Étude numérique de l'importance du cisaillement de vitesse dans le premier stade de formation des molécules dans le milieu interstellaire

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Étude numérique de l’importance du cisaillement de

vitesse dans le premier stade de formation des

molécules dans le milieu interstellaire

Mémoire Jeremy Scholtys Maîtrise en physique Maître ès sciences (M.Sc.) Québec, Canada © Jeremy Scholtys, 2017

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Étude numérique de l’importance du cisaillement de

vitesse dans le premier stade de formation des

molécules dans le milieu interstellaire

Mémoire

Jeremy Scholtys

Sous la direction de:

Gilles Joncas, Directeur de recherche Hugo Martel, Codirecteur de recherche

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Résumé

Du point de vue de l’évolution galactique, les nuages moléculaires sont des structures impor-tantes puisque les étoiles y naissent et en héritent leurs propriétés. La formation des molécules à partir du gaz atomique neutre, omniprésent dans le disque de la Galaxie, s’avère donc une étape-clé dans le processus de formation stellaire. Pour générer rapidement des conditions fa-vorables à la chimie moléculaire, i.e. du gaz froid et dense protégé du champ de rayonnement ionisant de la Galaxie, deux modèles de simulations numériques sont envisagés : les écoule-ments convergents de gaz atomique neutre chaud (WNM) et les écouleécoule-ments de WNM dont la turbulence est forcée dans l’espace de Fourier. Combinée avec la compression fournie par ces écoulements, l’instabilité thermique résultante des processus de chauffage et de refroidissement du milieu interstellaire engendre des structures de gaz atomique neutre froid (CNM) qui sont des foyers potentiels de formation moléculaire. Dans le même ordre d’idées, des observations récentes de nuages diffus à haute latitude galactique ont montré une corrélation spatiale entre de grands cisaillements de vitesse dans les spectres de la raie à 21 cm de l’hydrogène atomique (HI) et la présence de pics d’émission de molécules telles que le monoxyde de carbone (CO) ou encore l’hydroxyde (OH). Partant de l’hypothèse que ce cisaillement favorise la formation des molécules, des simulations numériques à partir des deux modèles mentionnés précédemment ont été effectuées pour vérifier si la grandeur de ces cisaillements pouvait être reproduite. Une comparaison des deux modèles est effectuée quant à leur capacité à reproduire la grandeur des cisaillements ainsi que les propriétés des structures de gaz froid dans l’environnement solaire et à haute latitude galactique.

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Abstract

From a galactic evolution standpoint, molecular clouds are important structures since they give birth to stars and their properties. Molecule formation from the neutral atomic medium, which is ubiquitous in the Galactic disc, is therefore a key step in the stellar formation process. To rapidly generate favorable conditions for molecules to appear, i.e. to obtain cold and dense gas shielded from the ionizing radiation field of the Galaxy, two numerical simulation models are considered: warm neutral atomic gas (WNM) colliding flows and WNM flows with turbulence driven in Fourier space. Together with the compression provided by these flows, the thermal instability arising from the cooling and heating processes in the interstellar medium produces long lived cold atomic neutral gas (CNM) structures that are potentiel molecular formation sites. Recent observations of diffuse gas at high galactic latitude were undertaken and display CO and OH emission peaks wherever large velocity shears in atomic hydrogen (HI) spectra are present or where HI components merge. Numerical simulations with the two models mentionned above were undertaken in order to investigate whether the amplitude of these velocity shears can be reproduced or not and to examine how they are related to cold gas. Both cloud formation models are then compared to each other and with observations of cold gas structures in the solar neighbourhood and at high galactic latitude.

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Table des matières

Résumé iii

Abstract iv

Table des matières v

Liste des tableaux vii

Liste des figures viii

Remerciements xiv

Introduction 1

1 Propriétés globales et locales de l’hydrogène atomique neutre dans la

Galaxie 3

1.1 L’importance du milieu interstellaire . . . 3

1.2 La structure à grande échelle de la Galaxie. . . 3

1.3 La composition du milieu interstellaire . . . 4

1.4 Le cycle du milieu interstellaire . . . 6

1.5 Les différentes phases du milieu interstellaire . . . 7

1.6 Instabilité thermique . . . 14

1.7 Revue des simulations numériques récentes sur la formation de gaz froid dans le MIS . . . 24

2 Modèles de formation de gaz froid et observables associées 32 2.1 Difficultés inhérentes aux comparaisons entre les simulations et les observations 32 2.2 Température de brillance, profondeur optique et densité de colonne pour la raie à 21cm du HI . . . 33

2.3 Construction de spectres synthétiques à partir des simulations . . . 36

2.4 Code RAMSES-AMR et équations hydrodynamiques . . . 38

2.5 Modèles de formation de gaz froid . . . 41

2.6 Simulations d’écoulements convergents à basse résolution pour contraindre l’espace des paramètres (V0, , n) . . . 50

3 Propriétés du gaz froid produit lors de simulations hydrodynamiques à haute résolution 73 3.1 Comparaison qualitative des deux modèles de formations de gaz froid à partir de WNM . . . 74

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3.2 Algorithmes de recherche de structures de gaz froid, ou clump identification

algorithms . . . 77

3.3 Caractéristiques des clumps extraits des cubes de densité à l’aide de CUPID 81 3.4 Propriétés des structures de gaz identifiées avec CUPID dans quatre simu-lations à haute résolution . . . 85

3.5 Cisaillement de vitesse dans les simulations à haute résolution . . . 103

Conclusion 118 A Définition des fluctuations de vitesses sur les écoulements convergents 120 B Paramètres de chaque algorithme inclus dans CUPID 122 B.1 Paramètres FwhmBeam et VeloRes . . . 122

B.2 Paramètre RMS . . . 123

B.3 Paramètres ModelLim, Noise, Tlow et Thresh. . . 123

B.4 Paramètre MinPix. . . 124

B.5 Paramètres de GaussClumps. . . 125

B.6 Paramètres de Clumpfind . . . 126

B.7 Paramètres de FellWalker . . . 127

B.8 Paramètres de Reinhold . . . 128

C Étude de l’impact de certains paramètres sur les propriétés des clumps identifiés avec CUPID 130 C.1 Paramètres Naxis, FwhmBeam, VeloRes et DeltaT avec Clumpfind . . 130

C.2 Paramètres CleanIter et FlatSlope avec FellWalker. . . 134

C.3 Paramètres FixClumpsIterations et FlatSlope avec Reinhold . . . 138

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Liste des tableaux

1.1 Propriétés thermodynamiques des différentes phases du MIS. . . 8

2.1 Conditions initiales pour deux simulations 10243_{effectuées avec des écoulements}

turbulents compressibles par Saury et al. (2014). . . 44

2.2 Conditions initiales des simulations effectuées pour valider l’étude à basse

réso-lution. . . 51

2.3 Conditions initiales de 59 simulations effectuées avec une résolution de 1283_. _{. .} ₆₄

3.1 Fraction de masse de CNM, dispersion de vitesse turbulente et nombre de Mach

obtenus pour quatre simulations de résolution 10243 _{. . . .} ₇₆

3.2 Nombre de structures identifiées ainsi que leur masse totale pour chacun des

algorithmes et chacune des simulations. . . 86

3.3 Valeurs obtenues pour la pente de la loi de puissance M ∝ Lα _{avec M la masse}

du clump et L la taille de la structure. . . 96

3.4 Valeurs obtenues pour la pente de la loi de puissance N(M) ∝ M−κ_. _{. . . .} ₉₈

3.5 Valeurs obtenues pour la pente de la loi de puissance σturb ∝ Lγ. . . 102

B.1 Paramètres de GaussClumps utilisés lors de l’application de l’algorithme sur les simulations à haute résolution d’écoulements turbulents purs et d’écoulements

convergents de WNM . . . 126

B.2 Paramètres de Clumpfind utilisés lors de l’application de l’algorithme sur les simulations à haute résolution d’écoulements turbulents purs et d’écoulements

B.3 Paramètres de FellWalker utilisés lors de l’application de l’algorithme sur les simulations à haute résolution d’écoulements turbulents purs et d’écoulements

B.4 Paramètres de Reinhold utilisés lors de l’application de l’algorithme sur les simulations à haute résolution d’écoulements turbulents purs et d’écoulements

C.1 Combinaisons de paramètres utilisées avec Clumpfind pour étudier l’impact de

FwhmBeam, VeloRes, Naxis et DeltaT. . . 131 C.2 Combinaisons de paramètres utilisées avec FellWalker pour étudier l’impact de

FlatSlopeet FixClumpsIterations. . . 135 C.3 Combinaisons de paramètres utilisées avec Reinhold pour étudier l’impact de

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Liste des figures

1.1 Carte du ciel de la densité de colonne de HI à partir du relevé Leiden/Argentine/Bonn (LAB).. . . 4

1.2 Carte RGB de la nébuleuse du dragon, combinant des données Herschel-SPIRE

à 250 µm (rouge) et des données WISE à 12µm (bleu). . . 5

1.3 Cycle du milieu interstellaire. . . 6

1.4 Fractions d’occupation du volume des différentes phases du milieu interstellaire

en fonction de la hauteur z par rapport au plan de la Galaxie.. . . 7

1.5 Relevé complet du ciel en émission de la raie Hα. . . 9

1.6 Exemple de spectres en émission et en absorption dans la direction (l, b) =

(55°.6, 2°.3). . . 12

1.7 Diagramme pression-densité pour l’instabilité thermique du modèle de Wolfire

et al. (1995, 2003). . . 15

1.8 Processus de chauffage (lignes pointillées) et de refroidissement (lignes solides) utilisés dans le modèle à deux phases du gaz atomique neutre de Wolfire et al.

(1995, 2003). . . 18

1.9 Température en fonction de la densité donnée pour L(n, T ) = 0, c’est-à-dire

que le chauffage compense exactement le refroidissement. . . 22

2.1 Profils de chaque composante de vitesse pour des écoulements convergents selon

la direction x et pour des paramètres = 1.0 et V0= 1.5. . . 46

2.2 Nombres de Mach et dispersions de vitesse turbulente selon les trois axes pour une simulation 1283 _{avec les paramètres V}

0 = 0.5, n = 0.5 cm−3 et = 2.0.. . . 52

2.3 Croissance de la fraction de masse du HI sous la forme de CNM pour une simulation 1283 _{avec les paramètres V}

0 = 1.0, n = 0.4 cm−3 et = 2.0. . . 55

2.4 Distribution relative de la densité et de la température pondérée en densité pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres = 2.0,

V0= 1.5 et n = 0.5 cm−3. . . 57

2.5 Distributions relatives de la densité et de la température pondérées en densité pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres = 4.0,

V0= 1.0 et n = 0.5 cm−3. . . 58

2.6 Fraction de la masse totale du gaz ayant une température inférieure à 200K pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres = 2.0,

V0= 1.5 et n = 0.5 cm−3. . . 59

2.7 Fraction de la masse totale du gaz ayant une température inférieure à 200K pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres = 4.0,

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2.8 Dispersions moyennes de vitesse turbulente de tout le gaz dans le volume com-putationnel pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres

= 2.0, V0 = 1.5et n = 0.5 cm−3. . . 61

2.9 Dispersions moyennes de vitesse turbulente de tout le gaz dans le volume com-putationnel pour des simulations d’écoulements convergents avec les paramètres

= 4.0, V0 = 1.0et n = 0.5 cm−3. . . 61

2.10 Nombre de Mach moyen de tout le gaz dans le volume computationnel en fonc-tion du temps pour des simulafonc-tions d’écoulements convergents avec les

para-mètres = 2.0, V0 = 1.5 et n = 0.5 cm−3. . . 62

2.11 Nombre de Mach moyen de tout le gaz dans le volume computationnel en fonc-tion du temps pour des simulafonc-tions d’écoulements convergents avec les

para-mètres = 4.0, V0 = 1.0 et n = 0.5 cm−3. . . 63

2.12 Variation de la fraction de masse de gaz froid en fonction de la densité initiale

des écoulements convergents pour V0 = 0.5. . . 66

2.16 Variation de la dispersion de vitesse turbulente moyenne selon x et selon y en

fonction de la densité initiale des écoulements convergents pour V0 = 0.5.. . . . 68

2.20 Variation du nombre de Mach moyen selon x et selon y en fonction de la densité

initiale des écoulements convergents pour V0 = 0.5. . . 71

3.1 Coupes selon z des cubes de densité pour les quatre simulations 10243_. _{. . . . .} ₇₄

3.2 Distributions relatives de la température et de la densité pour les quatre

simu-lations 10243_. _{. . . .} ₇₅

3.3 Diagrammes pression-densité du gaz à l’intérieur des quatre simulations 10243_. ₇₇

3.4 Histogrammes normalisés des densités et des températures moyennes des clumps

identifiés par l’algorithme Reinhold pour chaque simulation à haute résolution. 86

identifiés par l’algorithme FellWalker pour chaque simulation à haute résolution. 87

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3.7 Distributions de la taille des structures définie par pλ1/mclump pour chaque

simulation à haute résolution et pour l’algorithme Reinhold. . . 89

simulation à haute résolution et pour l’algorithme FellWalker. . . 89

simulation à haute résolution et pour l’algorithme Clumpfind. . . 90

3.10 Histogrammes normalisés du rapport d’aspect pλ2/λ1 et sur la droite celui

de pλ3/λ1 pour les structures extraites par l’algorithme Reinhold sur chaque

simulation à haute résolution. . . 90

3.11 Histogrammes normalisés du rapport d’aspect pλ2/λ1 et sur la droite celui de

pλ3/λ1 pour les structures extraites par l’algorithme FellWalker sur chaque

3.12 Histogrammes normalisés du rapport d’aspect pλ2/λ1 et sur la droite celui de

pλ3/λ1 pour les structures extraites par l’algorithme Clumpfind sur chaque

3.13 Histogramme normalisé des masses des clumps identifiés par l’algorithme

Rein-hold pour chaque simulation à haute résolution. . . 92

Fell-Walker pour chaque simulation à haute résolution. . . 93

Clump-find pour chaque simulation à haute résolution. . . 93

3.16 Relation d’échelle entre la masse des structures et leur taille pour les simulations

1024n1 et 1024n2. . . 94

3.17 Relation d’échelle entre la masse des structures et leur taille pour les simulations

SimS12_1024 et SimG01_1024.. . . 95

3.18 Fonction de masse des structures de gaz avec une densité initiale supérieure à

25 cm−3 _{pour les simulations 1024n1 et 1024n2.} _{. . . .} ₉₇

3.19 Fonction de masse des structures de gaz avec une densité initiale supérieure à

25 cm−3 _{pour les simulations SimS12_1024 et SimG01_1024.} _{. . . .} ₉₉

3.20 Dispersions de vitesse turbulente interne des structures trouvées à l’aide de

l’algorithme Reinhold et des quatre simulations à haute résolution. . . 100

l’algorithme FellWalker et des quatre simulations à haute résolution. . . 101

l’algorithme Clumpfind et des quatre simulations à haute résolution. . . 101

3.23 Relation d’échelle entre la dispersion de vitesse interne des structures et leur

taille pour les simulations SimS12_1024 et SimG01_1024. . . 102

3.24 Exemple de spectre synthétique et des données de départ pour une ligne de

visée selon z à travers un sous-cube de la simulation 1024n1.. . . 104

3.25 Cisaillement observé dans un premier sous-volume de la simulation 1024n1. . . 106

3.26 Cisaillement observé dans un second sous-volume de la simulation 1024n1. . . . 107

3.27 Cisaillement observé dans un sous-volume de la simulation 1024n2. . . 108

3.28 Cisaillement observé dans un premier sous-volume de la simulation SimS12_1024

pour la composante z de la vitesse. . . 109

3.29 Cisaillement observé dans un premier sous-volume de la simulation SimS12_1024

pour la composante x de la vitesse. . . 110

3.30 Cisaillement observé dans un second sous-volume de la simulation SimS12_1024

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3.31 Cisaillement observé dans un second sous-volume de la simulation SimS12_1024

3.32 Cisaillement observé dans un sous-volume de la simulation SimG01_1024 pour

la composante z de la vitesse. . . 113

3.33 Cisaillement observé dans un sous-volume de la simulation SimG01_1024 pour

la composante x de la vitesse. . . 114

3.34 Cisaillement observé dans un second sous-volume de la simulation SimG01_1024

pour la composante z de la vitesse. . . 115

3.35 Cisaillement observé dans un second sous-volume de la simulation SimG01_1024

C.1 Histogramme des clumps en fonction de leur densité moyenne. Le graphique de gauche inclut les combinaisons C1 à C5 tandis que celui de droite comprend

C1, C2, C4 et C5. . . 132

C.2 Histogramme des clumps en fonction de leur température moyenne pondérée par la densité. Le graphique de gauche inclut les combinaisons C1 à C5 tandis

que celui de droite comprend C1, C2, C4 et C5. . . 132

C.3 Histogramme des clumps en fonction de leur dispersion de vitesse turbulente interne. Le graphique de gauche inclut les combinaisons C1 à C5 tandis que

celui de droite comprend C1, C2, C4 et C5. . . 133

C.4 Histogramme des clumps en fonction de leur masse. Le graphique de gauche inclut les combinaisons C1 à C5 tandis que celui de droite comprend C1, C2,

C4 et C5. . . 133

C.5 Histogramme des clumps en fonction de leur taille dans l’axe principal de la matrice d’inertie. Le graphique de gauche inclut les combinaisons C1 à C5 tandis

que celui de droite comprend C1, C2, C4 et C5. . . 134

C.6 Histogramme des clumps en fonction de leur densité moyenne avec l’algorithme

FellWalker . . . 135

C.7 Histogramme des clumps en fonction de leur température moyenne pondérée

par la densité. Les courbes sont obtenues à partir de l’algorithme FellWalker . . 136

C.8 Histogramme des clumps en fonction de leur dispersion de vitesse turbulente

interne. Ces courbes sont obtenues à partir de l’algorithme FellWalker . . . 136

C.9 Histogramme des clumps en fonction de leur masse avec l’algorithme FellWalker 137

C.10 Histogramme des clumps en fonction de leur taille dans l’axe principal de la

matrice d’inertie. Les courbes sont obtenues à partir de l’algorithme FellWalker 137

C.11 Histogramme des clumps en fonction de leur densité moyenne avec l’algorithme

Reinhold. . . 139

C.12 Histogramme des clumps en fonction de leur température moyenne pondérée

par la densité. Les courbes sont obtenues à partir de l’algorithme Reinhold. . . 139

C.13 Histogramme des clumps en fonction de leur dispersion de vitesse turbulente

interne. Ces courbes sont obtenues à partir de l’algorithme Reinhold . . . 140

C.14 Histogramme des clumps en fonction de leur masse avec l’algorithme Reinhold. 140

C.15 Histogramme des clumps en fonction de leur taille dans l’axe principal de la

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Je dédicace ce mémoire à toutes les personnes de mon entourage pour qui la curiosité est fondamentale dans la façon d’appréhender le monde.

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C’est ainsi.

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Remerciements

La recherche en science ne s’effectue pas par un chercheur seul et ce projet de recherche n’y fait pas exception. J’ai donc beaucoup de remerciements à faire à des collègues ainsi qu’à des amis et de la famille qui m’ont aidé tout au long de la maîtrise.

Après avoir effectué un projet de recherche intéressant avec Yves Grosdidier de l’Université de Sherbrooke à la fin du baccalauréat, je souhaitais poursuivre mes études en combinant les notions d’hydrodynamique et d’astrophysique que j’avais beaucoup appréciées. Après avoir contacté Hugo Martel et Gilles Joncas, ceux-ci m’ont proposé un projet qui conciliait mes intérêts malgré le peu de connaissances en astrophysique que je pouvais avoir à la sortie du baccalauréat. Je leur suis reconnaissant de m’avoir donné la chance de faire de la recherche dans un domaine d’étude dont l’objectif reste encore principalement basé sur l’approfondissement des connaissances comme objectif même de la recherche sans toujours s’arrêter à la question profondément utilitariste : ça sert à quoi ? Je voudrais de nouveau remercier Gilles qui m’a soutenu tout au long du projet et croît suffisamment en moi pour continuer à collaborer pendant le doctorat. Ça a été très agréable de le côtoyer pendant la maîtrise et la rigueur qu’il présente en recherche ne peut être qu’un atout que je tacherai d’acquérir moi-même au cours du temps. Même si je n’ai finalement pas eu l’occasion de travailler beaucoup avec Hugo puisque je travaillais à distance et que mes questions pointues s’adressaient plutôt à des physiciens qui travaillent avec des simulations sur grilles, celui-ci ne manque pas d’anecdotes à raconter et ce fut toujours un plaisir de l’écouter pendant les activités avec le groupe d’astrophysique. Merci aussi à Laurent et Carmelle qui m’ont fait plaisir par leur enthousiasme sur la poursuite de mes études en astrophysique. J’espère parvenir à être aussi curieux et allumé qu’ils peuvent encore l’être après avoir travaillé pendant tout ce temps en astrophysique.

Je voudrais saluer les étudiants du groupe d’astrophysique de l’Université Laval pour les bons moments passés à rigoler ensemble et l’aide que certains d’entre eux ont pu m’apporter durant mon projet de recherche. Malgré le fait que le groupe soit rendu petit, ça reste une troupe géniale. Je remercie davantage Mike et Fannie pour m’avoir hébergé à de nombreuses reprises, c’est très généreux de leur part et j’espère certainement continuer à les côtoyer dans le futur. Merci aussi aux amis de longue date à Québec et en Estrie qui m’ont permis de décrocher par moment pour des randonnées à vélo ou des soirées de discussion autour d’une bière. Je

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voudrais remercier ma famille qui, bien qu’ils ne comprennent pas vraiment ce que j’étudie, sont contents pour moi et je suis content de les avoir dans ma vie même si je ne parviens pas à les voir très souvent. Merci aussi à mon colocataire Gervais qui s’efforce tant bien que mal à comprendre ce que je fais pour me faire plaisir ou m’aider à pratiquer des présentations orales. Peu de gens font l’effort de chercher à comprendre des sujets quand la pente d’apprentissage est trop raide et ce n’est pas son cas.

Je suis très reconnaissant aussi à mes beaux-parents qui m’ont aidé financièrement et psycho-logiquement à de nombreuses reprises. Que ce soit pour faire des randonnées à vélo avec Anne, faire des escapades d’écriture du mémoire à Edmundston avec Denis ou pour m’aider lorsque j’ai manqué mon avion pour Lyon, ils ont toujours su être là. Je n’y serais pas arrivé sans eux. Merci finalement à Pascale, mon épouse. Elle m’a enduré pendant les moments où le moral était plus bas et a célébré avec moi les bons coups et les grosses étapes de la maîtrise. Ça fait déjà 10 ans qu’on est ensemble et c’est probablement la plus grande réussite de ma vie.

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Introduction

Le milieu interstellaire (MIS) est le théâtre de conditions extrêmes de densité, de température et de vitesse où se mêlent champ magnétique, champ gravitationnel, rayons cosmiques, ondes de choc et turbulence. Il va sans dire que sa physique est complexe et qu’elle est par conséquent très intéressante. De façon plus pragmatique, une compréhension du MIS est fondamentale pour expliquer le cycle de formation et d’évolution stellaire ainsi que celui de la Galaxie en général. En effet, les étoiles naissent dans les cœurs denses et froids des nuages moléculaires et la création de ces structures s’avère donc une étape-clé dans la description de la formation stellaire.

Certains aspects de la formation des nuages moléculaires sont assez bien compris. Les travaux pionniers de Clark(1965), deField(1965) etField et al.(1969) sur l’instabilité thermique ont montré que sous certaines conditions, les différents processus de chauffage et de refroidissement dans le MIS peuvent amener le gaz atomique neutre à exhiber deux différentes phases pour une même pression thermique : l’une chaude et diffuse (WNM), et l’autre, dense et froide (CNM). Le gaz avec une densité et une température intermédiaire est instable et transite soit vers le CNM ou vers le WNM.

De par sa basse température et sa densité, le CNM fournit les conditions minimales nécessaires à la formation des molécules telles que le monoxyde de carbone (CO), le dihydrogène (H2) et

l’hydroxyde (OH), puisque celles-ci nécessitent une protection contre le rayonnement ionisant ainsi que de hautes densités pour augmenter le taux de production de molécules. Comme le WNM est omniprésent dans le disque de la Galaxie contrairement au CNM qui n’occupe qu’un à deux pour cent du volume, beaucoup de recherches théoriques et numériques se sont portées sur les différents phénomènes provoquant la transition du WNM vers le CNM. Les candidats envisagés sont les compressions engendrées par le passage de bras spiraux ou par l’explosion d’une ou de plusieurs supernovae, les mouvements turbulents du gaz lui-même ou encore des écoulements convergents à grande échelle de WNM.

Certaines observations récentes de nuages en hautes latitudes galactiques (Barriault et al.,

2010a,b, 2011; Falgarone et al., 2009; Miville-Deschênes et Martin, 2007) suggèrent que la compression engendrée par les mouvements du gaz pourrait favoriser la formation de gaz froid et de molécules. Miville-Deschênes et Martin (2007) ont décelé des gradients de vitesse

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importants et opposés dans le HI où pourrait se situer du CNM. Falgarone et al.(2009), avec des données à haute résolution spatiale en 12_{CO(J = 1 - 0), ont mesuré un cisaillement de}

780 km s−1_pc−1 _{où apparaissent des structures parallèles en} 12_{CO à l’échelle du milliparsec}

dont l’environnement n’émet pas en 12_{CO. Ce cisaillement témoignerait d’une importante}

dissipation d’énergie turbulente qui serait à l’origine de la création des doubles structures en CO. Aussi, Barriault et al. (2010a,b), à partir de données en CO, en OH, en infrarouge lointain et en hydrogène neutre (HI), ont repéré de grands cisaillements dans les spectres en HI coïncidant avec des pics d’émission du12_{CO(J = 1 - 0), généralement utilisé pour vérifier}

la présence de l’hydrogène moléculaire. Cependant, ces pics en CO ne correspondent pas aux pics d’émission de la poussière à 100µm, traçant aussi l’apparition de H2. Cela suggère que la

synthèse du CO pourrait être provoquée dynamiquement (Godard et al.,2009).

L’objectif de ce projet consiste à étudier, à l’aide de deux différents modèles, la grandeur du cisaillement en vitesse qui est produit par des simulations numériques. Ces études ont pour but de tester l’hypothèse selon laquelle le cisaillement de vitesse contribue à la formation de gaz froid et, à terme, de molécules. Pour commencer, les propriétés globales et locales du MIS seront présentées dans le chapitre 1 avec un compte-rendu des nombreuses études théoriques et numériques de la transition du WNM vers le CNM. Une méthode de conversion des données de simulations numériques à trois dimensions spatiales vers des données à deux dimensions spatiales et une spectrale, typiques des observations du MIS, sera présentée au chapitre 2. Je décrirai aussi les modèles utilisés pour les simulations numériques, soient des écoulements de WNM convergents et l’évolution d’un volume de gaz soumis à un champ de vitesse turbulent. L’analyse des simulations effectuées avec deux modèles suivra au chapitre 3, accompagnée d’une comparaison avec les observations de nuages moléculaires diffus à haute latitude galactique et dans l’environnement solaire.

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Chapitre 1

Propriétés globales et locales de

l’hydrogène atomique neutre dans la

Galaxie

1.1 L’importance du milieu interstellaire

Le milieu interstellaire (MIS) représente toute la matière lumineuse dans une galaxie qui n’est pas sous la forme d’étoiles. Il est composé de poussières ainsi que de gaz atomique, ionisé, et moléculaire. Il est beaucoup moins brillant que les étoiles et ne constitue qu’une faible portion de la masse baryonique de la Voie lactée, mais il est néanmoins d’une importance capitale dans l’évolution de la Galaxie. En effet, alors que les étoiles sont responsables de la structure, de l’enrichissement chimique et de la dynamique à grande échelle des galaxies, les conditions régnant dans le MIS détermineront où et quand se produira la formation stellaire et quels seront les masses et les types spectraux des étoiles formées. Les étoiles sont les principales sources d’énergie qui déterminent les conditions thermodynamiques du MIS et l’évolution des galaxies dépend donc fortement de leur interaction avec lui.

1.2 La structure à grande échelle de la Galaxie

La possibilité d’observer l’émission Galactique de la transition hyperfine à 21cm de l’hydrogène neutre (HI) a été proposée par H.C. Van de Hulst en 1945. La prépondérance de l’hydrogène en fait effectivement un traceur très important de la physique du milieu interstellaire. Dès le début des années 1950, Ewen et Purcell (1951) ainsi que Muller et Oort (1951) ont balayé le ciel à plusieurs longitudes galactiques en passant par le plan de la Galaxie. Ils ont alors remarqué qu’au-dessus du continuum radio, l’émission à 21cm atteignait son pic d’intensité approximativement au niveau du plan de la Galaxie. Peu de structures apparaissent alors dans les spectres d’émission. Près de deux décennies plus tard,Heiles(1967) effectue un relevé, avec

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une haute résolution pour les années 1960, du HI à haute latitude galactique. Il y observe des filaments corrélés à la fois spatialement et cinématiquement, ainsi que de nombreux nuages seuls ou en groupe. Verschuur (1970), quant à lui, observe en HI le comportement en vitesse de deux régions en expansion dans la direction de pulsars à haute latitude galactique.

Figure 1.1 – Carte du ciel de la densité de colonne de HI à partir du relevé Lei-den/Argentine/Bonn (LAB). L’inhomogénéité du MIS y est visible par la présence de filaments et de bulles s’étendant sur plusieurs kiloparsecs de part et d’autre du plan de la Galaxie. La résolution angulaire du relevé est de 37.50_{. Figure tirée de}_{Kalberla et al.}₍₂₀₀₅_).

Ces études pionnières ont contribué à dresser ce portrait structuré du MIS que nous connais-sons aujourd’hui, où apparaissent de nombreux filaments, des coquilles et des nuages de toutes les tailles, avec des contrastes en densité et en température sur plusieurs ordres de grandeur (figures1.1,1.2). De nos jours, le milieu interstellaire est vu comme l’interaction de plusieurs phases gazeuses ayant chacune leur température, leur densité et leur degré d’ionisation, don-nant lieu à différentes pressions et, par extension, à différentes échelles de hauteur par rapport au plan de la Galaxie. Le MIS est extrêmement ténu, avec une densité moyenne d’une seule particule par centimètre cube dans le plan de la Galaxie. De plus, la diversité des conditions du MIS est à l’origine de la nécessité d’effectuer des observations à plusieurs longueurs d’onde pour en dresser un portrait global.

1.3 La composition du milieu interstellaire

En supposant une distribution de matière noire formée d’un anneau de 2.3 × 1010_M

situé

entre 13 < R < 18.5 kpc et d’un disque épais de 1.8× 1011_M

, Kalberla et Kerp (2009)

(20)

Figure 1.2 – Carte RGB de la nébuleuse du dragon, combinant des données Herschel-SPIRE à 250 µm (rouge) et des données WISE à 12µm (bleu). Ces longueurs d’onde tracent l’émission thermique de gros grains de poussière et l’émission caractéristique des PAH, respectivement. La couleur verte correspond à la moyenne des deux. Le champ a une taille de 5° × 5° (52 pc × 52 pc à 600 pc). La résolution angulaire des données est de 17.6" pour Herschel-SPIRE et de 15" pour WISE. Des structures à des échelles aussi petites que 0.05 pc y sont visibles, ainsi que des filaments et des instabilités de Rayleigh-Taylor. Figure tirée de Miville-Deschênes et al.

(2017). 4.6×1011_M

. Une faible portion de cette masse, soit 9.5×1010M, est sous la forme de matière

baryonique, c’est-à-dire la matière à base de protons, de neutrons et d’électrons par opposition à la matière noire. Le milieu interstellaire constitue environ 13% de cette matière baryonique, dont 90% est situé dans un mince disque d’une épaisseur de quelques centaines de parsecs (Draine,2011).

Le MIS est composé de gaz d’hydrogène principalement, avec 90.8% en nombre (70.4% en masse), ainsi que de 9.1% d’hélium (28.1% en masse) avec 0.12% de métaux (1.5% en masse) (Ferrière,2001). Selon l’environnement où il est situé, le gaz se retrouve sous différentes phases qui diffèrent par leur degré d’ionisation, leur température, leur densité et leur dynamique in-terne. Environ 60% du MIS est sous la forme de gaz atomique froid ou tiède, le reste étant réparti en 2× 109_M

de gaz ionisé tiède ou chaud et en 2.5× 109M de gaz moléculaire. Des

(21)

aroma-tiques ou PAH ) constituent ensemble environ 1% de la masse du MIS. Ils se mélangent au gaz interstellaire et ont un impact important sur la chimie du MIS, notamment comme catalyseur dans la formation de molécules et dans les processus de chauffage et de refroidissement. Le gaz et la poussière sont immergés dans un champ magnétique complexe et sont traversés par des rayons cosmiques et un champ de rayonnements électromagnétiques généré par les étoiles de la Galaxie. Ceux-ci fournissent à la fois un support contre la gravité et une source d’énergie pour chauffer ou ioniser le gaz environnant.

1.4 Le cycle du milieu interstellaire

Figure 1.3 – Interaction entre les étoiles et le milieu interstellaire, qui continuera tant qu’il y aura assez de gaz pour former des étoiles. Crédit de l’image : Eric Rosolowsky de l’université d’Alberta.

Le MIS opère selon un cycle qui convertit progressivement le gaz en étoiles. La première étape de ce cycle est la formation de gaz froid à partir du gaz atomique neutre chaud. Sous l’effet d’une compression, celui-ci se refroidit en nuages de gaz atomique neutre froid, dont la densité et la température permettent la formation des premières molécules comme le H2, le OH et

ensuite le CO. Ces nuages accrètent du gaz supplémentaire de leur environnement qui contribue alors à augmenter leur masse et à protéger les molécules qu’ils contiennent du rayonnement ionisant des étoiles. Les molécules contribuent elles-mêmes à refroidir les nuages de gaz froid, ce qui leur permet de se multiplier et ainsi de densifier davantage le gaz, formant à terme un nuage moléculaire. Or, la formation des étoiles nécessite l’effondrement de gaz sur lui-même et donc de gaz suffisamment dense et froid pour que la gravité l’emporte sur les pressions magnétique,

(22)

turbulente et thermique. Les cœurs denses et froids des nuages moléculaires fournissent ces conditions et c’est bien là qu’a lieu la naissance des étoiles.

Pendant la vie des étoiles, des réactions de fusion nucléaire dans leur cœur convertissent des éléments chimiques légers en éléments plus lourds. Ces métaux sont relâchés progressivement dans le MIS par les vents stellaires d’étoiles massives, de géantes rouges et AGB, ainsi que spontanément par les explosions de supernovae pour les étoiles de plus de 8 M, ou encore

l’éjection, à la fin de leur vie, des couches superficielles des étoiles de masse inférieure à 8 M. Ce gaz rejeté dans le MIS possède un taux d’ionisation et une température élevés. À

long terme, celui-ci se refroidira et se mélangera avec le gaz atomique neutre chaud pour éventuellement recommencer le cycle du milieu interstellaire. La synthèse de ces étapes est illustrée à la figure 1.3. La création de nuages moléculaires à partir de gaz atomique neutre est mal comprise et ce projet de maîtrise se concentrera principalement sur cette transition. Les propriétés générales des phases du MIS seront décrites dans la section suivante.

1.5 Les différentes phases du milieu interstellaire

Figure 1.4 – Les courbes correspondent aux fractions d’occupation du volume des différentes phases du milieu interstellaire en fonction de la hauteur z par rapport au plan de la Galaxie. Le gaz moléculaire est la phase la plus confinée au plan, suivi par le CNM et le WNM. Le gaz ionisé tiède (WIM) et le gaz ionisé chaud (HIM) ont des pressions plus élevées et se hissent donc plus haut dans le halo de la Galaxie. Les courbes sont obtenues à partir d’un modèle d’équilibre hydrostatique et en prenant en compte l’émission moyenne aux pôles galactiques. Figure 11 de Kalberla et Kerp(2009).

Alors que le gaz atomique neutre tiède (WNM pour Warm Neutral Medium) est une compo-sante diffuse du MIS, visible en émission à 21cm dans presque toutes les régions du ciel et occupant environ 40% du volume dans le disque de la Galaxie (Draine,2011), le gaz atomique

(23)

froid (CNM pour Cold Neutral Medium) et le gaz moléculaire n’en occupent quant à eux qu’un à deux pour cent. Malgré tout, ces derniers comprennent près de 50% de la masse du MIS sous la forme de nuages discrets de CNM et de nuages moléculaires.

Tableau 1.1 – Propriétés thermodynamiques des différentes phases du MIS. L’échelle de hau-teur h est la hauhau-teur verticale au disque telle que la densité du gaz à une hauhau-teur h est 1/e fois la densité dans le plan de la Galaxie. Les échelles de hauteur sont évaluées pour un rayon galactocentrique R = R.

Phase Densitéa _Températurea _{Échelle de hauteur}b

cm−3 _K _parsec

Gaz atomique chaud (WNM) ∼ 0.5 ∼ 5 000 ∼400 Gaz atomique froid (CNM) ∼ ₃₀ ∼ ₁₀₀ ∼₁₅₀ Gaz ionisé diffus et régions HII (WIM) ∼ 0.2-104 _∼_{10 000} _∼_{1 000}

Gaz ionisé chaud (HIM) ∼0.004 & 105.5 _{& 2 000}c

Gaz moléculaire diffus ∼100 ∼50 ∼250d

Gaz moléculaire dense & 103 _∼ _10-20 _∼_71-81e

a : Données tirées deDraine(2011).

b : Données tirées deKalberla et Kerp(2009). L’échelle de hauteur est donnée à une distance galactocentrique de R.

c : Données tirées deLequeux(2005). Les raies de niveau d’énergie élevé utilisées comme

traceurs (OVI, NV, CIV et SiIV) ont des échelles de hauteur variant entre 2 kpc et plus de 5 kpc. d : Données tirées deHennebelle et Falgarone(2012).

e : Données tirées deFerrière(2001).

Dans le même ordre d’idées, le halo de la Galaxie est surtout occupé surtout par du gaz ionisé chaud, le HIM (Hot Ionized Medium), qui est produit par l’ionisation collisionnelle de gaz lors de la compression due à l’explosion d’une ou plusieurs supernovae. Il ne contient que très peu de gaz atomique ou moléculaire. Les sous-sections suivantes ont pour objectif de décrire chacune des phases dont les propriétés, résumées dans le tableau 1.1, donnent lieu à ces distributions spatiales. La figure1.4quant à elle présente une modélisation deKalberla et Dedes(2008) des facteurs d’occupation de volume des différentes phases en fonction de la hauteur par rapport à la verticale z. Ces quantités ont été estimées en supposant toutes les phases du MIS en équilibre de pression turbulente. Le modèle de Kalberla et Dedes possède une composante neutre supplémentaire qui s’immisce à travers le HIM à haute latitude galactique et qui est nommée le NHM, pour Neutral Halo Medium.

1.5.1 Gaz d’hydrogène ionisé, ou HII

Le gaz ionisé se présente principalement sous deux formes : le WIM et le HIM, dont les densités et températures se trouvent au tableau 1.1. Parmi toutes les étoiles qui naissent dans les nuages moléculaires, les plus massives, de types spectraux O et B, ont une part importante de leur luminosité située dans l’ultraviolet. Au-delà de 13.6 eV, les photons photo-ionisent le

(24)

gaz à l’intérieur du nuage moléculaire et génèrent ainsi les régions HII, i.e. de l’hydrogène ionisé. Les régions HII sont des structures dans le milieu interstellaire dont le contenu en gaz est presque totalement ionisé, lui conférant une pression élevée et une température autour de 8 000 à 10 000K (Ferrière,2001). Les étoiles de types tardifs ionisent aussi le gaz lorsqu’elles éjectent leurs couches superficielles. Le coeur de ces étoiles, maintenant à découvert, ionise les éjectas et crée alors les nébuleuses planétaires. Dans les deux cas mentionnés, le gaz à haute pression peut se frayer un chemin à travers les parois de la cavité et génère le milieu ionisé diffus, ou WIM pour Warm Ionized Medium.

Les atomes d’hydrogène ionisés de ces régions se recombinent avec les électrons libres et donnent lieu aux raies de Balmer. L’émission de la raie de l’hydrogène à 656.3 nm, nom-mée Hα, est d’ailleurs un traceur important des régions HII et du WIM. La figure1.5présente un relevé du ciel de l’émission en Hα qui présente, sur un fond diffus, un ensemble de bulles de différentes tailles et de nombreux filaments. Ceux-ci sont associés à des zones de formation stellaire, des nébuleuses planétaires et à d’anciennes coquilles de supernovae. Environ 50% du WIM est contenu à l’intérieur de |z| . 500pc (Draine,2011).

Figure 1.5 – Relevé complet du ciel en émission de la raie Hα combinant les observations du Virginia Tech Spectral Line Survey pour le nord de la Galaxie, celles du Southern H-Alpha Sky Survey Atlas pour le sud de la Galaxie ainsi que celles du Wisconsin H-Alpha Mapper qui sert de point-zéro pour les vitesses. La carte possède après lissage une résolution spatiale de pleine largeur à mi-hauteur de 60_{. La figure est tirée de}_Finkbeiner₍₂₀₀₃_).

La deuxième forme de gaz ionisé, le HIM, est, quant à elle, produite par les explosions de supernovae seules ou en associations. Les ondes de choc qu’elles créent chauffent le gaz jus-qu’à 106_{K et l’ionisent collisionnellement, donnant lieu à l’émission de raies d’atomes ionisés}

(25)

MIS sur plusieurs dizaines à plusieurs centaines de parsecs au-dessus du disque et creusent des cheminées dans les directions où le gaz est moins dense, notamment vers le halo de la Galaxie. Le Soleil serait d’ailleurs, depuis quelques millions d’années, de passage dans une cavité rem-plie de HIM creusée par des supernovae et appelée Bulle Locale(Cox et Reynolds, 1987). Le HIM occupe la majorité du volume du halo de la Galaxie et environ la moitié du volume dans le disque, où il se refroidit très lentement sur un temps caractéristique de plusieurs millions d’années.

1.5.2 Gaz moléculaire

L’hydrogène étant l’élément le plus abondant dans l’univers et les molécules de dihydrogène (H2) ayant la capacité de s’autoprotéger du rayonnement ionisant via le self-shielding du H2,

il n’est pas surprenant que cette dernière soit la molécule la plus répandue. Au-delà d’une densité de colonne en HI de 2 − 3 × 1020 _cm−2_{, la formation de H}

2 est possible, d’autres

molécules comme le CO et le NH3 y ayant été observées (Barriault et al., 2010a; Kalberla

et Kerp, 2009). Le H2 a d’abord été observé en absorption dans l’UV au début des années

1970 (Ferrière,2001). Cependant, l’extinction dans l’ultraviolet et l’optique due à la poussière empêche de voir profondément dans les nuages moléculaires à ces longueurs d’onde. Il faut habituellement avoir recours à l’infrarouge et aux ondes radio émises par les raies rotationnelles et vibrationnelles de faible énergie. De plus, le H2ne possède pas de dipôle électrique permanent

et n’a qu’un petit moment d’inertie. Il n’émet donc pas dans les longueurs d’onde radio. Il faut alors étudier le gaz moléculaire avec des traceurs du H2 tels que le CO, l’émission du

continuum de la poussière ou le OH.

Le traceur le plus courant est la raie rotationnelle (J = 1 - 0) à 2.6mm du monoxyde de carbone, ou CO, avec laquelle des relevés ont été faits pour cartographier le gaz moléculaire dans la Galaxie. La quantité de H2 peut ensuite être évaluée en convertissant les densités de

colonne de12_{CO (ou le}13_{CO si le}12_{CO est optiquement épais) en densité de colonne de H} 2 en

utilisant le facteur X. Il s’avère que ce facteur de conversion n’est pas connu avec précision et varierait même d’un environnement à l’autre (Barriault et al.,2010a). Des études récentes par

Barriault et al. (2010a,b, 2011) ainsi que par Douglas et Taylor (2007) montrent cependant que le CO ne serait pas toujours un bon traceur du gaz moléculaire dans les régions diffuses en hautes latitudes galactiques. Contrairement au CO, le OH à 1665 et 1667 MHz apparaît en effet à plus petite densité de colonne de HI et est un précurseur du CO dans les milieux diffus (Black et Dalgarno,1977).

Le gaz moléculaire se retrouve à l’intérieur de structures ayant des températures autour de 10 à 20 K ainsi que des densités particulaires de l’ordre de 103 _{à 10}6 _cm−3_{. Les structures de}

gaz moléculaire ont des tailles aussi petites qu’un dixième de parsec (Falgarone et al., 2009) et des largeurs s’échelonnant jusqu’à plus de 100 parsecs dans le cas des nuages moléculaires géants. Les masses varient aussi beaucoup, pouvant aller de quelques masses de Jupiter de

(26)

gaz moléculaire pour des clumps à haute latitude galactique (Heithausen et al.,1998) jusqu’à plus de 106_M

pour les nuages moléculaires géants dans le disque. Les masses et tailles de

certains clumps sont telles qu’ils sont auto-gravitants (Larson,1981). Leur température étant très faible, la pression thermique est insuffisante pour combattre l’auto-gravité et d’autres sources d’énergie sont requises, telles que la pression associée aux mouvements turbulents du gaz ou encore la pression magnétique.

1.5.3 Gaz atomique neutre, ou HI

Près de 60% de la masse du MIS est en phase atomique et l’hydrogène correspond à lui seul à 70% de celle-ci. L’observation du HI en émission et en absorption s’avère donc être le meilleur outil disponible pour déterminer la distribution et la morphologie du milieu interstellaire dans la Galaxie. C’est pourquoi les sous-sections suivantes décrivent les caractéristiques des spectres de la raie à 21cm de l’hydrogène atomique ainsi que des échelles de hauteur du gaz atomique neutre. Il est intéressant de noter que les structures décelées dans les données en HI, tout comme celles en Hα, contiennent une abondance de filaments et de coquilles de tailles de quelques dizaines à quelques centaines de parsecs. Approximativement 5% du volume du disque est occupé par ces coquilles, dont 50% d’entre elles sont situées à l’intérieur de 500pc de part et d’autre du plan de la Galaxie et semblent suivre de près les bras spiraux (Kalberla et Kerp, 2009; Draine,2011). Comme mentionné précédemment, les coquilles de gaz dans le milieu interstellaire seraient formées par différents processus dont les explosions de supernovae, les vents stellaires et les nébuleuses planétaires.

Spectres en émission et en absorption : le gaz atomique neutre est biphasique Dans les conditions du milieu interstellaire, le HI est principalement dans son état fondamental, l’énergie requise pour peupler les niveaux supérieurs étant atteinte à plus haute température et pression (Ferrière,2001). Le HI dans l’état fondamental peut être étudié devant des sources ultraviolettes par la raie Lyman alpha observée en absorption. L’UV étant très affecté par l’extinction de la poussière, une étude à grande échelle de la Galaxie est impossible à ces longueurs d’onde. La raie à 1420MHz du HI n’est cependant pas absorbée par la poussière et permet ainsi d’étudier la structure du MIS. Cette transition se produit lorsque l’hydrogène neutre dans son état fondamental passe d’un état où les moments magnétiques de l’électron et du proton sont antiparallèles vers un état où ils sont parallèles. L’énergie associée à cette transition correspond à un photon d’une longueur d’onde λ ' 21.106 cm (Lequeux, 2005). Le taux de transition par désexcitation spontanée entre ces deux niveaux hyperfins de l’état fondamental est très faible avec une valeur de 2.884×10−15_s−1_{. Malgré tout, l’hydrogène}

ato-mique est si abondant que l’émission spontanée, combinée aux désexcitations collisionnelles avec d’autres atomes d’hydrogène et des électrons rendent la raie à 21cm visible dans tout le ciel (figure 1.1).

(27)

Au milieu des années 1960, les relevés en absorption de Clark (1965) et Shuter et Verschuur

(1964) montrent que certaines lignes de visée des relevés en émission du HI ne possèdent pas de contreparties en absorption (Crovisier,1981).Clark (1965) propose alors que l’hydrogène neutre dans le MIS possède deux phases. L’une d’elles est chaude et diffuse (WNM), visible en émission, mais trop chaude pour être visible en absorption. Entourés de ce gaz chaud se trouvent des nuages de gaz froid (CNM), visibles en absorption. Cette vision est corroborée par les différents relevés en émission et en absorption (Crovisier,1981;Haud et Kalberla,2007; Di-ckey et Lockman,1990;Heiles et Troland,2003) et par les travaux théoriques deField(1965),

Field et al. (1969),McKee et Ostriker(1977) etWolfire et al.(1995,2003). Selon ces modèles, les différents processus de chauffage et de refroidissement du milieu interstellaire permettent, dans un certain intervalle de pression, au gaz d’hydrogène neutre d’occuper deux phases dif-férentes en équilibre de pression thermique. L’une des deux phases est diffuse et possède une température de l’ordre de 104_{K, rappelant le WNM, tandis que l’autre est relativement plus}

dense et a une température sous les 300K (Field et al.,1969), comme le CNM.

Figure 1.6 – Exemple de spectres en émission et en absorption dans la direction (l, b) = (55°.6, 2°.3). Les différents spectres en émission ont été obtenus à différentes résolutions angulaires (360_{, 11}0_{, 4}0_{). La vitesse est calculée en considérant le décalage Doppler de la raie à 21cm,}

tandis que la règle au-dessus du graphique montre la relation entre le rayon galactocentrique et VLSR. Crédit de l’image :Dickey et Lockman (1990).

(28)

La largeur des pics en émission et en absorption est un outil important d’interprétation de la température et de la turbulence dans le MIS. L’élargissement de la raie à 21cm est une combi-naison d’un élargissement thermique, d’un élargissement turbulent, ainsi que d’une variation de vitesse due à la rotation galactique. Contrairement aux spectres en émission, qui possèdent un profil complexe, les spectres en absorption sont étroits et absents de plusieurs lignes de visée. Ils présentent des profils gaussiens (figure 1.6) et révèlent des structures discrètes et froides du milieu interstellaire.

À partir du relevé en absorption du HI Millenium d’Arecibo,Heiles et Troland(2003) ont étu-dié les caractéristiques du WNM et du CNM en procédant à une décomposition en composantes gaussiennes de leurs spectres. Sur les 66 sources utilisées, toutes comportaient des composantes visibles seulement en émission de HI (WNM), tandis que seulement 48 d’entre elles possédaient aussi des composantes en absorption (CNM), rappelant ainsi que le CNM ne se trouve pas sur toutes les lignes de visées. En étudiant la distribution des densités de colonne de chacune des phases ainsi que leur température cinétique et leur température de spin,Heiles et Troland

(2003) ont obtenu des statistiques intéressantes. Premièrement, les composantes en absorp-tion possèdent une densité de colonne moyenne N(HI)CN M de 1.27×1020cm−2, tandis que les

composantes de WNM ont une densité de colonne moyenne N(HI)W N M de 2.04×1020cm−2

(Heiles et Troland, 2003). Si les densités de colonne sont intégrées sur les mêmes distances, le ratio des densités de colonne de chacune des phases sur la densité de colonne totale du HI correspond à la fraction de la masse du HI sous forme de CNM ou de WNM. Au-delà de |b| > 10°, Heiles & Troland obtiennent ainsi 61% du HI en WNM, considéré comme une limite inférieure. Ensuite, les distributions des températures des composantes en absorption et en émission sont disjointes. Pour le CNM, leur histogramme de N(HI)CN M en fonction

de la température de spin Ts possède une valeur médiane et moyenne de Ts =70K et 108K

respectivement. Les composantes de WNM, quant à elles, ont des températures cinétiques TK

avec une distribution étendue, allant de 500K à 10 000K. Environ 48% du WNM se retrouve à une température cinétique entre 500K et 5000K, ce qui correspond à une zone thermiquement instable dans le modèle de Wolfire et al.(1995,2003).

Les températures moyennes du WNM et du CNM sont différentes, mais qu’en est-il des dis-persions de vitesse turbulente et totale ? Là aussi, ces deux phases se distinguent. À partir de données LAB du HI en émission, Haud et Kalberla(2007) ont décomposé en composantes gaussiennes les spectres. Après beaucoup de travail pour déterminer quelles gaussiennes corres-pondent belles et bien à de l’émission HI et non pas à des problèmes de réduction des données, de décomposition en gaussienne ou d’interférences d’antennes, ceux-ci obtiennent quatre com-posantes principales avec des pleines largeurs à mi-hauteur (FWHM) de 3.9 ± 0.6, 11.8 ± 0.5, 24.1 ± 0.6 et 42 ± 5 km s−1_{. L’origine de la quatrième composante est inconnue des auteurs,}

mais la première et la troisième sont tout à fait cohérentes avec les modèles à deux phases du MIS cités plus haut. Il est possible d’estimer une limite supérieure à la température des trois

(29)

premières composantes et de les comparer avec les modèles. En convertissant leurs FWHMs en dispersions de vitesse totale par FWHM= √8 ln 2σv (Haud et Kalberla,2007), et puisque

celles-ci sont une combinaison d’un élargissement thermique σtherm et turbulent σturb, poser

σturb = 0revient à évaluer une limite maximale sur la température (équation 1.1).

σ2_v = σ_therm2 + σ2_turb= kBT mH

+ σ2_turb, (1.1) Les dispersions de vitesse totale des trois premières composantes sont de 1.66, 5.01 et 10.23 km s−1 _{respectivement. En posant σ}

turb = 0, les trois premières composantes ont une limite

maximale de température d’environ 330, 3000 et 12600 K. Alors que la première et la troi-sième température sont approximativement en accord avec les modèles, la deuxième à 3000K, comprenant à elle seule près de 40% du gaz mesuré (Haud et Kalberla, 2007), est dans un régime instable thermiquement et ne devrait donc pas être aussi présente. Ces proportions ont cependant aussi été observées parHeiles et Troland(2003) et dans les simulations numériques parGazol et al. (2001) dans des proportions de 48% et 50% respectivement.

Échelle de hauteur du CNM et du WNM

Puisque les dispersions de vitesse totale sont plus faibles pour le CNM que pour le WNM, il faut s’attendre à ce que le CNM soit plus confiné au plan de la Galaxie que le WNM, pour des proportions égales des autres types de support. C’est en effet ce qui est observé. Dans l’environnement solaire, le CNM a une échelle de hauteur (gaussian scale height) hCN M(R) =

150pc tandis que le WNM a une échelle de hauteur de hW N M(R) = 400pc (Kalberla et

Kerp,2009). La distribution verticale du HI, comprenant à la fois le CNM et le WNM, dépend cependant beaucoup du rayon. L’épaisseur du disque de HI est approximativement constante entre 3.5 < R < R. Par contre, elle diminue jusqu’à . 100pc à l’intérieur de R = 3.5kpc et

s’accroît exponentiellement au-delà du rayon galactocentrique solaire R. Une moyenne dans

l’environnement solaire donne comme densité volumique du HI en fonction de la verticale au disque z : hnHIi(z) = 0.57 × (0.70 exp−( z 127pc) 2 + 0.19 exp−(318pcz ) 2 + 0.11 exp−( |z| 403pc) 2 ) cm−3, (1.2)

1.6 Instabilité thermique

Suites aux observations optiques, UV et à 21cm, l’hypothèse d’un modèle à deux phases en équilibre de pression, le WNM et le CNM, fait son chemin. Cette idée provient du fait que les nuages de gaz froid, entourés de gaz chaud, sont trop peu denses pour être auto-gravitants et qu’il faut donc minimalement un équilibre de pression pour qu’ils ne se dispersent pas (Clark,1965;Field et al.,1969;Wolfire et al.,1995,2003). L’instabilité thermique expliquerait comment ces deux phases passent de l’une à l’autre alors qu’elles sont approximativement à la même pression. Le premier modèle d’instabilité thermique est dû à Parker (1953), alors

(30)

qu’il cherchait à expliquer l’origine des protubérances et des éjections solaires. Il a montré que, dans certaines conditions, un gaz d’hydrogène pur pouvait être instable thermiquement, c’est-à-dire que, sous l’effet d’un changement de température, les processus de chauffage et de refroidissement ne ramènent pas le gaz vers son état initial. Au contraire, ils accentuent son éloignement jusqu’à atteindre un autre état stable thermiquement. Quelques années plus tard,

Field(1965) revisite ces travaux et montre d’abord que le modèle deParker(1953) est incom-plet. Il montre que le critère d’instabilité thermique isobarique, responsable de la bistabilité du HI, correspond pour une fonction de refroidissement L(n, T ), à l’équation suivante :

∂L(n, T ) ∂T

P

< 0, (1.3)

C’est la dépendance en densité et en température des processus de chauffage et de refroidis-sement qui permet au milieu interstellaire d’exhiber deux phases en équilibre de pression. Le critère d’instabilité thermique isobarique présenté ci-haut est équivalent à (∂P/∂n) < 0 dans un diagramme pression-densité (figure 1.7).

Figure 1.7 – Diagramme pression-densité pour l’instabilité thermique du modèle de Wolfire

et al.(1995,2003). Les lignes verticales rouges délimitent les transitions entre les zones stables thermiquement, c’est-à-dire avec une dérivée positive, et la zone intermédiaire instable, avec une dérivée négative. La courbe pleine trace les valeurs pour lesquelles le chauffage est égal au refroidissement, soit L = n2_{Λ − nΓ = 0}_{. Au-delà de P}

crit, le gaz ne peut qu’être sous la

forme de CNM, tandis que sous Pmin, le gaz ne peut qu’être sous la forme de WNM. À une

pression intermédiaire, le gaz situé dans la zone instable se refroidira s’il est au-dessus de la courbe d’équilibre et se réchauffera s’il est en dessous, devenant ainsi du CNM ou du WNM, respectivement.

(31)

En deçà d’une pression Pmin, le gaz ne peut qu’exister sous la forme de WNM, alors qu’au-delà

d’une pression critique Pcrit, correspondant au moment où la dérivée passe d’un signe positif à

négatif, le gaz ne peut être que sous la forme de CNM. Entre Pminet Pcrit, le gaz possède deux

états stables et une zone instable où le gaz transitera soit vers le CNM, soit vers le WNM, selon que sa densité et sa pression sont situées au-dessus ou en dessous de la courbe d’équilibre thermique (figure 1.7) donnée par la fonction de refroidissement, exprimée ci-dessous, posée égale à 0 (équation 1.4).

L(n, T ) = n2Λ − nΓ, (1.4) Γ représente dans cette équation la somme des processus de chauffage et Λ la somme des processus de refroidissement. La dépendance en densité est distincte pour le chauffage et le refroidissement et elle apparaît donc explicitement dans l’équation. Le refroidissement étant généralement un résultat de collision entre deux particules, il dépend du carré de la densité des particules en présence. Le chauffage, quant à lui, dépend seulement du nombre de cibles pour les photons et les rayons cosmiques, qui est, lui, proportionnel à la densité.

1.6.1 Différents modèles du milieu interstellaire

En se basant sur les travaux de Field (1965), plusieurs modèles du MIS ont été développés. Ceux-ci avaient pour objectif de trouver les principales sources d’énergie produisant l’équilibre vertical du gaz dans la Galaxie, ainsi que les températures et densités des différentes phases. Le modèle de Field et al.(1969) propose que les rayons cosmiques de basse énergie à eux seuls chauffent assez le milieu interstellaire pour générer trois phases avec une échelle de hauteur verticale autour de 100pc. Deux des phases sont stables pour 100 < P < 1800 K cm−3_{, avec des}

températures de 104_{K et environ 100K, rappelant le WNM et le CNM respectivement. L’autre}

phase est instable et sa température est d’environ 5000K. En ajoutant un champ magnétique de 3µG et en diminuant l’abondance du carbone dans le gaz, les auteurs reproduisent relativement bien les observations de l’époque.

McKee et Ostriker(1977), quant à eux, proposent un modèle dont la principale source d’énergie provient des supernovae, avec comme ajout le rayonnement UV des étoiles OB et les rayons X de faible énergie des supernovae. Le modèle comporte trois phases principales : le HIM, un gaz très chaud et diffus avec une fraction d’ionisation x = ne/n ' 1 et occupant 70 à 80% du

volume. Le gaz froid du modèle possède des propriétés rappelant le CNM, et se situe dans les coquilles des supernovae. Lorsqu’il est soumis aux rayons X de faible énergie des supernovae, il forme le WNM avec x = 0.1, tandis que le rayonnement UV des étoiles massives produit le WIM, une variante du WNM mais avec x ' 0.7. Le WIM et le WNM forment ensemble 20% du volume dans le modèle de MO.

Plus récemment, le modèle du HI le plus répandu est celui de Wolfire et al.(1995,2003), basé entièrement sur la physique atomique. En combinant plusieurs processus de refroidissement ainsi que le chauffage occasionné par les rayons cosmiques, les rayons X de faible énergie,

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mais surtout l’effet photoélectrique sur les grains de poussière, ceux-ci montrent que le HI devrait présenter deux phases, le WNM et le CNM, d’un rayon galactocentrique R = 3 kpc jusqu’à R = 18 kpc. Ces deux phases ont une pression entre 103 _{et 10}4_{K cm}−3_{, en accord avec}

Jenkins et Tripp (2007) qui obtiennent une pression moyenne de P = 2700K cm−3 _{(3800 K}

cm−3 _dans_{Jenkins et Tripp}₍₂₀₁₁_{)) en étudiant en absorption les proportions du multiplet du}

carbone neutre (CI) dans l’UV. Malgré tout, comme pour le modèle de Field et al.(1969), la pression thermique à elle seule ne parvient pas à expliquer les échelles de hauteur du WNM et du CNM. Il est donc nécessaire qu’un champ magnétique, des mouvements turbulents ou des rayons cosmiques soient présents pour soutenir davantage le HI au-dessus du disque.

1.6.2 Sources d’énergie dans le modèle de Wolfire et al. (1995, 2003)

La modélisation de la structure et des caractéristiques physiques moyennes des différentes phases du MIS requiert d’en connaître les sources d’énergie, les modes de refroidissement et les abondances chimiques. Plutôt que de modéliser les explosions de supernovae comme dans le modèle de MO, Wolfire et al. (1995, 2003) considèrent trois sources d’énergie dont la distribution en énergie est assez bien connue : les rayons cosmiques de basse énergie, le rayonnement ultraviolet lointain des étoiles O et B ainsi que le rayonnement X de faible énergie. Ceux-ci ionisent le gaz et la poussière et l’énergie cinétique des électrons augmente localement la température et la pression du gaz. Wolfire et al. montrent cependant que l’effet photoélectrique sur les grains est dominant sur les autres processus.

Les phénomènes de refroidissement du gaz atomique neutre modélisés par Wolfire et al.(1995,

2003) sont les transitions de structure fine des atomes les plus abondants (CI, CII, SI, OI, SiI, SiII, FeI, FeII), l’émission Lyα correspondant à la transition n = 2 → 1 de l’hydrogène neutre en plus du refroidissement par recombinaison des électrons sur les grains de poussière chargés positivement. Pour n < 1.0 cm−3_{, les principales sources de refroidissement sont l’émission Lyα}

de l’hydrogène, les transitions fines d’atomes et d’ions tels que le CII (158µm), le OI (63µm), ainsi que la recombinaison des électrons avec les grains de poussière et PAHs. À plus haute densité, le refroidissement est principalement dû au CII, puisque la chimie moléculaire n’est pas prise en compte. Pour pouvoir comparer les simulations effectuées au cours de ce projet de recherche avec les observations, les différentes composantes de l’équation de refroidissement (équation 1.4) sont calculées ici-bas pour l’environnement solaire (1.8). Comme les objets étudiés sont distants d’environ 350 ± 35 pc (Schlafly et al., 2014), une hypothèse est faite quant au fait que la métallicité, la distribution de tailles des grains de poussière, le rapport des masses de la poussière et du gaz, ainsi que le flux ultraviolet, de rayons X et de rayons cosmiques, ne varient pas appréciablement sur ces distances.

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Figure 1.8 – Processus de chauffage (lignes pointillées) et de refroidissement (lignes solides) utilisés dans le modèle à deux phases du gaz atomique neutre deWolfire et al.(1995,2003). Les courbes sont calculées pour R = R. Le principal chauffage provient de l’effet photoélectrique

sur les grains de poussière et les PAHs, et ce, pour toutes les densités considérées. Pour le refroidissement à haute température, l’émission Lyα, la recombinaison des électrons sur les grains et les transitions de structure fine du CII et OI sont les principaux contributeurs. À basse température, le refroidissement par le CII est de plusieurs ordres de grandeur plus important que les autres processus. Figure 10b de Wolfire et al.(2003).

Deux sources principales d’erreurs sont à considérer en ce qui a trait à la validité de l’équation de refroidissement L(n, T ) présentée ici. Tout d’abord, certains processus de chauffage et de refroidissement du modèle deWolfire et al.(1995,2003) sont négligés dans les simulations afin de permettre un calcul rapide tout en conservant l’essentiel de la thermodynamique du gaz. Les approximations faites dans le cadre de ce projet ainsi que l’impact qui leur est associé sont présentés dans les sections suivantes. Ensuite, l’erreur relative sur les abondances chimiques, les modélisations des flux de rayons cosmiques, UV et X et certains coefficients dans les taux de réaction vont eux-mêmes parfois jusqu’à plus de 50%. Cependant, les études deWolfire et al.

(1995, 2003) varient chacun de ces paramètres sur plusieurs ordres de grandeur pour vérifier leur impact sur les propriétés thermodynamiques du gaz et la présence ou non de biphasicité. Il s’avère que même en modifiant les abondances chimiques d’un facteur 10 pour le carbone, d’un facteur 2 pour l’oxygène ou encore en multipliant ou en divisant le fond de rayonnement ionisant par un facteur 100, deux phases stables sont malgré tout présentes. L’intervalle de pression où elles cohabitent dépend toutefois du chauffage et du refroidissement considérés. Les valeurs des températures et densités moyennes des phases stables du gaz atomique sont donc données à titre indicatif.