Transcript courbe d`extinction

Les poussières
interstellaires
Chapitre 4
En plus du gaz ionisé, atomique et moléculaire, le milieu
interstellaire contient des particules plus grosses (de l’ordre du
nanomètre au micron); ce sont les grains de poussière
interstellaire. Ces particules se forment dans les atmosphères
des étoiles froides (géantes, supergéantes), dans les novae et
supernovae et même dans les atmosphères de certaines étoiles
massives (dont l’atmosphère est riche en carbone). Elles ne
constituent qu’1/100 de la masse de la Galaxie mais elles sont
d’une importance capitale.
Chapitre 4 -- Importance de la poussière
 Les poussières absorbent et diffusent la
lumière provenant des étoiles. Comme
ce sont des particules d’assez grande
taille, la diffusion est sélective en longueur
d’onde. En conséquence, les nébuleuses
par réflexion, illuminée par une étoile
voisine, sont plutôt bleue.
 Les poussières ayant absorbées la
radiation, sont chauffées et réémettent la
radiation à des longueurs d’onde plus
longues (infrarouge moyen et lointain).
Chapitre 4 -- Importance de la poussière
 Leur surface peut servir de laboratoire pour
former des molécules telle le H2 qui ne
peuvent pas se former en phase gazeuse.
 L’effet photoélectrique à la surface des
grains par l’absorption de radiation
ultraviolette est une source d’électrons dans
le milieu interstellaire. Ces électrons
constituent une source de chauffage du gaz.
 La libération d’éléments lourds lors de
collision entre grains et ions dans les chocs
est à l’origine d’une partie des rayons
cosmiques lorsque ces éléments lourds sont
accélérés à leur tour.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
 L’extinction interstellaire, notée Al, est causée par l’absorption et la
diffusion de la radiation par des grains de poussière. Elle s’écrit comme suit
et est relié à l’équation de transfert :
Ici la profondeur optique est tl=0.921Al et peut aussi s’exprimer comme :
tl   nse ds
où se est la section efficace pour l'extinction, donnée par se=Qepa2 et Qe est
l'efficacité du diffuseur de rayon a.

Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 Donc,
, où on a posé
Ng   n ds
et supposé
que tous les grains sont des sphères de rayons a. Ng est la densité de colonne
des grains, l’intégrale de la densité sur la ligne de visée de l'observateur à l'étoile.
 sera réduite d'un facteur :
 La lumière le long de la ligne de visée
 Le changement de magnitude de l'objet le long de la ligne de visée, Dm=Al, est:
 De Dm on peut obtenir le rayon des grains si Qe et Ng sont connus. Plus
précisément, la courbe d'extinction contient de l'information sur la taille des
grains qui sont responsables de l'absorption et de la diffusion.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 La courbe d’extinction est une
courbe décrivant la valeur de
l’extinction en fonction de la
longueur d’onde.
 Elle est obtenue en comparant
la lumière qui nous parvient
d’une étoile subissant beaucoup
d’extinction à celle provenant
d’une étoile très similaire mais
ne subissant presque aucune
extinction. On obtient ainsi la
valeur de l’atténuation relative
de la lumière. Dans la figure
ci-contre, on trace par exemple
Al/ AV.
Figure 7.1 du livre "Le milieu interstellaire"
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 On définit l’excès de couleur par rapport aux filtres B (l=4400 Å) et V
(l=5500 Å) de Johnson :
 On peut alors définir la courbe d’extinction par Al/ E(B-V) en fonction de 1/l.
 Cette courbe d’extinction :
se caractérise par AV/E(B-V)=3.1=RV (aussi AB/E(B-V)=4.1=RB),
comporte une bande très importante à ~2175 Å provenant de particules
carbonées
et des bandes larges dans l’infrarouge moyen à 9.7 mm et 18 mm dues à
l’absorption par des silicates (ex: élongation Si-O ou torsion O-Si-O).
Fitzpatrick & Massa (1988)
Spectres IUE
11 étoiles
 La courbe d’extinction
n’est pas la même dans
toutes les directions.
Les différences sont
dues à différentes
propriétés des grains
comme par exemple
leur grosseur qui peut
varier suite à la
coagulation de petits
grains, l’ablation de
grains plus gros ou
même leur destruction.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 Dans l’ultraviolet, Fitzpatrick & Massa (1988) ont montré que la courbe
d’extinction peut être paramétrée. On l’écrit comme :
où c1, c2, c3 et c4 sont des constantes valides seulement pour une ligne de visée
donnée.
La fonction D(l) décrit la bande à 2175 Å et est donnée par :
 C’est la fonction de Drude. Le facteur g est un paramètre d’élargissement.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 La fonction F(l) définit la forme de l’excès dans l’ultraviolet et est donnée par :
 On retrouve aussi la courbe d’extinction sous la forme text/NH en fonction de l-1.
Ceci est dû au fait qu’il existe une relation entre la densité de colonne totale de
l’hydrogène et l’excès de couleur :
Terminologie
 Supposons maintenant que les grains sont des sphères homogènes de rayon a
avec un indice de réfraction n=m+ik.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 La partie imaginaire de cet indice correspond à l’absorption.
 Pour chacun de ces grains, on peut définir une section efficace
d’extinction contenant un terme d’absorption et un terme de diffusion
se=sa+ss où :
Qa est l’efficacité d’absorption et
Qs est l’efficacité de diffusion.
On définit Qe=Qs+Qa comme l’efficacité d’extinction.
 Pour des particules petites devant la longueur d’onde incidente, la théorie de
Mie donne,
où x=2pa/l<<< 1.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 Donc sa  a 3; la section efficace d’absorption est proportionnelle au volume
des grains et ss  a 6; la section efficace de diffusion est proportionnelle au
carré de leur volume.
 Pour de grandes particules (a >>> l) on trouve que Qa ≈ 1 (écran opaque) et
Qs ≈ 1 (diffraction par le bord du grain). On a donc Qe ≈ 2.
 On définit l’albédo comme le rapport des sections efficaces de diffusion et
d’extinction :
 Des mesures dans le visible et l’ultraviolet ont montré que l’albédo est voisin
de 0,6. Cependant, près de la bande à 2175 Å, il diminue fortement ce qui
montre que les particules qui génèrent la bande sont très petites.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 La fonction de phase, g(q), donne la distribution spatiale de la lumière
diffusée. q est l’angle entre la direction de la lumière diffusée et la direction de
la lumière incidente. g(q) est maximale pour q=0 (vers l’avant).
 Voici un exemple (graphique polaire
logarithmique) de la fonction de phase
pour un globule rouge sanguin (supposée
sphérique) ayant un rayon de 2.78mm. Un
photon de longueur d’onde 6350Å arrive
par la gauche et la particule est à l’origine
du système de
coordonnés. On
voit que la diffusion
se fait
préférablement
vers l’avant.
Chapitre 4.1 – Rougissement et extinction IS
 Ci-dessous, une simulation Monte-Carlo pour la diffusion de 100 photons par
un vaisseau contenant des globules rouges sanguins supposés sphériques.
 Note : La théorie de Mie est
développée en détail dans le
livre de H.C. van de Hulst,
"Light Scattering by Small
Particles", au chapitre 9.
Chapitre 4.2 – Diffusion par de petites particules
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
 Les grandes lignes de l’absorption et la diffusion par de petites particules de
poussière sont :
Le champ électrique de la lumière incidente induit un mouvement aux
électrons qui sont peu liés au grain de poussière (les noyaux ne bougent
pas beaucoup vu leur masse).
Ce mouvement des é donne de la radiation à la même fréquence et
localement en phase.
Chapitre 4.2 – Diffusion par de petites particules
Le rapport entre l’intensité absorbée par l’é celle qu’il émet est :
(8p/3)(e2/mec2)2.
L’amplitude émise dépend de la polarisabilité du grain () pour la
fréquence du rayonnement incident.  est définie comme suit: un
champ électrique, E, induit un moment dipolaire/unité de volume p=E.
La phase du rayon émis dépend de la forme du grain, de ses
dimensions et de son indice de réfraction.
L’interférence entre les photons provenant des diverses parties du grain
et du rayonnement incident conduit à la diffusion.
 Le cas de la diffusion par des particules petites par rapport à la longueur
d’onde incidente inclut les diffusions de Rayleigh et de Thomson. Le
traitement présenté ici est limité à de petites particules, mais elles ne sont
pas nécessairement sphériques.
Chapitre 4.2 – Diffusion par de petites particules
 On fait trois hypothèses qui permettent de simplifier beaucoup les calculs:
dimension << 1/k où k=2p/l
Le champ électrique doit pénétrer beaucoup plus rapidement dans le
grain (vp=c/n) que la période de l’onde incidente
 (dimension)/ vp = (dimension)n/c << l/ c, où n est l'indice
(complexe) de réfraction des grains. Cette condition est équivalente à
dire que la longueur d'onde à l'intérieur de la particule, l / n , est >>
dimension.
La polarisabilité  est isotrope, ce qui permet de la considérer comme
un scalaire.
Chapitre 4.2 – Diffusion par de petites particules
a) Cas général pour de petites particules. Diffusion de Rayleigh ou
dipolaire,
plus l est grand plus ss est petit,

et si c est l’angle de
diffusion, pour de la lumière incidente non polarisée d'intensité I0 :
 Dans ce cas,
où
Intervertir
Chapitre 4.2 – Diffusion par de petites particules
b) Diffusion par des électrons.
 Pour les électrons, la polarisabilité est donnée par:
où me est la masse de l'électron et w=2pn=kc.
 On obtient donc :
où re et sT sont respectivement le rayon classique de l'électron et la
section efficace de Thomson.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
 On a ainsi pour la section efficace de diffusion:
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
Plusieurs résultats observationels fournissent des contraintes qui nous permette
de contraindre les modèles de grains (i.e. taille, composition chimique, etc. ...).
4.3.1 Courbe d'extinction
 L’extinction s’obtient en intégrant Qe sur la distribution de taille des grains de
poussière du nuage. Le but est de trouver un mélange permettant de
reproduire la courbe d'extinction dans l’intervalle 0.3mm-1 ≤ l-1 ≤ 0.9mm-1 . Le
calcul exact est possible pour des sphères, des cylindres infinis et des
ellipsoïdes.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
 Il y a trois parties à expliquer:
L'augmentation dans le visible avec l-1.
La bande d’absorption à 2175 Å
L'augmentation rapide dans l'ultraviolet à l < 2200 Å.
 Il est impossible d’utiliser qu’une seule sorte de grains; ceux avec une taille
appropriée pour bien reproduire la partie visible de la courbe ne fonctionnent
pas aux longueurs d'onde plus courtes. D’autres sortes de grains doivent être
invoquer pour expliquer la bande à 2175 Å et l'augmentation rapide dans l‘UV.
(A) Le modèle de Spitzer
Grains de SiC avec a  0.75 mm pour le visible et l'infrarouge,
Grains de graphite avec a  0.25 mm pour le pic à 2175 Å,
Petits grains, a  0.045 mm, de magnésium et de silicate d'aluminium.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction

Problèmes:
l'augmentation UV observée est plus rapide que prédite par le modèle,
le modèle contient plus de silicium que disponible selon l'abondance
cosmique standard,
le modèle n'est pas unique. On peut réconcilier l'objection précédente en
remplaçant une partie des grains de silicate par de la glace, c'est-à-dire
en recouvrant de petits grains de silicate par des manteaux de glace,
mais l'absorption attendue de la glace à 3.1 et 9.7 mm n'est pas aussi
forte qu'elle devrait l'être.
(B) Le modèle MRN
Le modèle de Mathis, Rumpl & Nordsiek (MRN), a été proposé en 1977 et est le
modèle le plus couramment utilisé. Dans ce modèle, ils essaient de reproduire la
courbe d'extinction entre 0.11 mm et 1 mm. Leurs résultats peuvent se résumer
aux points suivants:
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction

Ils proposent un mélange de grains de graphite et de grains de silicates
[SiC, (Fe, Mg)SiO3, (Fe, Mg)SiO4].

La distribution en taille est représentée par une loi de puissance identique
pour les deux types de grains,
où A i est une constante.
Ici, i indique le type de grains :
0.005 mm < a < 1 mm
graphite
0.025 mm < a < 0.25 mm silicates

La profondeur optique s’écrit comme :
où Ni (ai) est la densité de colonne des grains d’espèces i et de rayon a.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction

Le graphite (grains plus petits)
est responsable de la bande
à 2175 Å. Il contribue ≈ 65 %
de l'extinction à toutes les
longueurs d'onde.

Les grains de graphite ne
devraient pas être enrobé afin
de reproduire la bosse
d'extinction.

La longueur du maximum de
polarisation lmax tombe dans
l’UV si tous les grains n'ont
pas d'enveloppe et si seuls
les grains de silicate sont
alignés et contribuent à la
polarisation.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
(C) Le modèle manteau-noyau

Van de Hulst en 1949 propose un modèle de grains entourés d'un manteau
de glace comprenant des impuretés. Greenberg et al. ont amélioré le
modèle en prenant en considération l'évolution chimique du manteau. Les
grains sont ainsi modélisés par un noyau de silicates enrobé d'une
enveloppe organique réfractaire. Celle-ci serait déposée sous forme de
glace sale et, sous l'action du rayonnement UV et des rayons cosmiques,
serait transformée pour produire des molécules organiques.

La distribution en taille des noyaux est une loi de puissance semblable à
celle du modèle MRN. L'accroissement en taille est dû à l'accrétion de
matière dans les nuages moléculaires où les conditions sont favorables à
un tel processus.

Aanestad et Greenberg (1983) en se basant sur ce modèle ont pu expliquer
la dépendance de la courbe de polarisation interstellaire à lmax, ou le fait
que K (largeur de la courbe normalisée de polarisation) dépende de lmax.
Ils reproduisent bien la courbe de polarisation et ses variations telles
qu'observées.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
(D) Le modèle de grains composites
 Les grains du système solaire
ressemblent un peu à des flocons de neige,
selon les échantillons recueillis et selon les
observations. Ainsi, Mathis & Whiffen (1989)
en sont venu à proposer un autre modèle
pour expliquer la croissance des grains et les
différences dans la courbe d'extinction et la
loi de polarisation selon les différentes lignes
de visée.
 Leurs grains sont formés d'agrégats de
grains plus petits de différentes compositions
chimiques, d'où le nom de grains composites.
Les grains de base sont de petites tailles,
> 0.01 mm, et constitués de graphite, de
carbone amorphe ou de silicate pur.
Comète de Halley, sonde Giotto
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Courbe d’extinction
Leur distribution suit la loi de puissance:
 Donc ces grains ressemblent beaucoup aux grains du milieu interplanétaire.
Les grains du modèles sont poreux et très faiblement liés.
 Les constituants de base (graphite et silicate) sont très résistants au milieu
Interstellaire. Le modèle exige aussi la présence de petits grains de graphite,
non liés à des structures plus grandes, pour expliquer la présence de la bande à
2175Å.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation

Cette forme de grains reproduit bien la loi d'extinction et ses particularités,
par exemple ses variations selon la ligne de visée. Elle reproduit également
la forme de la courbe de polarisation; mais les auteurs ne disent pas si elle
permet aussi d'expliquer ses particularités.
4.3.2 Polarisation: alignement de grains non-sphériques
(A) Conditions générales

Les observations montrent un alignement général de la polarisation linéaire
des étoiles près du plan galactique. L'alignement est parallèle à ce plan.
Cette polarisation est due à des gains non-sphériques.

Les mécanismes d'alignement sont habituellement considérés pour des
grains qui sont dans un nuage HI typique, dont les propriétés standard sont
(Spitzer 1978):
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
densité de poussière ng ≈ 8x10-11 grains cm-3,
densité d'hydrogène neutre nH ≈ 20 atomes cm-3,
température du gaz Tgaz ≈ 80K,
température des grains Tg≈ 15K.

La valeur de la composante longitudinale du champ magnétique dans le
voisinage solaire est de 2.2±0.4 mG. Cette valeur a été obtenue à partir des
mesures de rotation de Faraday pour les pulsars (Manchester 1974, ApJ,
188, 637).

On peut distinguer 3 classes de mécanismes d'alignement de grains:
alignement paramagnétique
alignement mécanique
alignement par des moments magnétiques.
Sommaire
Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques.
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Sommaire
Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques.
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Grains paramagnétiques: Le moment magnétique est non-nul; il interagit avec
un champ magnétique extérieur. Par contre, si on a plusieurs grains
paramagnétiques, ils auront des moments magnétiques dans des directions
aléatoires et la valeur nette sera nulle. Quand on applique un champ
magnétique, les moments magnétiques s’alignent (aimantation). L’aimantation
(B) Alignement paramagnétique
disparaît lorsqu’on enlève B,
Les mécanismes d'alignement paramagnétiques semblent les plus prometteurs.
Il a été suggéré dans sa forme originale par Davis & Greenstein (1951).
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
Alignement des grains à la
Davis-Greenstein
ferromagnétiques:
Dans
certains matériaux l’alignement de moment
 Grains
Davis
et Greenstein (1951,
ApJ,
magnétiques
persisteque
lorsqu’on
enlève B. Ce sont les matériaux
114,
206) ont proposé
les grains
ferromagnétiques.
On peut même sous l’action d’un champ fort, saturer
soient
alignés par le champ
l’aimantation.
magnétique
par relaxation
paramagnétique des grains qui sont
en rotation thermique.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 Les collisions, que l'on suppose élastiques, avec le gaz atomique et
moléculaire donnent un spin aux grains qui correspond à une énergie
rotationnelle de autour de chacun des trois axes principaux.
 Les vitesses angulaires thermiques de rotation, w, ainsi atteintes sont de
l'ordre de 104-105 s-1.
 Les grains acquièrent facilement un moment magnétique. Un grain chargé
en rotation a un moment magnétique (effet Rowland). S’il y a des é avec de spins
“non-pairés’’, le moment magnétique est plus fort (effet Barnett).
 Lorsqu'un grain paramagnétique est immergé dans un champ magnétique
externe, un champ magnétique interne est induit tel que la direction de ce champ
coïncide avec la direction du champ externe. Cet alignement des champs
externe et interne n'est pas instantané.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 Parce que les grains tournent sur eux mêmes avec un moment cinétique J,
il en résulte un torque qui fait précesser les grains (J autour de la direction du
champ magnétique B) à un taux angulaire
où
et M est le moment magnétique du grain:
Le grain tourne à une vitesse angulaire w, sa charge est Zge et < z2> est la
distance carrée moyenne de la surface chargée à l'axe de rotation.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 On trouve que la précession autour du champ magnétique est beaucoup
plus rapide que n'importe quel processus d'alignement des grains. Donc, peu
importe la façon dont les grains sont alignés, la direction de leur orientation
moyenne dans les nuages diffus est contrôlée par le champ magnétique.
 En effet, la distribution angulaire de l'orientation du grain est symétrique en
rotation par rapport à B. Donc, l'orientation du plan de vibration que l'on mesure
donne la direction du champ magnétique.
 Comme la rotation de Faraday indique clairement que B est en général
parallèle au plan de la Galaxie, on déduit que les grains sont alignés avec leur
plus grande dimension perpendiculaire au champ magnétique. Le grain absorbe
ainsi préférentiellement le E long de sa plus grande dimension et "laisse passer"
plus la composante de E dans la direction de B. La polarisation est donc
parallèle à la direction du champ magnétique galactique.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 Les analyses théoriques et les calculs
Monte Carlo montrent que pour expliquer
la polarisation interstellaire par ce
mécanisme il faut un champ magnétique
> 10-5 G, beaucoup plus grand que ce qui
est observé.
 Une façon possible de se sortir de ce
problème est de supposer que les grains
responsables de la polarisation
interstellaire sont légèrement
ferromagnétiques ou encore super
paramagnétiques.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 D'après ce mécanisme on a des agrégats inférieurs à 100 Å qui se
comportent comme une seule entité. On obtient ainsi un alignement avec un
champ de ≈ 10-6 G seulement. Mais l'existence même de ces agrégats n'est pas
du tout certaine.
Sommaire
Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques.
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 D'après ce mécanisme on a des agrégats inférieurs à 100 Å qui se
comportent comme une seule entité. On obtient ainsi un alignement avec un
champ de ≈ 10-6 G seulement. Mais l'existence même de ces agrégats n'est pas
du tout certaine.
Le mécanisme de Purcell
 Les collisions des grains avec les atomes ne sont pas du tout élastiques.
Environ 1/3 des atomes d‘H qui entrent en collision avec un grain vont "coller"
pour former des molécules H2 qui quitteront le grain en emportant une certaine
énergie de translation. Ceci a pour effet de donner une augmentation
appréciable de moment cinétique DJ au grain. Si les grains sont sphériques,
l'effet net est d'augmenter l'énergie rotationnelle des grains d'un ou deux ordres
de grandeur.
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 En pratique la conversion d’H en H2 se produit préférentiellement à
certains endroits de la surface qu'on appelle des "sites actifs". Ceci donne
une accélération rapide aux grains, un peu comme si des jets émanaient de leur
surface, donnant des valeurs de w pouvant atteindre 109 s-1 au lieu de 104 –
105 s-1 en rotation thermique. Cette rotation très rapide favoriserait l'alignement
des grains.
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Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques.
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
 En pratique la conversion d’H en H2 se produit préférentiellement à
certains endroits de la surface qu'on appelle des "sites actifs". Ceci donne
une accélération rapide aux grains, un peu comme si des jets émanaient de leur
surface, donnant des valeurs de w pouvant atteindre 109 s-1 au lieu de 104 –
105 s-1 en rotation thermique. Cette rotation très rapide favoriserait l'alignement
des grains.
(C) Alignement mécanique
 Par exemple, le mécanisme de Gold par lequel les grains sont alignés par
le gaz qui coule autour des grains: les grains présentent leur plus petite section
efficace au flot rapide du gaz, est moins efficace que le mécanisme de Davis
Greenstein (DG) par au moins un ordre de grandeur.
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Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
(D) Alignement par des moments magnétiques.

On peut distinguer deux mécanismes dans cette classe:
Le mécanisme de l'alignement ferromagnétique a été suggéré par
Spitzer & Tukey (1951). Les grains ont une magnétisation permanente
élevée.
Des grains en rotation peuvent aussi acquérir un moment magnétique
lorsqu'ils sont chargés (l'effet Rowland). Les grains se comportent alors
comme des dipôles magnétiques et l'alignement est comparable à
l'alignement de dipôles magnétiques. Ce mécanisme est encore moins
sensible que l'alignement ferromagnétique.
 Ces deux mécanismes d'alignement produisent un degré d'alignement qui
est négligeable pour des grains en rotation suprathermique dans des nuages
diffus (Lazarian 1995 MNRAS 277, 1235).
Sommaire
Chapitre 4 -- Les poussières interstellaires
o
o
o
o
o
Importance
4.1 Rougissement et extinction interstellaire
4.2 Diffusion de la lumière par des particules petites par rapport à l
4.3 Informations observationnelles contraignant les modèles de grains
o
1. Courbe d'extinction
o
(A) Le modèle de Spitzer
o
(B) Le modèle MRN
o
(C) Le modèle manteau-noyau
o
(D) Le modèle de grains composites
o
2. Polarisation: alignement de grains non-sphériques
o
(A) Conditions générales
o
(B) Alignement paramagnétique
o Alignement des grains à la Davis-Greenstein
o Le mécanisme de Purcell
o
(C) Alignement mécanique
o
(D) Alignement par des moments magnétiques
o
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
o
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
Chapitre 4.3 – Résultats des observations –
Polarisation
(E) Contraintes dues à la polarisation circulaire
 Le changement de signe de la polarisation circulaire à lc ≈ lmax ≈ 5500 Å
permet d'exclure des particules métalliques (Martin 1974, ApJ, 187, 461). Il faut
donc des diélectriques (avec partie imaginaire de l'indice de réfraction faible): la
glace ou SiC sont satisfaisants. Un accord quantitatif a été obtenu pour des
grains de magnétite (Fe3O4) ellipsoïdaux aplatis (Shapiro 1975, ApJ, 201, 151).
(F) Alignement dans les nuages moléculaires
 Les nuages moléculaires montrent une polarisation semblable à celle du
MIS. On l'observe dans le visible à la périphérie des nuages denses, typiquement
jusqu'à AV2, et dans le proche IR pour AV10.
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
 Les observations montrent généralement un bon accord entre l'alignement
des vecteurs de polarisation dans le visible et le proche IR. Mais la polarisation
dans l‘IR semble plafonner aux mêmes valeurs que dans le visible; même si AV
est plus élevé, le taux de polarisation ne l'est pas, contrairement aux attentes.
4.4 L’émission d’énergie par les poussières interstellaires
 Dans le milieu interstellaire, les grains sont chauffés par la radiation UV et
optique. Par la suite, ils émettent dans l’IR moyen et lointain. Si on soumet un
grain de poussière de rayon a à une densité de rayonnement un, l’énergie
absorbée sera :
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
Qa(n) est l’efficacité
d’absorption du grain.

L’énergie émise par le grain sera quant à elle :
 L’équation d’équilibre thermique :
température d’équilibre du grain.
permet d’obtenir la
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière

Si Qa était indépendant de la fréquence, on obtiendrait comme solution:
où  est la constante de radiation (=4s/c, où s est la constante de
Stephan-Boltzman) et la densité totale d'énergie inclut la valeur typique
pour la lumière stellaire dans le MIS soit environ 7 x 10-13 erg cm-3 ainsi que
la contribution du corps noir à 2.7 K qui vaut 4 x 10-13 erg cm-3.

Une approximation plus réaliste qu'une constante est :
(Qa croît dans l’UV)
qui donne pour une fonction de Planck à 104 K dilué par un facteur W de 10-14 :
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière

Pour tous les matériaux considérés jusqu'à maintenant, la température
diminue lorsque le rayon du grain augmente. Ce résultat est dû au fait que pour
x (=ka= 2pa/l) plus grand qu'environ 1, Qa plafonne et n'augmente plus avec x (dans l’IR,
x<<<1 donc Qa dépend de 1/l et dans l’optique, x1 donc Qa est environ constant; le
rapport de Qa dans l’IR et l’optique augmente avec a).

La température T ne dépend que faiblement des différentes approximations
faites parce que Eem dépend très fortement de T. Par ex, un grain de glace sale
qui a une température de 15 K à la périphérie d'un nuage aura des températures
de 8 K et 4 K à des profondeurs optiques tn de 10 et de 100 respectivement.

Dans les régions HII où l‘H est ionisé, le rayonnement Lyman  est
habituellement le mécanisme dominant pour le réchauffement des grains. La
contribution des collisions est négligeable.

Les températures des grains que l'on trouve dans les régions HII sont plus
grandes que celles des grains dans les régions HI.
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
 Pour une densité nH de 10 cm-3, on trouve pour T, 20 et 40 K
respectivement pour des grains de glace (a=0.1 mm) et de
graphite (a= 0.05 mm) ou 45 et 55 K pour ces mêmes grains si nH = 103 cm-3.
 Par contre, près des étoiles centrales des régions HII, le champ de
radiation stellaire est très fort et le gain d’énergie l'emporte sur l’énergie
donnée par la radiation Lyman  pour des distances à l'étoile suffisamment
petites. Dans les régions HII compactes, le réchauffement par Lyman  peut
même être ignoré.
 Le spectre émis par le grain dépend du champ de rayonnement mais
aussi des propriétés du grain lui-même.
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
 Dans la figure ci-contre, on a inclus
différents types de grains à différentes
températures pour reproduire l’émission
continue dans l’IR en provenance de la
nébuleuse d’Orion:
Silicates amorphes à 80K
Silicates amorphes à 130K
Carbone amorphe à 85K
Carbone amorphe à 55K
Très petits grains de carbone
amorphe à 300K
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
 Dans la discussion précédente, on a sous-entendu qu’il y a avait équilibre
thermique. Cependant, si le grains est très petits, cet équilibre pourrait ne pas
être atteint. L’absorption d’un seul photon peut conduire à une élévation
importante de la température du grain si sa capacité calorifique est trop faible.

Si hn m  0 C  T dT , où Teq est la température discutée
Teq
précédemment et hnm est l’énergie moyenne des photons absorbés, alors les
fluctuations de température du grains seront importantes.

Lorsque le grain absorbe un photon d’énergie hn, il sera chauffé à T tel que:
où T0 est la température initiale du grain.
T
hn   C T dT
T0
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière

En première approximation, on peut écrire la capacité calorifique d’un grain de N
atomes comme: C(T)=3Nk et son énergie thermique comme Et=3NkT.

La température du grains sera alors: T=hn/3Nk (ici on néglige l’énergie initiale du
grain).

Pour un grains avec 50 atomes absorbant un photon à 1000 Å, on trouve:
T=1000K!!

Il émet dans l’IR vers 3mm et se refroidit avec un taux:
dT
1

4pa 2Qan p Bn T dn

dt C T 

La l des photons devient de plus en plus longue.

Le refroidissement se fait en quelques secondes tandis que le temps entre 2
absorptions dans le MIS typique est de plusieurs mois.
Chapitre 4.4 – Émission d’énergie par la
poussière
(Les plus gros grains ont une capacité calorifique plus grande que les plus petits grains.)
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
4.5 Lumière diffuse dans les régions HII
 On peut constater la présence de la
poussière dans les régions HII directement
à partir de photographies.
 Plusieurs nébuleuses présentent des
caractéristiques d'absorption qui bloque
l'émission nébulaire et la lumière des
étoiles qui sont situées derrière la
nébuleuse (voir ci-contre). Mentionnons ici
les globules identifiés pour la première
fois par Bok et les structures en trompes
d'éléphants et queues de comètes.
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
 La poussière diffuse la radiation dans le continu en provenance des étoiles
enfouies dans les nébuleuses, ce qui produit un continu nébulaire. L'observation
de cette lumière diffusée par les poussières dans ces objets nous permet de
déterminer approximativement le rapport gaz-poussières. Pour déterminer la
fraction de la lumière du continu qui est dû à la diffusion par la poussière, il faut
calculer la contribution nébulaire atomique causée par l'émission lié-libre et
libre-libre. Ceci peut être fait en mesurant l'intensité d'une raie de recombinaison
comme Hb. Ainsi on trouve que la lumière diffusée est beaucoup plus importante
que la lumière du continu atomique dans la plupart des nébuleuse.

Hypothèses:
Soit une nébuleuse sphérique, homogène, illuminée par une seule étoile
située au centre.
Le coefficient d'extinction par unité de volume est constant dans toute la
nébuleuse:
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII

Hypothèses:
La fonction de phase pour la diffusion par les grains est isotrope (donc
aucune dépendance en q et f).

Le flux en provenance de l'étoile reçu au point P à une distance r de l'étoile
(en négligeant l'extinction de l'étoile au point P) est

Définissons:
ng le nombre de grains de poussière par unité de volume dans la
nébuleuse.
Ce est la section efficace d'extinction à la fréquence n
g l’albédo du grain (=Qs/Qe).
Dans ce cas, ngCe sera la section efficace d'extinction par unité de volume.
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
 Le coefficient d'émission par unité de volume par angle solide dû à la
diffusion est:
 En intégrant le long d'une ligne qui passe à une distance b du centre de
l'étoile, on obtient l'intensité du rayonnement continu diffusé:
où le rayon de la nébuleuse sphérique et homogène est r0.
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
 On peut comparer ce résultat à la brillance de surface dans la raie Hb
observé pour la même nébuleuse. Le rayon de la sphère à l'intérieur de laquelle
l'hydrogène est ionisé,Rs, appelé rayon de Strömgren, peut être différent du
rayon r0 pour lequel la diffusion est efficace:
où effHbest le coefficient de recombinaison effectif pour la raie Hb.
 Le flux de l'étoile reçu à la Terre étant Ln/4pD2, où D est la distance de
l'étoile. Le rapport des deux distributions d'intensité peut être écrit sous la forme :
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
 Le 1ier facteur concerne les propriétés atomiques et celles de la poussière.
Le 2ième est l'inverse du flux de l'étoile reçu à la Terre et le 3ième est le produit du
rayon angulaire de la nébuleuse dans le continue diffusé (r0/D) et dans la raie Hb
(Rs/D). Le dernier facteur donne la variation angulaire des brillances de surface.
 Ainsi, si on connaît les brillances de surface et le flux de l'étoile, et si on peut
déterminer la densité électronique (soit à partir des mesures à Hb ou de rapports
de raies comme [OIII] ou [SII]), il est possible de déterminer le rapport :
qui est proportionnel au rapport des densités du gaz à la poussière.
Les valeurs typiques de ce rapport dans les régions HII varient entre
4x1020 et 1.5x1022 cm-2 (Osterbrock 1989).
 Si on fait des hypothèses raisonnables concernant les propriétés des grains
de poussière, on peut trouver le rapport gaz-poussières dans les régions HII:
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
Une valeur moyenne approximative du rayon des particules qui sont
efficaces pour produire de l'extinction dans la partie visible du spectre est
a  0.15 mm.
Si on adopte g ≈1,
Cs≈ pa2 ≈ 7x10-10 cm2, on trouve :
pour une valeur typique déduite des observations dans les régions HII. Si
maintenant on suppose également que la densité des grains de poussière est
environ 1 g cm-3, on trouve que le rapport des masses :
ce qui est tout à fait comparable au rapport que l'on trouve pour le milieu
interstellaire en général.
Chapitre 4.5 – Lumière diffuse dans les régions HII
 La plus grande partie des grains de poussière est constituée d'éléments
lourds, parce que H et He ne peuvent être sous forme solide aux très faibles
densités de l'espace interstellaire.
 Donc une grande fraction des éléments lourds de la matière interstellaire est
contenue dans les grains de poussière. En conséquence, l'abondance d'un
élément tel que le C dérivée à partir des observations du gaz dans une nébuleuse
est en fait une limite inférieure à l'abondance véritable, parce que une grande
partie du C est présente sous forme de poussière.
 On peut également estimer la quantité de poussière dans un globule de
rayon de 0.05 pc. Ce dernier apparaît plutôt opaque, de sorte que t (5000Å) ≥ 4
le long de son diamètre. Si on suppose que la poussière dans ce globule a les
mêmes propriétés que celle qui se trouve dans une nébuleuse ionisée, on trouve
que ng ≥ 2x10-8 cm-3. Si en plus on suppose que le rapport gaz/poussière est le
même, on obtient nH ≥ 2x104 cm-3.
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
4.6 Lumière émise par la poussière
 On peut détecter directement la présence de la poussière par son émission
thermique infrarouge.
 De telles mesures sont maintenant possibles depuis l'avènement de détecteurs IR
suffisamment sensibles.
 Les observations peuvent être faites à
partir du sol dans certaines fenêtres où la
transmission de l'atmosphère est non nulle,
ou à partir de ballons, d'avion (Kuiper
Airborne Observatory) et de satellites.
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
 Mentionnons le satellite IRAS qui a fait un sondage presque complet du
ciel dans 4 bandes centrées à 12, 25, 60 et 100 mm. Il y a eu ISO (maintenant
non fonctionnel) et il y a SIRTF (maintenant appelé Spitzer Space Telescope)
(A) Dans les régions HII
 Le rayonnement IR continu que
l'on mesure dans les régions HII est de
l'ordre de 102 à 103 fois plus important
que le rayonnement attendu des
continus libre-libre et lié-libre, tel que
prédit à partir des intensités de la raie
Hb ou des fréquences radio. Il est donc
clair que ce rayonnement est le
rayonnement dû aux poussières.
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
 En première approximation, la poussière émet comme un corps noir. Donc
en principe deux mesures à des longueurs d'onde différentes permettent de
déterminer la température de la poussière:
Une nébuleuse bien étudiée, M42 (NGC1976)
Le flux mesuré à 11.6 et 20 mm, par exemple, dans la nébuleuse
infrarouge autour du Trapèze (dans Orion, M42) donne une
température de couleur de Tc 220 K. Cette valeur représente
approximativement la température des grains de poussière. Les grains
sont chauffés à ces températures par le rayonnement ultraviolet et
visible en provenance des étoiles chaudes et du gaz ionisé par ces
mêmes étoiles.
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière

Mais le spectre n'est pas vraiment bien représenté par un corps noir à une
seule température, ni même un ensemble de corps noirs avec une distribution
de températures. On observe entre autre:
Un pic intense à 9.8 mm avec une pleine largeur à mi-hauteur d'environ 2.5 mm
dû à des silicates dans les étoiles supergéantes de type spectral tardif, et
probablement également dans les régions HII.
D’autres pic plus étroits à ll3.28, 3.4, 6.2, 7.7, 8.6 et 11.3 mm qui sont
trop larges pour être dues à des raies en émission d’ions. On les apelle des
Unidentified Infrared Bands (UIB). Elles sont probablement dues à des
hydrocarbones polycycliques aromatiques ou PAH qui sont de grosses
molécules constituées de 20 à 50 atomes, telles que C24H12, ou plus
généralement, des particules de carbones hydrogénées amorphes. Ces grosses
molécules sont excitées par lerayonnement UV ou visible et passent ainsi à des
niveaux vibrationnels excités. En retournant au niveau fondamental, elles
émettent des photons dans les différentes bandes observées.
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
3 sortes de PAH
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
3.3mm mode
d’étirement C—H
8.6 mm torsion C—H
dans le plan
11.3, 11.9, 12.7 et 13.6
mm torsion C—H hors
plan; dépendamment
combien il y a de lien
C—H voisin (solo, duo,
trio, quartet)
6.2 et 7.7 mm sont des
modes de torsion de
lien C—C--C
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
On a trouvé une corrélation entre le
flux infrarouge (entre 40 et 750 mm) et
le flux radio.
Spitzer présente une corrélation
semblable entre la luminosité IR
(obtenue du flux IR) et le nombre de
photons ionisants (calculé à partir du
flux radio). Comme le flux radio est
proportionnel au nombre de
recombinaison dans la nébuleuse,
l'émission IR est également proportionnelle au nombre de recombinaisons ou de
façon équivalente, au nombre d'ionisation ou encore au nombre de photons
ionisants absorbés dans la nébuleuse
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
 Une interprétation possible est que tous les photons dans la raie Ly sont
éventuellement absorbés par la poussière puisque chaque ionisation dans une
nébuleuse opaque sera suivie d'une recombinaison. Mais comme les photons Ly
sont diffusés plusieurs fois avant de pouvoir s'échapper, ils seront donc presque
tous absorbés par la poussière. C'est cette énergie qui est réémise dans l‘IR.
Mais le calcul montre que l'émission IR est environ 5 fois plus importante que ce
qui peut être attribué à l'absorption de photons Ly seulement.
 Donc, il faut qu'en plus des photons Ly, une grande fraction de tous les
photons ionisant soient absorbés par la poussière pour expliquer les données.
(B) Dans les nébuleuses planétaires
 Contrairement aux régions HII pour lesquelles on avait déduit la présence de
poussière à partir des observations dans le continu visible, la présence de
Chapitre 4.6 – Lumière émise par la poussière
poussière dans les nébuleuses planétaires n'était pas soupçonnée avant les
observations infrarouges.
 La plupart des nébuleuses planétaires ont un flux IR entre 5 à 18 mm qui est
10 à 100 fois plus important que les contributions libre-libre et lié-libre. Le continu
IR dans la plupart de ces objets a un pic près de 30 mm.
 Comme pour les régions HII, le continu IR des nébuleuses planétaires est dû
à la poussière, chauffée par le rayonnement stellaire et celui de la nébuleuse
dans les raies de résonance, particulièrement Ly. On observe également des
bandes d'émission comme dans les régions HII qui indique la présence probable
de PAH. Par contre, la profondeur optique dans les nébuleuses planétaires est
faible, ce qui n'est pas le cas pour les régions HII.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
4.7 Propriétés physiques des grains de poussière
Température
Voir section 4.4
Charge électrique
 La charge électrique d'un grain est le résultat de la compétition entre la
photo-éjection d'é de la surface du grain par l'absorption de photons UV et la
capture d'ions positifs et d'é libres du gaz nébulaire dans lequel se trouve le grain.
Méthodes utilisées pour calculer la charge des grains:
La charge du grain est continue, seulement l'interaction coulombienne
est considérée (Spitzer 1941 ; premier calcul de la charge des grains).
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Spitzer 1941 :
Charge du grain est d’abord négative car les é se déplacent beaucoup
vite que les ions.
Mais à mesure que Qgrain devient négative, la capture de charge positive
devient plus probable (car Qgrain les attire)
Il y a un équilibre qui est atteint entre ces deux processus qui donne la
charge du grain
En principe, il faut aussi tenir compte de l’effet photoélectrique par les
photons UV
Mais ceci suppose que la charge est continu. En fait deux grains
n’auront pas nécessairement la même charge à cause que cette
dernière est ‘’quantisée’’ (augmente ou diminue en unité de é)
C’est Simons (1976) qui tient compte le premier de cet effet
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Charge du grain est discrète, encore seulement l'interaction coulombienne
est considérée (Simons 1976).
 À un instant donné, il y a une fraction fn de grains avec une charge
q=né.
 Pour un grain donné, sa charge change continuellement; il passe fn
pourcent du temps avec une charge né.
 Si nS est la solution de Spitzer, il s’agit de la valeur de n qui maximise la
valeur de fn; c’est la valeur la plus probable pour la charge du grain.
 Pour nS>>>>1, fn est une fonction très étroite centrée sur nS; la charge
est effectivement continue. Valide par exemple dans une région HII où
nS>∓100.
 Pour nS∓1, l’effet est important. C’est le cas des régions HI avec
T=100K ou des nuages moléculaires où T=10K (nS=∓0.1).
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Charge discrète en incluant la (charge-image) induite par polarisation par
l'ion ou l'é (Simpson, Simons & Williams 1978; Draine & Sutin 1987). En
effet, lorsqu’une charge s’approche du grains, elle y induit une charge
qu’il faut tenir compte dans les calculs.
Les effets dus à charge discrète et la polarisation induite sont importants
lorsque la charge est petite, par exemple dans les régions HI. Un paramètre
important pour déterminer la charge des grains est l'énergie de bande interdite
Eg,dont dépend fortement l'efficacité de photoéjection (Watson 972).
Matériaux avec Eg faible: carbone amorphe de forme graphitique
(Eg ≈ 0.2 eV) et graphite.
Matériaux avec Eg élevé: carbone amorphe semblable au diamant ou
polymérique (Eg ≈ 2.5 eV) et silicates.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
La méthode consiste donc à calculer la contribution de chacun des trois
processus et de les balancer en supposant qu'il y a équilibre. Si ce n'est pas le
cas, alors il faut introduire les variations temporelles. Pour calculer les différentes
contributions, il faut connaître les densités d'é et d'ions, donc il faut un modèle
détaillé de la région. La charge peut dépendre de façon sensible de la chimie
locale, donc aussi de la position dans le nuage.
Dans la partie interne d'une nébuleuse ionisée, la photoéjection domine et
les grains sont chargés positivement, tandis que dans les régions externes où le
flux UV est plus petit, la photoéjection n'est pas importante et les grains sont
chargés négativement parce que plus d'é, qui ont une plus grande vitesse
thermique que les ions positifs, frappent les grains. Par exemple, des grains de
glace sale de rayon a = 0.3 mm près d'une étoile chaude O5 ont une charge de
+380 à une distance de 3.8 pc de l'étoile, de zéro à 8.5 pc, et de -360 dans les
régions les plus éloignées.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Dans un nuage HI diffus, la charge positive des grains en surface du nuage
diminue avec la profondeur, au fur et à mesure que la photoéjection devient
moins importante. Les charges sont beaucoup plus petites que dans les régions
HII, typiquement de quelques charges, peut-être jusqu'à 10.
Importance:
 Les grains chargés sont influencés par B

Les grains chargés sont entraînés par interaction coulombienne par les
ions

L’effet photo-électrique qui charge le grain a pour conséquence
d’injecter des photo-électrons dans le gaz ce qui en bout de ligne le
chauffe

Les grains chargés ou neutres peuvent contribuer à la neutralisation
des ions.

Dans les régions très froides les grains peuvent emprisonner un grande
fraction des é
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Évolution des grains
 Les investigations théoriques montrent que les grains, lorsque déjà formés,
peuvent croître par accrétion d'atomes individuels qui sont dans le gaz
interstellaire.
 Par contre, il est impossible de former ces grains à partir de collisions
atomiques, même aux plus grandes densités que l'on observe dans les
nébuleuses gazeuses.

Pourtant, la poussière que l'on observe dans les coquilles de matière
éjectée par les nébuleuses planétaires, et dans les vents d'étoiles géantes et
supergéantes rouges montre que ce processus doit se produire d'une façon ou
d'une autre! Et ceci à partir de gaz qui se trouvait préalablement sous forme
complètement gazeuse.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques

La poussière est de nature différente autour de différents type d’étoiles:

Autour d’étoiles géantes où O/C>1 on retrouve un raie à 10mm due à un mode
d’élongation de Si-O du silicium amorphe.

Autour d’étoiles OH/IR, cette raie apparaît en absorption avec d’autres raies
attribuables à des silicates cristallins

Autour d’étoiles de carbone, on ne retrouve pas ces raies. Ceci n’est pas
surprenant car O/C<1 un condition non favorable à la formation de silicates. Par
contre, on retrouve une raie à
11.3 mm attribuable à SiC

En plus de grossir parce que des ions s’y collent,
il peut y avoir à la surface du grain formation d’un
manteau de glace, surtout de H2O. On ne sait pas
vraiment si l’eau est sous forme gageuse dans le MIS
et se condense (peu probable car l’abondance est faible)
ou si la glace se forme par chimie à la surface du grain.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Pour expliquer l’extinction réduite au courte longueur d’onde dans certaines
ligne de visée, on doit avoir destruction de petits grains ou tout simplement
leur coagulation en grains plus gros. Le temps de coagulation, tcoag dépend
de la section efficace du grain (par atome de H) et de la vitesse relative des
grains, Dvd, qui elle dépend de la turbulence hydrodynamique ou magnétohydrodynamique. Il est donné par:
Il sera donc important dans les nébuleuse denses mais pas dans les
nébuleuse diffuses.
Destruction ou réduction de la taille des grains
Trois processus peuvent détruire les grains, ou réduire leur taille:
A) l'érosion optique ou l'éjection d'atomes ou de molécules par des
photons.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Il s’agit d’un processus encore mal compris et potentiellement important durant
lequel un atome ou une molécule peut être éjecté de la surface d’un grain suite à
l’éjection d’un seul photon. On l’appelle la photodesorption.
Par exemple, le photon peut rendre l’atome chargé de façon à ce qu’il subisse
une force répulsive par le reste du grain.
B) l'éjection d'atomes des grains par des ions positifs
énergétiques (sputtering). Lorsque un ions de la phase
gazeuse entre en collision avec un grain, il peut y avoir
éjection d’un atome ou molécule de sa surface. Graduellement, le grain devient plus petit et seulement
son noyau subsiste.
Ceci se produit principalement dans des chocs
rapides vS>100 km/s. Les grains sont détruit
à 50% pour vS>200 km/s
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Le taux de sputtering se
caractérise par une quantité qu’on
appelle le ‘’sputtering yield’’, Y(E)
pour des projectile H et He sur des
grains de silicates ou carbonnacés.
Barlow (1978) ainsi que Draine et
Salpeter (1979) et Tielens (1994)
ont calculé ces valeurs (voir
l’exemple ci-contre pour des grains
carbonnacés).
Ces calculs se comparent très
bien aux données de laboratoire.
La collision entre grains tend
aussi à les détruire.
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
C) La vaporisation de molécules de la surface des grains chauds.
La probabilité par unité de temps pour qu’une molécule à la surface d’un grain
soit sublimée est donnée par:
où U0 est l’énergie de liaison de la molécule et no ~1013 s-1 est la fréquence
caractéristique de vibration. Pour Nmono mono-couches de glace à la surface du
grain, la température du grain ne devrait pas excéder Tsubl afin de survivre un
temps Dt:
Chapitre 4.7 – Propriétés physiques
Plus concrètement:
Donc, un manteau de glace (U0=0.5 eV), d’une épaisseur de 103 couches
peut survivre ~106 années si T<108K.
De tels manteau peuvent donc survivre à une étoile massive par exemple
qui a une durée de vie d’environ 5 x 106 années.
Présentement, on croit que pour des particules dielectriques, le sputtering
n’est pas important sauf peut être dans les régions externes des nébuleuses. La
vaporisation est importante dans les parties internes et l’érosion optique est mal
comprise. Les particules de carbone et de silicates, par contre, sont plus
fortement liées et sont donc plus résistantes que les particules de glace.