Le gaz ionisé Chapitre 3

1. Le gaz ioniséChapitre 3 Le gaz ionisé dans le MIS est produit par le rayonnement UV des étoiles chaudes (hn > 13.6 éV), par des chocs, des rayons-x ou des particules chargées énergétiques. Nous distinguerons dans ce chapitre les régions HII et le gaz interstellaire diffus et chaud.

2. Plan… 3.1 Les régions HII 3.1.1 Les étoiles qui les génèrent 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse 3.1.3 Degré d’ionisation 3.1.4 Taille d’une région HII 3.1.5 Bilan énergétique/température d’une région HII 3.1.6 Émission continue L’émission libre-lié L’émission libre-libre

3. Chapitre 3.1 Les régions HII 3.1 Les régions HII 3.1.1 Les étoiles qui les génèrent • Autour d'une étoile chaude, Il y a une région de gaz photoionisée qu’on appelle: région HII. • Il s’agit de grandes nébuleuses brillantes visibles en optique dans le continu (radiation libre-libre), dans des raies de recombinaison radio ou optiques telle, Hal6562Å (1.9 éV) et dans les raies de structure fine. • On les retrouve à proximité d'étoiles jeunes et massives (par exemple, la nébuleuse d'Orion, M42).

4. Chapitre 3.1 Les régions HII-- Orion

5. Chapitre 3.1.1 Les étoiles qui les génèrent • La forme, la taille et la luminosité d’une région HII dépendent du type de l'étoile excitatrice et de la densité du milieu environnant. Bien qu’il soit rare qu’elles aient une forme sphérique nous le supposerons quand même…en première approximation, • La figure ci-contre présente le nombre de photons Lyman du continu, NLyman, émis par seconde pour des étoiles de différents types spectraux (ou température effective).

6. Chapitre 3.1.1 Les étoiles qui les génèrent • Si on appelle, fLyc, la fraction de l'énergie totale de l'étoile émise à n>3.2x1015 Hz (=912Å) : • Par exemple, on trouve que pour les étoiles plus tardives que B0, fLyc < 0.1. • Les régions HII sont bornées soit: • par l'ionisation: tous les photons Lyc sont absorbés par le gaz proche ou • par la densité: la masse de gaz qui entoure l'étoile est inférieure à celle qu'elle peut ioniser, donc des photons Lyc s'échappent.

7. Chapitre 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse • 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse • Voyons de quelle façon une étoile affecte son milieu environnant: • Des photons au-dessus de la limite de Lyman sont émis et la plupart des atomes d‘H dans le gaz qui entoure l‘ étoile sont dans l’état fondamental. • Lorsqu’un photon d’énergie (Ee=hn) > (IH =13.6 éV) ionise un atome d’H libérant un électron, l'énergie de ce dernier sera Ee= hn - IH. • Cet électron, selon son énergie, a une probabilité plus ou moins grande de se recombiner avec un ion ou de se "thermaliser". • Quelle est l'énergie moyenne d'un électron qui vient d’être arraché • à son atome d’hydrogène (photo-électron)?

8. Chapitre 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse • Appelons S(n) le nombre de photons émis par seconde et par intervalle de fréquence pour une étoile de rayon R*. Le nombre de photons capable d’ioniser l‘H est : • où nous utilisons un fonction de Planck • pour décrire S(n) : • L’énergie moyenne des photo-électrons sera :

9. Chapitre 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse • Or, on peut montrer, qu’en faisant l'approximation que hn >> kTeff,(valide à ces énergies), on trouve que : • Pour une étoile B5 (voir la figure ci-dessus) on a Teff = 15500 K, <Ee>=1.3 éV et pour une étoile O5, on a Teff = 40000 K,  <Eé> = 3.2 eV. • À ces énergies, l'électron ne peut que se "thermaliser", la probabilité de recombinaison étant des ordres de grandeur plus faible que celle des collisions avec les électrons "thermiques". Le photoélectron cède ainsi une partie de son énergie au gaz d'électrons, jusqu'à ce que son énergie soit suffisamment faible pour que la probabilité de recombinaison soit grande. Il libère alors un photon dit de recombinaison, d'énergie s'il se recombine sur le niveau n, avec une énergie de départ Te.

10. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • On voit que les photons de recombinaison issus d'une recombinaison sur le fondamental ont une énergie: • Ce sont donc des photons ionisants, au même titre que les photons stellaires. • La température Te introduite ici est la température cinétique qui caractérise la distribution de vitesse des électrons d'une région HII. • 3.1.3 Degré d'ionisation • Avec les notations introduites ci-dessus, le nombre de photons ionisants f(r) qui traversent par seconde l'unité de surface d'une sphère de rayon r centrée sur l'étoile, détermine le nombre d'ionisations par seconde dans l'élément de volume unité, dues aux photons stellaires:

11. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • où sI est la section efficace • de photoionisation de HI (sI ≈ 6 x 10-18 cm2 à 912 Å (an -3)). • Le nombre de recombinaisons par seconde, dans le même élément de volume s'écrit • où a1 est le coefficient de recombinaison sur le fondamental et a (2) sur tous les niveaux sauf n = 1. Les unités de ces coefficients sont: cm3 s-1. On a aussi que : • , • (voir par exemple, Spitzer, 1978, p. 105).

12. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • Le nombre total d'ionisations par seconde, en tenant compte de celles engendrées par les photons de recombinaison est donc: . • Ce qui donne: . • À l’équilibre, le nombre de photo-ionisations est égal au nombre de recombinaisons. On a alors,

13. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • On peut maintenant définir, x, le degré d'ionisation de l'hydrogène comme : • où . • Or • ce qui donne, Car ne=n(HII).

14. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • Si (ici on néglige l’absorption des photons stellaires par la • poussière) et en utilisant l’expression pour a(2), on obtient : •  • Ou plus simplement: • avec, • .

15. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • On voit donc que le degré d'ionisation de l‘H dans une région HII est partout très voisin de 1. De plus, on peut montrer que la zone où x décroît vers 0 est extrêmement fine. En effet, en géométrie plane, la variation def(r) n'est due qu'à l'absorption de photons Lyc par les atomes d’hydrogène neutres: • Or, ce qui donne que : • De plus, est le libre-parcours moyens d'un photon Lyc dans un milieu d'hydrogène neutre à densité nH. Notre équation différentielle devient donc :

16. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • Donc, on voit que la variation du nombre de photons ionisants se fait sur un distance de l’ordre de quelques libres parcourt moyens (car ici x1). • On sait aussi que f et x sont reliés par: Pour un 

17. Chapitre 3.1.3 Degré d’ionisation • L’équation différentielle pour le degré d’ionisation est donc : • Si on définit la variable sans dimensions: ,on a finalement: • Cette équation différentielle a pour solution (voir par exemple Dyson & Williams p. 84):

18. Chapitre 3.1.4 Taille d’une région HII • L'épaisseur de la zone de transition est donc extrêmement faible: • et surtout très petite devant la taille d'une région HII. • 3.1.4 Taille d’une région HII • Le flux de photons Lyc émis par seconde par l'étoile peut s'exprimer, pour un quelconque rayon r interne à la région HII comme la somme de deux termes:

19. Chapitre 3.1.4 Taille d’une région HII • Le premier terme est le nombre de photons Lyc non absorbés dans le volume qui traversent la sphère de rayon r. • Le second est le nombre de photons Lyc effectivement absorbés dans ce même volume. Ici il ne faut tenir compte que des recombinaisons sur les niveaux supérieurs ou égal à 2 car nous avons vu que les recombinaisons sur le niveau fondamental produisent un photon qui ionisera le premier atome qu’il rencontrera. Nous ne devons donc pas les compter. • On définit un rayon RS par:

20. Chapitre 3.1.4 Taille d’une région HII • C’est le rayon de Strömgren pour le sphère ionisée. • On a que x ≈ 1 partout pour r < RS et nH = constante = n0 est la densité initiale du gaz autour de l'étoile. Numériquement: • ce qui montre que d << RS et justifie le terme front d'ionisation souvent utilisé.

21. Chapitre 3.1.4 Taille d’une région HII • La quantité U=RSnH2/3, représente le pouvoir ionisantde l’étoile (donné en pc cm-2/3) et est souvent donnée dans la littérature. • Les photons ayant une énergie un peu > 13.6éV sont surtout absorbés par les atomes d’H. Il en va de même des autres atomes; l’élément absorbant le plus efficace pour un photon donné est celui dont le seuil d’ionisation est juste un peu < à cette énergie. Ceci vient du fait que les sections efficaces d’ionisation dépendent fortement de la fréquence (an-3). En conséquence, il se forme une structure d’ionisation dans une nébuleuse de densité relativement uniforme. • En principe, il est très rare de trouver une région HII sphérique et isolée.Le MIS et en conséquence les régions HII sont plutôt hétérogènes. • En fait, les étoiles massives se forment souvent en bordure des nuages moléculaires. La région HII fera éclater la bordure du nuage et à cause de sa pression élevée se répandra à l’extérieur (P=nkT). C’est ce que l’on appelle l’effet champagne.

22. Chapitre 3.1.4 Différents types de régions HII

23. Chapitre 3.1.4 Différents types de régions HII

24. Chapitre 3.1.4 Différents types de régions HII – M17 Rayons-x Optique IR

25. Chapitre 3.1.5 Bilan énergétique et T d’une région HII • 3.1.5 Bilan énergétique/température d’une région HII • Si l'on raisonne de façon simpliste et on suppose que l'énergie (environ E ≤ 18 éV) du photon Lyc incident se partage simplement entre: • 1.3 éV à 3 éV: énergie cinétique du photoélectron, perdue lors de sa thermalisation avec le gaz d'électrons thermiques à Te, donc intégralement utilisée à chauffer ce gaz et • le reste E - (1.3 à 3 eV) ≤ 15 eV rayonné dans les raies de recombinaison (Lya: 10.2 éV, Ha: 1.9 eV, ...) donc perdu pour le gaz, on obtient une température Te d'équilibre bien supérieure à celle observée qui est Te ≈ 104 K .

26. Chapitre 3.1.5 Bilan énergétique et T d’une région HII • En effet, le coefficient de chauffage (erg cm-3 s-1) est donné par: • et le coefficient de refroidissement est: • si on suppose que le • photoélectron ne se recombine que lorsqu'il s'est "thermalisé". • En écrivant que le gaz d'électrons est à l'équilibre thermique (L = G) et qu'il y a partout équilibre d'ionisation (NI = NR) on obtient

27. Chapitre 3.1.5 Bilan énergétique et T d’une région HII • En fait, l’explication est très simple. Nous n’avons tout simplement pas tenu compte de tous les processus qui se produisent dans le nuage. • Tout d’abord, une partie de l'énergie du photoélectron est rayonnée par radiation Brehmsstrahlung, c’est-à-dire des transitions libres-libres. • De plus, l’énergie du photoélectron servira à exciter par collisions des transitions qui peuvent évacuer de manière radiative d'importantes quantités d'énergie par l’entremise des raies "interdites" d'ions comme NII, OII et OIII dont les niveaux excités sont à quelques 0.1 - 1 éV au-dessus de l’état fondamental. • Nous allons maintenant discuter de ces deux type de rayonnement en plus de détails.

28. Plan… 3.1 Les régions HII 3.1.1 Les étoiles qui les génèrent 3.1.2 Mécanisme d’ionisation de la nébuleuse 3.1.3 Degré d’ionisation 3.1.4 Taille d’une région HII 3.1.5 Bilan énergétique/température d’une région HII 3.1.6 Émission continue L’émission libre-lié L’émission libre-libre

29. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • 3.1.6 Émission continue • L’émission continue des nébuleuses ionisées est produite par plusieurs mécanismes et est observable dans un large intervalle du spectre électromagnétique (de l’ultraviolet aux ondes radio). • L’émission libre-libre • Lorsqu’un électron passe à proximité d’un ion mais n’est pas capturé par ce dernier, il perd de l’énergie et est donc freiné d’où l’appellation radiation de freinage ou Brehmsstrahlung (en Allemand).

30. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Si on a des électrons dont la distribution de vitesses est maxwellienne, on peut montrer que l’émissivité, la quantité d’énergie émise par unité de volume à une fréquence donnée est : • où • les unités dans la seconde partie sont des ergs s-1 cm-3 Hz-1 ster-1 • nn est l’indice de réfraction du plasma (1 pour les régions HII) • Z est la charge des ions (1) • ni la densité des ions (nine) • gff est le facteur de Gaunt Pour une démonstration, voir par exemple Rohlfs & Wilson (2000), Tools of Radio Astronomy, 3ième éditon, Springer-Verlag, Berlin.

31. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Le facteur de Gaunt représente l’intégration sur les paramètres d’impact(limites finies) de l’électron qui passe près de l’ion : • Avec , aux conditions habituelles des régions HII. Dans le visible, • ce facteur est près de 1. • On peut aussi définir le coefficient d’absorption pour l’émission libre-libre : • où Bn est la fonction de Planck.

32. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Dans le radio, on peut utiliser l’approximation de Rayleigh-Jeans (hn<<< kT): • . Notre coefficient d’absorption devient alors : • Ce qui nous permet d’écrire la profondeur optique comme : • où est la mesure d’émission.

33. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Le facteur de Gaunt, gff, s’écrit dans le radio comme : • L’émission libre-lié • Un rayonnement continu est aussi produit lorsque les électrons libres se recombinent avec les ions. Pour l’atome d’H par exemple, la recombinaison sur les différents niveaux produits des discontinuités dans le spectre : • La discontinuité de Balmercorrespond aux recombinaison sur le niveau n=2 • La discontinuité de Paschen correspond aux recombinaison sur le niveau n=3

34. Chapitre 3.1.6 L’émission continu n=1  Lyman n=2  Balmer n=3  Paschen n=4  Brackett n=5  Pfund

35. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • La figure ci-contre montre un spectre d’émission • libre-libre + libre-lié pour un gaz d’hydrogène à Te=7x103K.

36. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Calculons maintenant le coefficient d’émissivité libre-lié. • Normalement, nous avons une distribution thermique d’énergie ou de quantité de mouvement (Ee=pe2/2me, pe=mev) pour l’électron libre et donc la distribution est donnée par l’équation de Maxwell-Boltzmann. Pour une température T on a donc : • Le nombre de recombinaisons spontanées par cm3 par seconde au niveau n dues à des captures d'électrons avec une quantité de mouvement dans l'intervalle à = N :

37. Chapitre 3.1.6 L’émission continu où , Ne est le nombre d’électrons, Ni le nombre d’ions et sn(v) est la section efficace de recombinaison au niveau n (d’énergie In=hnn) donnée par l’équation de Milne : et an(n) est la section efficace de photoionisation à partir du niveau fondamental par exemple (n en général), gn est le poids statistique pour le niveau n et gion pour l’état ionisé.

38. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • En remplaçant ces expressions dans notre équation pour N on trouve: • En utilisant hdn=mevdv (hn=Ecin+In) on trouve :

39. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Finalement, l’énergie émise par cm3 par seconde due aux recombinaisons au niveau n de photons dans l’intervalle de fréquences n à n+dndans l'angle solide dW est donné par Nhn qui s’écrit comme : • Or, l’énergie émise par cm3 par seconde dans l’intervalle de fréquences n à n+dn due aux recombinaisons au niveau n est aussi donnée par  NeNien(n) dnoù en(n) est l’émissivité libre-lié (au niveau n), ce qui nous permet d’écrire finalement:

40. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Dans cette expression, on a que : • De plus, pour un atome de type "hydrogène" on a pour n ≥ nn et an(n)=0 pour n < nn . • Ici, g(n,n) est le facteur de Gaunt. Numériquement, on a : pour n ≥ nn .

41. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Plus spécifiquement, pour l’hydrogène on a que : • Et en intégrant sur toutes les fréquences on a finalement l’émissivité libre-lié total du continu :

42. Chapitre 3.1.6 L’émission continu L’émission à deux photons • Il n’y a pas qu’une façon pour un électron de passer d’un niveau à un autre. En effet, il peut passer directement au niveau inférieur en émettant un seul photon ou par l’intermédiaire d’un niveau virtuel (non quantifié) avec l’émission de deux photons dont la somme des énergies est égale à l’énergie de la transition en question. La probabilité d’une telle transition est très petite mais parfois, lorsque la densité est faible et que les collisions ne peuvent pas dépeupler les niveaux, ce type de transitions peut devenir important. • Exemple: l’H peut se recombiner au niveau 2 2S1/2 , qui lui ne peut se désexciter que par l’émission de deux photons, car la transition dipolaire électrique vers le niveau 1 2S1/2 est interdite. La radiation continue ainsi produite augmente vers l’UV. Ce continu UV est plus intense que le continu libre-libre ou libre-lié.

43. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • La figure ci-contre montre l’émission libre-lié pour l’HI, HeI et HeII ainsi que la contribution du rayonnement à deux photons, g0(2q). • Soit A2s,1s le coefficient d’Einstein pour l’émission spontanée à deux photons (n1+n2=nLyman). L’équilibre statistique pour N(2 2S1/2) est : où a2Sc est le coefficient de recombinaison pour peupler le niveau 2 2S1/2 (direct ou niveau sup) et q(2s,2p) est la section efficace de recombinaison vers le niveau 2p à partir du niveau 2s, suite à une collision avec un é (changement de moment orbital, L=01). On aurait aussi pu tenir compte des transitions de désexcitation par collision vers le niveau 1 2S1/2 ou des collisions avec des pr., mais elles sont beaucoup plus faibles.

44. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • L’énergie émise par cm3 par seconde dans le continu par le processus à deux photons dans l’intervalle d’énergie hn à hn+hdn est, quant à elle, donnée par : • Le terme de droite dans cette équation représente le nombre de transition du niveau 2 2S1/2 par cm3 par seconde multiplié par la probabilité d’émission d’un photon d’énergie hn, multipliée par l’énergie du photon. • Posons y=n/nLyman . • SiP(y) est la probabilité d’émettre un photon de fréquence y=n/nLyman . (l’autre photon aura une énergie égale à 1-n/nLyman), et • Si est la probabilité d’obtenir un photon (quelque soit la fréquence)

45. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • alorsA2s,1s est donné par : • (le facteur ½ est dû au fait que l’on compte la même paire de photon deux fois). • La probabilité d’émettre un photon d’énergie hn sera : • De plus, notre équation d’équilibre statistique nous permet d’écrire :

46. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • Notre équation d’équilibre devient donc : • Posons maintenant: . On a finalement : • .

47. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • La radiation provenant des poussières • Les nuages de gaz ionisés contiennent aussi des grains de poussière. • Ces poussières contribuent à la radiation continue des nébuleuses de gaz ionisé. • La lumière des étoiles excitatrices se trouvant dans le nuage est diffusée par les grains et produit de la radiation dans le domaine ultraviolet. • De plus, en absorbant également une partie de la lumière continue des étoiles ainsi que la radiation Lyman  provenant de la nébuleuse, les grains sont chauffés et ré-émettent ensuite de la lumière dans l’infrarouge moyen et lointain. • Cette lumière peut être assez intense comparativement aux autres sources discutées ci-dessus.

48. Chapitre 3.1.6 L’émission continu • L’énergie totale émise dans le continu • L’heure est au bilan!!! • Si on néglige pour le moment la radiation provenant des poussières, l’énergie totale émise dans le continu par une nébuleuse de gaz ionisé est : Radiation libre-libre: Radiation libre-lié: n=n0 à ∞ Radiation à deux photons :

49. Chapitre 3.1.7 Les raies de recombinaison • L’énergie totale émise par cm3 par seconde dans l’intervalle de fréquence • à n+dn est donc : 3.1.7 Les raies de recombinaison • Le spectre d’une nébuleuse de gaz ionisé contient de nombreuses raies d'émission. Lorsqu’un électron se recombine à un état excité de l’atome, il s’en suit une cascade radiative, d’où l’origines des raies.

50. Chapitre 3.1.7 Les raies de recombinaison