Des objets hors du commun

Après cette rapide introduction historique, commençons par aborder le vaste sujet que constitue l’étude des NAGs par un rappel des spécicités observationnelles de ces objets. Leur luminosité extrême varie typiquement entre 10 et 10 erg.s −1 . Cette gamme peut toutefois s’étendre à de plus faibles valeurs compte tenu de la limite de détection des sources faibles, et du possible obscurcissement par la poussière située très près de l’engin central. Elle semble toutefois piquer autour de 10 erg.s −1 . La densité des NAGs pique quant à elle autour de z = 2,5 où ils étaient de cent à mille fois plus nombreux que maintenant. Ceci en fait des objets très intéressants à étudier du point de vue cosmologique puisqu’une si forte dépendance de la luminosité avec le décalage spectral vers le rouge (redshift ) montre qu’il doit y avoir un lien entre la jeunesse d’une galaxie et la création d’un noyau actif en son cur.
Le spectre typique d’un NAG ne ressemble pas à celui d’une galaxie normale. Alors que celui d’une galaxie normale est dominé par de fortes composantes stellaires et de poussière du milieu interstellaire, le spectre d’un NAG paraît relativement plat des X durs à l’IR intermédiaire (cf. la Fig. 1.2 présentant le spectre typique d’un quasar radio-fort et d’un quasar radio-faible). Leur spectre radio est généralement un ordre de grandeur supérieur à celui des galaxies normales.

Les structures radio

Les émissions radio observées au c÷ur des NAGs et à grande distance du noyau ont une même origine : le rayonnement synchrotron des électrons accelerés à des vitesses relativistes par le champ magnétique du NAG transporté via les jets bipolaires.
Les jets sont des structures très impressionnantes et intéressantes à étudier du fait de leur haut degré de collimation qu’ils peuvent garder sur des distances atteignant plusieurs centaines de kiloparsecs. De plus, les observations interférométriques en radio avec le VLBA (Very Long Base Array ) et le VLBI (Very Long Baseline Interferometer ) montrent que la structure du jet est continue sur ces échelles. Ceci impose que le noyau, où ils prennent naissance, soit stable sur des échelles de temps de quelques millions d’années. Il est courant que les jets se terminent par d’imposants lobes radios (voir par exemple ceux de la galaxie M87). Scheuer (1974) et parallèlement Blandford et Rees (1974) furent les premiers à expliquer la présence de ces lobes. En eet, les jets produits au c÷ur de la galaxie active (typiquement dans le 0,01pc central) transporteraient l’énergie du noyau sur de très longues distances. Ainsi lorsque les jets rencontreraient la matière du milieu intergalactique, un front de choc se créerait. La dissipation d’énergie et la rétro-propagation de la matière résultante seraient à l’origine de la morphologie en cocon des lobes radio (voir la Fig. 11.3 pour illustration, Wilson et Ulvestad 1987). La question de la formation des jets est toujours matière à débats. Toutefois, il semblerait que le jet soit formé dans le voisinage immédiat de l’horizon du TN central et du disque d’accrétion, où le gradient de pression est tel que la matière est contrainte à être éjectée le long de l’axe perpendiculaire au disque. Les forces électromagnétiques jouent aussi probablement un rôle important pour la formation des jets. La collimation du jet serait renforcée par un pincement de la part du champ magnétique. Elle serait également due à la vitesse de propagation du jet.
Tant que celle-ci demeure supersonique, l’énergie n’a pas tendance à se dissiper sous forme de chaleur, le jet s’évase peu et n’entraîne pas le gaz ambiant dans sa course. Ainsi les deux paramètres clé dominant la structure des jets et des lobes semblent d’une part être le caractère supersonique du jet, et d’autre part le rapport entre la densité du plasma constituant le jet et celle du gaz du milieu environnant dans lequel il se propage.
Très souvent, les observations ne montrent qu’un seul jet se propageant d’un coté de la galaxie et non de l’autre. Il est très peu probable que cela soit dû à une asymétrie de l’émission ou de la matière qui bloquerait la propagation dans une des deux directions. Il parait aujourd’hui bien établi que cette asymétrie dans les observations est en fait la conséquence du beaming relativiste. Le contre-jet, se propageant dans la direction opposée, est en conséquence (quasi-)invisible. Ceci est un fait important pour l’unication des NAGs.

Le schéma unié des NAGs 

Les jets sont également susceptibles de produire de l’émission X et γ . Cela se produit lorsque les photons très énergétiques émis par l’engin central, ou rediusés des jets euxmêmes, rencontrent un électron relativiste du jet. Des photons X ou γ sont alors émis par un processus de synchrotron-self-Compton.

La région des raies larges (BLR)

On distingue deux régions émissives de raies : la région des raies larges (BLR) et la région des raies étroites (NLR). L’élargissement des raies de la BLR est dû au gaz en mouvement dans un écoulement s’éloignant de l’engin central à des vitesses typiques de 5 000 km.s −1 , pouvant dans certains cas atteindre les 15 000 km.s −1 . Les raies larges les plus importantes du visible sont la raie Lyman α de l’hydrogène, la raie permise du carbone ionisé trois fois CIV, la raie semi-interdite du carbone ionisé deux fois CIII] et la raie interdite de l’oxygène ionisé deux fois [OIII]. Leur émission dans cette région serait due à la photoionisation de nuages de gaz par le rayonnement UV/X très intense émis par le disque d’accrétion. La BLR étant située entre 0,1 pc et ∼ 1 pc du TN supermassif central, sa température est de l’ordre de 10 4 K. Les températures de sublimation des grains de poussière données précédemment sont bien en deçà de cette valeur, il est donc peu probable que la poussière puisse survivre dans l’environnement que constitue la BLR et l’on peut  présumer qu’elle est essentiellement composée de gaz. La valeur moyenne de la densité du gaz est de l’ordre de 10 10 cm −3 , il est toutefois à noter qu’elle varie certainement de manière radiale par rapport à la distance au c÷ur. La masse totale de gaz ionisé est comprise entre 1 et 10 4 M¯ suivant la luminosité de l’engin central. Une partie du rayonnement central s’échappe et n’est pas interceptée par la matière de la BLR. Ainsi, la distribution de cette masse n’est sans doute pas isotrope, ni homogène, et il est très probable au contraire qu’elle soit en fait répartie sous forme de petits nuages dont le facteur de couverture varie entre 10% (pour les NAGs les plus faibles) et 20% (pour les quasars et les Seyfert 1 dont la luminosité est la plus élevée).

L’implication des NAGs dans la formation des galaxies

Dernier sujet abordé dans ce chapitre consacré au NAG, mais non des moindres : celui de l’implication de ces objets dans la formation et l’évolution des galaxies. Je vais en discuter dans le contexte du modèle cosmologique Lambda Cold Dark Matter (ΛCDM). Dans cette théorie, l’Univers grandit de manière hiérarchique, à travers les instabilités gravitationnelles dans un espace en expansion : les halos de matière noire s’eondrent et fusionnent ensemble an de former des structures plus massives. La matière baryonique qui représente une plus petite fraction de la densité de masse, glisse au creux des puits de potentiel gravitationnel de matière sombre. Par intercations collisionnelles, le gaz chaue en tombant, puis se refroidit par des processus free-free, ou rayonnement de freinage. Les premières étoiles se forment alors. Dans ce cadre et d’après les récents résultats apportés par le Sloan Digital Sky Survey (SDSS), il semble que les galaxies elliptiques, massives, de populations stellaires vieilles et généralement observées au c÷ur des amas de galaxies, se sont formées dans un mode de refroidissement rapide du gaz du halo. Lorsque la masse du halo est plus faible comparativement à la masse de gaz chaud de l’amas, alors l’accrétion est quasi-statique et la structure formée est un disque, donnant naissance à des galaxies de type spiral. La transition entre ces deux régimes se situerait à une masse de halo de 2 à 3.10 M¯ (Croton et al. 2006). Trois choses remarquables semblent indiquer que la formation et l’évolution des galaxies est liée de très près à l’activité des NAGs : la première, c’est que le nombre de NAGs hautement lumineux pique à z = 2-3 dans l’espace des redshift, c’est-à-dire à l’époque où le taux de formation stellaire était le plus important (Kaumann et al. 2003) ; la seconde est la détection d’un trou noir massif au c÷ur de toutes (ou presque) les galaxies proches ; la dernière repose sur la corrélation entre la masse du trou noir massif central et la masse du bulbe (voir la Fig. 1.12, Häring et Rix 2004).
La Fig. 1.9 tirée de Croton et al. (2006) expose la fonction de luminosité des galaxies dans deux bandes de l’optique et de l’IR proche en fonction de la masse du trou noir. Elle montre qu’il y a un fort écart (près de deux magnitudes) entre les observations (points bleus )et la théorie se basant sur le modèle hiérarchique ΛCDM (traits pleins ). Le modèle prédit qu’il devrait y avoir extrêmement plus de galaxies de forte luminosité (c’est-à-dire de grandes masses ou elliptiques), ainsi qu’un plus grand nombre de galaxies de faible luminosité (de petites masses ou spirales). Cela signie qu’un, ou plusieurs éléments ont stoppé la poursuite du refroidissement et de l’eondrement du gaz du milieu inter-galactique (MIG), et ainsi empeché la poursuite de la croissance des galaxies. Quelles sources de chauage sont susceptibles d’avoir un tel impact ? Ce peut être la formation stellaire et les explosions de supernovæ, comme ce peut être les NAGs, injectant de l’énergie dans le MIG par l’intermédiaire de leur champ de rayonnement central ou de leurs jets proéminants (voir la revue de Begelman 2004).
Il est à noter que ces phénomènes, sans doute majeurs dans la co-évolution des galaxies avec leur trou noir central, constituent une direction de recherche prometteuse qui commence tout juste à être explorée. Pour ce qui est de l’implication des radio-galaxies dans la formation des galaxies, on peut citer l’article de revue de Best (2007), et dans ce qui suit je m’appuyerai principalement sur les descriptions proposées par Best et al. (2005) et Croton et al. (2006).
Concernant la discussion suivante sur le rôle particulier que jouent les Seyferts, elle portera essentiellement sur des éléments tirés des travaux de Storchi-Bergmann et al. (2001), De Lucia et al. (2004) et Davies et al. (2006).

Le noyau en IR intermédiaire

Dans l’IR intermédiaire, les premières images avec une résolution de 100 mas ont été obtenues au Keck par Bock et al. (2000). De la même manière que dans les images proche-IR, elles font apparaître la langue étendue dans la direction NS. La déconvolution eectuée sur des images VISIR (VLT Imager and Spectrometer for the InfraRed ) du VLT à 12,8 µm apporte de nouvelles informations sur cette structure (Galliano et al. 2005). Ainsi, il apparaît en IR intermédiaire que cette langue est également découpée en une série de n÷uds, ou de nuages, non résolus dont la limite supérieure établie pour leur taille est ∼ 0,27 00 . La taille du c÷ur est quant à elle inférieure à 0,29 00 × 0,19 00 . Ces images sont présentées à la Fig. 2.4. Compte tenu du travail que j’ai eectué sur les images VISIR, j’y reviendrai plus amplement à la Partie III de cette thèse.
Le noyau de NGC 1068 fut résolu pour la première en IR intermédiaire grâce à l’interférométrie avec MIDI (Mid-InfrareD Interferometer ) du VLT. La première analyse de ces données, faite par Jae et al. (2004), a montré que la source est compacte, bien inférieure à la limite de difraction d’un UT, puisque le disque le plus étendu a une taille inférieure à 50 mas, pour une température inférieure à 800 K. Je reviendrai et discuterai également ces résultats de manière plus détaillée dans la partie suivante, dans le contexte de l’analyse que j’ai moi-même effectuée sur ces données.

L’interféromètre MIDI

Fonctionnement de l’instrument MIDI

(Mid-InfrareD Interferometer ) est un instrument de première génération du VLTI (Very Large Telescope Interferometer ) de l’Observatoire Européen Austral (ESO) installé au sommet du Cerro Paranal au Chili. C’est un instrument de recombinaison en bande N (8 à 13 µm) des faisceaux provenant de deux télescopes unité (UT) de 8,2 m de diamètre. Il a été réalisé par un consortium européen dont l’observatoire de Paris fait partie. MIDI a obtenu ses premières franges en décembre 2002 et est ouvert à la communauté depuis septembre 2003. La résolution atteint 10 millisecondes d’angle (mas) avec la plus longue ligne de base (∼130 m entre UT 1-UT 4 ). Sa sensibilité est de 1 Jy (magnitude ∼ 4 en bande N) avec les UT et 50 Jy (magnitude -0,25 en bande N) avec les ATs (Télescopes Auxiliaires de 1,8 m de diamètre aujourd’hui tous installés à Paranal). C’est une première pour l’IR intermédiaire. La conguration des télescopes aux VLT est donnée à droite de la Fig. 3.2. MIDI est composé d’une partie refroidie à 40 K (le cryostat ) dans le but de minimiser les émissions thermiques propres à l’instrument (cette partie est représentée par le grand carré à droite sur la Fig. 3.3). L’interféromètre est dit coaxial, les franges d’interférence étant détectées dans le plan image. Pour assurer cela, les faisceaux sont afocaux à l’entrée du cryostat.
Avant d’atteindre le recombinateur, chaque faisceau est individuellement scindé en deux par une séparatrice : 30% est rééchi et envoyé vers les sorties photométriques, tandis que les 70% restants sont transmis vers le recombinateur de faisceau, au c÷ur du cryostat. Là, les faisceaux sont combinés à la surface d’une séparatrice 50%-50%, et envoyés vers deux voies interférométriques. Les interférogrammes sont en opposition de phase, permettant de soustraire le niveau du fond instrumental aux paquets de franges. Avant d’atteindre le détecteur, les faisceaux combinés, et ceux des voies photométriques, passent à travers une fente de largeur 2λ/D∼0,6 00 et de 2 00 de long, seul ltrage spatial utilisé à l’heure des premières données MIDI obtenues sur le noyau de NGC 1068. Il est également possible de disperser les faisceaux en disposant un prisme (de pouvoir de résolution R =λ/∆λ = 30) ou un grism (R = 230). Ceci permet une mesure diérentielle de la visibilité sur plusieurs canaux spectraux simultanément.
Les données MIDI obtenues sur le c÷ur de NGC 1068 ont été réduites avec le logiciel DRS-MIDI développé pour MIDI au LESIA. La méthode, que je vais maintenant m’attacher à présenter dans les grandes lignes, a été développée pour VINCI (recombinateur test en bande K du VLTI) et a montré sa abilité sur des données FLUOR (précurseur de VINCI monté sur l’interféromètre d’IOTA en Arizona, Coudé Du Foresto et al. 1998, Perrin et al. 1998).

Premiers modèles

Nous avons suivi le premier réflexe de l’interférométriste stellaire qui est d’appliquer un modèle de disque uniforme aux données an de mesurer la taille caractéristique de la source observée. Nous avons pris en compte la dépendance spectrale de la visibilité en appliquant ce modèle à chaque canal de longueur d’onde. Le seul paramètre libre du modèle est donc la taille de la composante, dépendante de la longueur d’onde. Etant donné que les lignes de base de 39 m et 45-46 m n’ont pas exactement la même orientation (écart de 10 ◦ en azimut), nous avons choisi de les ajuster indépendamment. En ce qui concerne la base de 78 m, elle correspond à une fréquence spatiale élevée et il est fort probable que le point de visibilité soit situé dans le second lobe de la fonction du disque uniforme. Si tel est le cas, la taille est peu contrainte. Nous n’avons donc pas tenté de l’ajuster.
La Fig. 4.1 illustre les résultats obtenus à partir de ce modèle simple et montre combien les tailles apparentes sont eectivement dépendantes de la longueur d’onde. Il semble qu’il y ait deux régimes ayant une évolution corrélée : une taille croissant rapidement entre 8 µm (∼30 mas) et 9,5-9,7 µm (45-55 mas) typiquement, puis un plateau autour de 50 mas jusqu’à 13 µm. L’écart entre les tailles suivant les deux bases ne dépasse pas 7 mas. Les deux bases considérées ayant un écart en azimut de 10 ◦ , il se peut que ce petit écart de taille illustre une asymétrie de la source. An de le vérier, nous avons alors tenté de reproduire les données avec un modèle de disque elliptique comportant cette fois-ci 3 paramètres libres : les deux demi-grand et demi-petit axes de l’ellipse, et son orientation dans le plan du ciel. Cette fois-ci, nous avons tenté d’ajuster tous les points de visibilités (y compris ceux de la base à 78 m) simultanément. Cet essai n’a pas été concluant puisque les paramètres, et tout particulièrement l’orientation, étaient dégénérés. Il semble donc que ces données n’apportent pas d’informations relatives à l’asymétrie de la source d’émission en IR intermédiaire au c÷ur de NGC 1068.
Pour cette raison, nous n’avons plus considéré que la symétrie sphérique dans la suite de la modélisation. La Fig. 4.1 incite par ailleurs à prendre en compte deux composantes dans la modélisation, que nous avons représentées par l’intermédiaire de deux disques uniformes imbriqués l’un dans l’autre. Il y a trois paramètres libres associés à ce modèle : la taille de chacun des disques et le rapport de ux entre les deux, tous dépendants de la longueur d’onde. Les hautes fréquences, c’est-à-dire les points à la base de 78 m, ont été prises en compte. Quelques exemples d’ajustements par ce modèle sont présentés à la Fig. 4.2. L’évolution spectrale de la taille de chacun des disques est présentée à la Fig. 4.3. La composante étendue suit d’abord une évolution lente, à la manière de la composante interne, jusqu’à 11 µm où sa taille est de l’ordre de 60 mas. Elle croit ensuite très rapidement jusqu’à se stabiliser autour de 170 mas.
L’évolution de la composante compacte semble linéaire sur toute la bande N et sa taille est de l’ordre de 40 mas. En ce qui concerne le rapport de ux à la Fig. 4.3, son prol est également particulier puisqu’il semble piquer autour de ∼ 10 µm. Ces paramètres optimaux ont été obtenus par la minimisation d’un χ et les barres d’erreur qui y sont associées sont déduites d’une variation de 1 sur ce critère.
L’évolution des tailles avec la longueur d’onde n’est pas quelque chose d’étonnant puisqu’à 8 µm nous voyons une source plus chaude, donc plus près de l’engin central, qu’à 13 µm. Ces résultats nous ont ainsi, petit à petit, conduits à considérer une description plus adaptée de ces composantes imbriquées en prenant en compte le transfert radiatif entre les deux.

Table des matières
Introduction 
I. Les Noyaux Actifs de Galaxies
1 La Zoologie des NAGs
1.1 Des objets hors du commun
1.2 La taxinomie des NAGs
1.3 Le schéma unité des NAGs
1.4 Le modèle grand unité
1.5 L’implication des NAGs dans la formation des galaxies
2 Le cas de NGC 1068 29
2.1 Les propriétés de l’engin central aux hautes énergies
2.2 Les structures radio
2.3 Les émissions UV et optiques du noyau
2.4 L’infrarouge thermique, la signature de la poussière
2.5 L’émission millimétrique des starbursts
II. Le tore de poussière
3 Les données interférométriques
3.1 Principe général de l’interférométrie
3.2 Les observations en infrarouge intermédiaire
3.3 L’interféromètre MIDI
3.4 Les observations de NGC 1068 obtenues en 2003
4 Modélisation du Tore de Poussière
4.1 Premiers modèles
4.2 Les processus de transfert radiatif
4.3 Ajustement des données
4.4 Comparaison à l’étude de Jae et al. (2004)
5 Discussions sur la physique du tore 69
5.1 Quelle composition pour la poussière ?
5.2 Description spatiale de la source
5.3 Des températures trop froides ?
5.4 Conclusion sur l’étude des données MIDI
III. Du tore à la région des raies étroites
6 L’interférométrie des tavelures
6.1 L’instrument VISIR
6.2 Principe de l’interférométrie des tavelures
6.3 Extraction des visibilités basses fréquences spatiales sur NGC 1068
7 Une approche complémentaire à la déconvolution
7.1 Les modèles
7.2 Description de la source
7.3 Emission de la NLR en bande N
8 Comparaison aux données MIDI
8.1 Confrontation aux observations MIDI
8.2 Conclusion sur l’analyse interférométrique des images BURST
IV. Le cone d’ionisation
9 Présentation des données spectroscopiques
9.1 Les données spectroscopiques
9.2 Traitement des données spectroscopiques
10 Résultats
10.1 L’émission continue dans le noyau
10.2 Spectroscopie le long de la direction est-ouest
10.3 Spectroscopie le long de la NLR
11 Discussion
11.1 Le cône et son environnement
11.2 Processus d’ionisation du gaz de la NLR
11.3 En résumé
Conclusion générale