Soutenance mémoire
Le rayonnement cosmique désigne le flux de particules de haute énergie se propageant dans l’Univers. Son appellation date de la découverte de son origine extraterrestre par Victor Hess en 1912. Depuis, l’étude de ce rayonnement et de ses propriétés est devenue un vaste champ de recherche dont nous allons donner ici un bref aperçu. Dans une première partie, nous présenterons les principales caractéristiques de ce rayonnement, c’est-à-dire son spectre en énergie, son spectre masse et sa distribution angulaire. Puis nous nous intéresserons aux processus d’accélération de ces particules ainsi qu’à leur propagation et leur possible origine. Dans une deuxième partie, nous nous intéresserons en particulier au rayonnement γ dont les principaux processus émetteurs, qu’ils soient leptoniques ou hadroniques, sont aussi les principaux processus responsables des pertes d’énergie des rayons cosmiques chargés. Nous nous intéresserons ensuite aux sources de rayonnement γ dans la Galaxie et l’Univers et discuterons de leur lien avec les sources du rayonnement cosmique. Enfin nous présenterons certains des résultats les plus récents pour la mesure du spectre en énergie des différentes composantes du rayonnement cosmique.
Rayonnement cosmique
Caractéristiques du rayonnement cosmique
Spectre en énergie
Le spectre en énergie des rayons cosmiques est mesuré sur environ 13 ordres de grandeurs, de ∼ 108 eV jusqu’à ∼ 1021 eV, et suit globalement une loi de puissance dont l’indice ne subit qu’une faible variation en trois endroits (voir figure 1.1). La première cassure, située aux alentours de ∼ 4×1015 eV, est appelée le « genou ». L’indice spectral de la loi de puissance suivie par le spectre de rayonnement cosmique est de ∼ −2,7 avant le « genou » et de ∼ −3,1 après. Le second changement intervient aux alentours de ∼ 4 × 1017 eV. On l’appelle le « deuxième genou » et l’indice spectral est alors de ∼ −3,3. Le dernier changement a lieu à ∼ 3×1018 eV et s’appelle la « cheville ». À cette occasion l’indice spectral redevient d’environ −2,7. Enfin, le flux de rayons cosmiques diminue très fortement à partir de 4×1019 eV où l’indice spectral devient ∼ −4,1 [1, 2]. Cette dernière brisure du spectre survient à l’énergie de coupure prédite par les travaux de Greisen, Zatsepin et Kuzmin sur la limite GZK, nommée ainsi d’après leurs initiales [3, 4].
Spectre de masse
La connaissance du spectre de masse du rayonnement cosmique, c’est-à-dire de l’abondance relative des différentes particules qui le composent, est cruciale pour comprendre la phénoménologie des rayons cosmiques et notamment la forme du spectre en énergie que nous avons présenté à la section précédente. Aux plus hautes énergies, la mesure du numéro atomique des noyaux constituant le rayonnement cosmique est très difficile et dépend nécessairement des modèles d’interaction hadroniques utilisés pour prédire le développement des gerbes atmosphériques. En revanche, au GeV, les détecteurs embarqués dans l’espace permettent des mesures très précises de la composition du rayonnement cosmique [8] :
• ∼ 98% de noyaux atomiques dont :
– ∼ 87% de protons ;
– ∼ 12% de noyaux d’hélium ;
– ∼ 1% de noyaux plus lourds ;
• ∼ 2% d’électrons ;
• ∼ 0,01% de γ.
Les mesures les plus récentes montrent aussi la présence d’antimatière dans le rayonnement cosmique sous forme de positrons [9] (∼ 10% du flux des électrons) et d’antiprotons [10]. Les spectres en énergie des noyaux les plus répandus ont un indice spectral très proche ce qui suggère un mécanisme d’accélération commun. L’abondance des différents éléments dans le rayonnement cosmique peut être comparée à l’abondance de ces mêmes éléments dans le milieu interstellaire environnant notre Soleil. La figure 1.2 montre une telle comparaison pour des noyaux dont l’énergie est de 160 MeV par nucléon, les deux distributions sont normalisées de telle façon que l’abondance relative du silicium (Z = 14) soit de 1000. Certains éléments sont bien plus abondants dans le rayonnement cosmique que dans le milieu interstellaire. En particulier le lithium (Z = 3), le béryllium (Z = 4) et le bore (Z = 5) sont environ 105 fois plus présents dans le rayonnement cosmique. Cette surabondance s’explique par le fait que ces espèces sont produites par les réactions de spallation lors de la propagation des rayons cosmiques dans le milieu interstellaire. Au cours de ces réactions, les noyaux du rayonnement cosmique interagissent avec des noyaux du milieu interstellaire qui se décomposent en noyaux plus légers.
Les noyaux instables du rayonnement cosmique permettent de déterminer le temps de propagation des rayons cosmiques. En effet lors des réactions de spallation, les différents isotopes d’un noyau qui sont créés ne sont pas tous stables. Par exemple, la réaction de spallation d’un noyau de carbone avec un noyau d’hydrogène produit – entre autre – soit un noyau de béryllium 9 (9Be) stable, soit un noyau de béryllium 10 (10Be) instable dont le temps de vie est de 1,387±0,012×106 années. Les sections efficaces de production de ces deux isotopes sont connues, leur rapport est donc uniquement modifié par la désintégration du béryllium 10. La mesure de ce rapport permet donc d’accéder immédiatement au temps de propagation moyen d’un noyau.
Processus d’accélération
La détection de particules à ces énergies pose la question de leur accélération. Dans cette partie nous présentons les différents processus théoriques d’accélération dont l’origine remonte à 1949.
Accélération de Fermi du second ordre
Le processus d’accélération de Fermi du second ordre est un mécanisme simple d’accélération électromagnétique qui met en jeu une particule chargée et un milieu ambiant où règne un champ magnétique, par exemple un nuage d’atomes ionisés. Ce processus a été proposé pour la première fois par Fermi en 1949 [18]. L’idée de Fermi est basée sur le fait qu’un nuage interstellaire magnétisé peut réfléchir une particule chargée qu’il rencontre. Dans ce cas l’accélération est produite par le champ électrique.
Accélération de Fermi du premier ordre
Le mécanisme décrit dans le paragraphe précédent n’est pas efficace à cause du terme en β 2 et du fait de la vitesse limitée des nuages magnétisés ce qui implique que β reste petit. Pour obtenir un mécanisme plus efficace, on peut augmenter la vitesse du nuage dans des proportions irréalistes du point de vue de ce que l’on sait du milieu interstellaire. Une alternative consiste à ne considérer que des collisions frontales dans le cas précédent, c’est-à-dire de ne considérer seulement le cas θ1 = π. Dans ce cas, hcos(θin)i = −1 et l’on obtient alors h ∆E E i = β, c’est-à-dire un mécanisme d’accélération du premier ordre. Le mécanisme que nous allons décrire par la suite permet de ne considérer que des collisions frontales. Il s’appuie sur l’existence de chocs astrophysiques. Ces chocs résultent de l’interaction d’un éjectat de vitesse très élevée dans le champ magnétique ambiant.
|
Table des matières
Introduction
1 Rayonnement cosmique et émissions diffuses
1.1 Rayonnement cosmique
1.1.1 Caractéristiques du rayonnement cosmique
1.1.2 Processus d’accélération
1.1.3 Propagation des rayons cosmiques
1.1.4 Origine des rayons cosmiques
1.2 Rayonnement γ
1.2.1 Les processus leptoniques de production de γ
1.2.2 Les processus hadroniques de production de γ
1.2.3 Propagation des rayons γ
1.3 Sources
1.3.1 Les sources galactiques
1.3.2 Les sources extragalactiques
1.3.3 Le critère de Hillas
1.4 Mesures du rayonnement cosmique
2 Introduction à la matière noire
2.1 Observations
2.1.1 A l’échelle galactique
2.1.2 A l’échelle des amas
2.1.3 A l’échelle cosmologique
2.1.4 Conclusion
2.2 Modèles théoriques et candidats
2.2.1 Les différents scénarios de matière noire
2.2.2 Particules massives interagissant faiblement
2.2.3 Autres candidats
2.3 Recherche de matière noire
2.3.1 Production
2.3.2 Détection directe
2.3.3 Détection indirecte
2.4 Cas de l’astronomie gamma
2.4.1 Flux intrinsèque
2.4.2 Profils de densité de matière noire
2.4.3 Sources potentielles de matière noire
3 Détection au sol du rayonnement γ de très haute énergie et émission Cherenkov
3.1 Développement d’une gerbe atmosphérique
3.1.1 Les gerbes électromagnétiques
3.1.2 Les gerbes hadroniques
3.1.3 Modèles d’interaction hadronique
3.1.4 Modélisation de l’atmosphère
3.2 Emission de rayonnement Cherenkov
3.2.1 Spectre de photons Cherenkov
3.2.2 Distribution latérale du rayonnement Cherenkov
3.3 Techniques de détection des gerbes atmosphériques
3.3.1 Télescopes imageurs du rayonnement Cherenkov atmosphérique
3.3.2 Technique d’échantillonnage du front d’onde Cherenkov
3.3.3 Échantillonneurs de particules
4 L’expérience H.E.S.S.
4.1 Un réseau hybride de cinq télescopes
4.1.1 Le site de l’expérience
4.1.2 La phase I de H.E.S.S.
4.1.3 La phase II de H.E.S.S
4.1.4 Mise à niveau de H.E.S.S. I
4.2 La calibration
4.2.1 L’étalonnage des caméras
4.2.2 L’étalonnage absolu en énergie
4.3 Les simulations dans H.E.S.S
4.3.1 Les outils de simulation
4.3.2 Simulation du développement des gerbes avec KASCADE
4.3.3 Simulation du détecteur
4.3.4 Simulation acquisition par acquisition
4.4 Reconstruction des événements
4.4.1 La méthode des moments réduits : modèle de Hillas
4.4.2 La méthode du modèle semi-analytique
4.4.3 La reconstruction « modèle 3D »
4.4.4 Comparaison des efficacités des différentes méthodes de reconstruction
4.4.5 Combinaison des différentes méthodes de reconstruction
4.5 Acceptance du détecteur et soustraction du fond
4.5.1 Fonctions de réponse de l’instrument
4.5.2 Les méthodes de soustraction du fond
4.6 Conclusion
Conclusion
Télécharger le rapport complet
