premières molécules et la façon dont on peut observer ces atomes et molécules faisant partie intégrante des nuages moléculaires et du milieu interstellaire. La section suivante mettra en lumière les phénomènes à plus grande échelle que sont la formation et la destruction (voir le recyclage) des nuages moléculaires en passant par les régions de formation d’étoiles.

1.5.1 Caractéristiques de base

Les nuages moléculaires ne sont pas, comme il a souvent été adopté, des « boules de billards » isolées se déplaçant indépendamment dans l’espace. En fait, ce sont des condensations denses avec un large éventail de matière (Larson, 1994). Les bornes des nuages moléculaires sont clairement définies lorsqu’on les observe, mais ces bornes ne montrent pas la totalité de la dis-tribution de matière du nuage, mais le lieu des transitions du gaz moléculaire au gaz atomique, qui est distribué sous forme d’enveloppe étendue entourant le gaz moléculaire (Blitz,1991). La composition moléculaire des nuages dépend principalement de la densité locale du gaz (n) et de la densité de colonne de la matière (N) protégeant les molécules d’une dissociation par les rayons UV. La production de molécules dans le milieu interstellaire est donc indépendante de la condition pour que le milieu ait sa propre gravité (« self-gravity »). Il n’y a donc aucune rai-son qu’un nuage moléculaire soit nécessairement lié gravitationnellement et vice-versa. Ainsi, il ne devrait pas y avoir de relation entre la quantité de gaz moléculaire dans une région et son taux de formation stellaire. Selon Kennicutt (1989), le taux de formation stellaire corrèle mieux avec la quantité total de gaz plutôt qu’avec la quantité de gaz moléculaire. Le Petit

(35)

Nuage de Magellan est un bon exemple de milieu avec un faible contenu moléculaire et une formation stellaire active (Israel et al.,1993).

Une autre caractéristique de base est que les nuages moléculaires sont des structures éphémères qui ne vivent généralement pas plus longtemps que 107 _{ans (}_Larson_, ₁₉₉₄_{). Selon} _Larson

(1981), la courte durée de vie des nuages moléculaires est indiquée via l’âge des étoiles jeunes formées dans ces nuages s’étendant de 10 à 20 Ma. Les étoiles de type OB ayant plus de 10 Ma d’âge ont balayé le gaz du nuage dans lequel elles se sont formées. Ainsi, on estime que la durée de vie des nuages moléculaires ne peut être plus grand que le double de la période de formation stellaire ( 20Ma). Une autre évidence qui confirme l’éphémérité des nuages moléculaires est qu’ils sont peu évolués chimiquement, c’est-à-dire que les abondances de plusieurs molécules sont inférieures à celles attendues dans un environnement en équilibre chimique. Elles ressemblent plutôt à celles prédites dans un jeune stade de transformation chimique, 1Ga après la formation du nuage moléculaire (Larson,1994).

Une dernière caractéristique des nuages moléculaires est qu’ils ont des structures extrême-ment irrégulières et des formes complexes, souvent qualifiées de fractales. Cette complexité vient aussi du fait qu’ils sont composés de grumeaux de tailles et de masses variées qui suivent une relation similaire à celle des étoiles, la fonction de masse initiale. Plusieurs d’entre eux ont des formes fines et filamenteuses semblables à celles des nuages atmosphériques. Les nuages atmosphériques fins ont tendance à être rapidement dispersés, ce qui pourrait également être le cas pour les nuages moléculaires avec ce type de structure, surtout s’ils sont plus diffus et non lié gravitationnellement (Herbertz et al., 1991) quoique les observations infrarouges du satellite Herschel montrent que beaucoup de filaments moléculaires sont des sites de forma-tion d’étoiles (Molinari et al., 2014). Une idée soutenue par les scientifiques explique que la turbulence jouerait un rôle important dans les propriétés des nuages moléculaires. La relation « taille/largeur de raie » supporte cette idée, car elle est satisfaite autant pour les nuages liés ou non liés gravitationnellement et les nuages avec des flots turbulents.

1.5.2 Formation

Étant donné leur éphémérité, les nuages moléculaires sont constamment formés et détruits. Dans notre galaxie, le taux de formation de nuages moléculaires produisant des étoiles est relié au taux de formation stellaire. Dans notre galaxie, le taux de formation stellaire est d’environ 0.68− 1.45Man−1 ₍_{Robitaille & Whitney}_,₂₀₁₀_{). Avec l’efficacité d’un nuage moléculaire à}

convertir sa masse en région de formation stellaire, il est possible de calculer empiriquement la quantité annuelle de gaz transformé en nuages moléculaires formant des étoiles. Myers et al.

(1986) estime qu’annuellement, 2% ou moins de la masse des nuages est convertie. De cette façon, on détermine qu’au moins 150M de gaz est converti région de formation stellaire. Notre galaxie contenant 5 × 109_M_{, il faudrait environ 30Ma pour accumuler suffisament de}

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durée de vie des nuages moléculaires ( 20Ma). Sachant que le temps de formation de ces nuages moléculaires est plus grand que leur durée de vie, la formation, l’évolution et la destruction de chaque nuage ne peuvent pas se produire séquentiellement. La formation, l’évolution et la destruction se font tous dans des durées de même ordre de grandeur. On estime donc que ces trois étapes se produisent simultanément dans différentes régions des nuages moléculaires (Larson,1994).

Deux mécanismes de formation ont été décrits par Larson (1994). Le premier mécanisme de croissance est via des collisions aléatoires et la coalescence de plusieurs petits nuages molécu-laire. Ce modèle prédit un temps de formation vers un nuage moléculaire géant de 100Ma. Ce mécanisme, bien qu’intuitif n’est probablement pas le principal mécanisme de formation, puisque sa durée est bien plus longue que celle estimé empiriquement plus haut. Le deuxième mécanisme proposé est via les instabilités gravitationnelles à grande échelle et les swing am-plification (e.g. bras spiraux). Ce processus est certainement plus probable, puisqu’il peut accumuler de grandes quantités de gaz en une durée de 40Ma dans le voisinage solaire (en bon accord avec le temps de formation des nuages moléculaires).Kennicutt(1989) montre que les instabilités gravitationnelles seraient responsables de la formation des nuages moléculaires et de la formation stellaire dans les galaxies puisqu’il remarque que la formation d’étoiles est observée là où la densité de surface du gaz dans le disque galactique dépasse un seuil qui est près de la valeur prédite pour les instabilités gravitationnelles.

Des études plus récentes sur des simulations magnétohydrodynamique (MHD) du milieu inter-stellaire indiqueraient que la formation des nuages moléculaires n’a pas necessairement besoin d’un élément déclencheur comme une supernova (Ballesteros-Paredes et al., 1999), Heitsch et al. (2006). Plutôt, les turbulences globales comme l’instabilité thermique peuvent à elles seules un mécanisme efficace de formation de structures HI plus denses où l’hydrogène mo-léculaire commence à se former pour finalement donner naissance à un nuage momo-léculaire. Ces turbulences et ultimement cette formation de H2 sont le résultat des flots convergents à

travers le MIS. Simplement, deux flots supersoniques chauds de gas HI entrent en collision et créés des nuages moléculaires dans la région de choc. Ce processus concorde bien avec la vie des nuages moléculaires très courte de quelques millions d’années. Clark et al. (2012) a également constaté que la relation entre la largeur de raie et la taille aux sites de collision dans les simulations concorde avec les observations des nuages moléculaires géants de notre galaxie. Les nuages moléculaires, une fois formés, n’ont pas d’allure sphérique, mais plutôt allongée et filamenteuse causée par les asymétries initiales de la région de gaz, le champ magnétique et la turbulece (Larson,1985). Un résumé exhaustif sur la théorie de la formation des nuages moléculaires est présenté dans le mémoire de Jeremy Scholtys (Scholtys,2017).

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1.5.3 Destruction

Après la formation du nuage moléculaire et la formation d’étoiles vient la destruction du nuage. Le processus de destruction du nuage le plus efficace est via son ionisation et sa dispersion par les étoiles massives qui viennent évaporer la masse de gaz du nuage avec leur température élevée, leur vent stellaire ou même leur explosion en supernova (Bally, 2001). La destruction des nuages contribue largement aux mouvements turbulents du milieu interstellaire et aux dispersions de vitesse typiques des nuages moléculaires ( 5 − 10kms−1_{) (}_Larson_, ₁₉₉₄_{). La}

formation et la destruction des nuages moléculaires ont une grande implication dans le milieu interstellaire. Elles permettent la distribution de matière et d’éléments lourds provenant des étoiles massives à travers le MIS et ainsi contribuer à l’évolution chimique de la galaxie.

1.6 Études antérieures

L’étude des régions à haute latitude galactique a commencé dans les années 1960. Une des premières études a été faite par Hulsbosch et al.(1966) dans le but de décrire la composante à haute vitesse (70kms−1_{) de la raie à 21 cm de l’hydrogène neutre à haute latitude galactique}

(|b| ≥ 20o_{). Quelques années plus tard,} _{Savage et al.}₍₁₉₇₇_{) ont observé la présence de fortes}

raies d’hydrogène moléculaire interstellaire en absorption vers 109 étoiles dont sept sont à haute latitude galactique. Peu de temps après Savage et al., Magnani et al. (1985) ont fait l’étude du gaz moléculaire à haute latitude galactique (|b| ≥ 25o_{) et présentent des résultats}

quantitatifs sur la présence de CO dans les nuages observés. Ils ont d’ailleurs remarqué une forte corrélation en vitesse et en espace entre le CO et le HI, en plus de déterminer l’âge de certains nuages à . 106 _{ans (extrêment jeune) représentant la première étape évolutive des}

nuages moléculaires. Depuis ces études, le milieu interstellaire a beaucoup gagné en popularité. On cherche à trouver des molécules plus complexes, des nuages d’âges différents et on essaie de trouver des liens entre les composantes d’un nuage ou entre plusieurs nuages.

La molécule CO est encore aujourd’hui fortement exploitée dans l’étude des nuages molécu-laires.Dame et al.(2001) ont fait une étude complète du CO dans les nuages moléculaires de la Voie lactée. C’est une mise à jour de leur ancienne publication (Dame et al., 1987) avec plus de régions observées et une meilleure résolution angulaire dans laquelle ils ont cartogra-phié 98% du CO de la Voie lactée à une latitude galactique |b| ≤ 32o _{en plus de calibrer}

la valeur du facteur de conversion entre le CO et H2, le facteur X ≡ NH2/WCO. Sa valeur

moyenne à |b| > 5o _{est 1.8 ± 0.3 × 10}20_cm−2_(Kkms−1₎−1_{. La valeur adopté dans ce mémoire}

est XCO= 0.5× 1020cm−2(Kkms−1)−1. Cette valeur a été obtenue depuis une région voisine

à LOOP4, Ursa Major (de Vries et al.,1987). Plus récement,Barriault et al.(2010) ont voulu présenter la corrélation entre l’excès infrarouge lointain et l’émission CO dans deux nuages moléculaires à haute latitude galactique. Ils ont remarqué que les deux informations ne coïn-cident pas parfaitement spatialement. Il y aurait un léger décalage, rendant ainsi le CO un