ZODIACALE (LUMIÈRE)

ZODIACALE (LUMIÈRE)

En l’absence de lumière parasite – crépusculaire, lunaire et artificielle –, un fuseau lumineux approximativement axé sur l’écliptique est visible au début ou à la fin de la nuit, surtout quand la latitude et la saison sont telles que l’angle écliptique-horizon est grand. On trouve peu de traces d’observations assidues de cette lueur avant celles qui furent effectuées entre 1683 et 1693 par Jean-Dominique Cassini, qui l’attribua à un nuage lenticulaire de matière diffuse entourant le Soleil. Diverses observations ayant montré que l’éclat décroissant du fuseau pouvait parfois être suivi jusqu’à 90⁰ et davantage d’élongation solaire, il devint clair pour Jean Jacques d’Ortous de Mairan (1733) que le nuage zodiacal englobe nécessairement l’orbite terrestre. On constata au XIX^e siècle que la lueur peut, dans des conditions et pour des vues exceptionnelles, se distinguer très faiblement tout au long de l’écliptique (bande zodiacale) et qu’elle présente un léger renforcement à l’opposé du Soleil, la lueur antisolaire, ou Gegenschein (fig. 1).

Des controverses, dont plusieurs restent ouvertes, apparurent bientôt: sur la variabilité de la lumière zodiacale d’une nuit ou d’une saison à l’autre, et d’une phase à l’autre du cycle solaire; sur le spectre et la polarisation de la lueur; et, naturellement, sur la distribution spatiale, le calibre, la dynamique, la nature physico-chimique, l’origine et l’évolution des grains de poussière et/ou des corpuscules qui diffusent ainsi la lumière solaire. La faiblesse de cette diffusion, dès qu’on s’écarte angulairement du Soleil et de l’écliptique, limita longtemps les progrès. Si des études photopolarimétriques correctes des régions relativement brillantes ont pu être faites visuellement dès 1874 par Arthur W. Wright et photographiquement dès 1928 (Jean Dufay), l’incertitude était encore grande dans les années 1960 sur les régions de latitude écliptique forte ou moyenne.

Depuis lors, l’élaboration de méthodes enfin cohérentes pour extraire la lumière zodiacale des autres composantes du ciel nocturne, ainsi que la continuité et l’homogénéité de certains programmes d’observation au sol ont beaucoup amélioré la situation. Y ont largement contribué aussi: le perfectionnement des récepteurs; les avantages des ballons, des fusées et des satellites pour s’affranchir des émissions et extinctions atmosphériques, et ceux des sondes spatiales, pour se libérer du «carcan circumterrestre» en embarquant des photopolarimètres – hélas minuscules – beaucoup plus près ou plus loin du Soleil. Depuis 1983, grâce notamment au satellite Iras (Infrared Astronomy Satellite), la connaissance de l’émission thermique des grains interplanétaires est venue compléter celle de la lumière solaire qu’ils diffusent; il s’agit là d’une avancée majeure.

Un aspect nouveau de l’importance des observations de la lumière zodiacale réside dans le fait que, en tant que bruit, cette source interpose un «voile» devant les objets lointains. Sévissant dans toutes les directions, quoique très inégalement, et dans l’infrarouge comme dans le domaine visible, le bruit zodiacal peut dégrader notablement les signaux faibles; pour la meilleure détection de ces derniers par les télescopes spatiaux, comme Hubble, on doit en tenir grand compte.

Motifs d’intérêt, comme signal ou comme bruit

Historiquement, le nuage interplanétaire a toujours bénéficié d’un intérêt lié aux interrogations sur la formation et l’évolution du système solaire. Au milieu du XIX^e siècle, la théorie de Robert Mayer n’attribuait rien moins que l’entretien de l’énergie solaire aux impacts de matière météoritique. Actuellement, le problème le plus ardu est celui du bilan évolutif entre les apports cométaires ou astéroïdaux et divers processus d’appauvrissement (effet Poynting-Robertson, qui fait décrire aux grains des spirales en direction du Soleil) ou de fractionnement (bombardement corpusculaire du vent solaire, collisions mutuelles). Bien que ces mécanismes soient théoriquement trop actifs pour que le nuage zodiacal contienne encore beaucoup de vestiges non altérés de la nébuleuse protosolaire, ce nuage peut nous apprendre beaucoup, au moins indirectement, sur la composition primitive du système solaire. Si, en effet, la matière interplanétaire est surtout de la matière cométaire éparpillée par le Soleil autour de lui, l’étude de cette dernière s’en trouve facilitée, ne serait-ce que parce qu’on peut l’observer en permanence et dans toutes les directions. L’intérêt particulier porté à la matière cométaire, en tant que témoin probablement bien conservé du système solaire en formation, rejaillit donc logiquement sur la matière interplanétaire. Or l’origine cométaire du nuage zodiacal, depuis longtemps vraisemblable, l’est davantage encore depuis que fonctions de phase et courbes de polarisation des grains cométaires et interplanétaires, de moins en moins mal connues, laissent apparaître leurs ressemblances (R. H. Giese, 1980; A.-C. Levasseur-Regourd et al., 1990).

D’un point de vue tout différent (et que ne pressentaient même pas, dans les années 1970, les photométristes qui en découvraient l’étendue et en dessinaient la carte), le «voile zodiacal», qui recouvre tout le ciel, est l’un des principaux obstacles que rencontrent, sur le plan du rapport signal/bruit, les ambitions de l’astronomie moderne à détecter des astres très faibles, notamment extragalactiques. À titre d’exemple, le télescope spatial Hubble a pour cibles, avec ses récepteurs les plus sensibles, des objets dont la magnitude va jusqu’à 28 ou 29. Or la brillance d’origine interplanétaire, moyennée sur tout le ciel à plus de 30⁰ du Soleil, équivaut à deux cents étoiles de magnitude 28 dans un champ d’une seconde d’angle carrée.

Pour les sources ponctuelles, la petitesse du pixel, souvent inférieur à cette surface, intervient certes pour réduire l’importance relative du bruit; mais une limite incontournable est celle qui est due à la diffraction, car, dans la tache d’Airy d’un miroir d’une ouverture de 240 centimètres, idéalement stigmatique, tache dont la surface est de 0,01 seconde d’angle carrée environ aux longueurs d’onde du visible, le bruit zodiacal moyen reste donc de deux étoiles de magnitude 28. Sans compter qu’en sus de ce minimum théorique toute imperfection de l’optique, en étalant les images, dégrade d’autant le rapport signal/bruit d’origine zodiacale.

Il est donc évident qu’une bonne connaissance de la distribution céleste de la brillance zodiacale est requise si l’on veut minimiser les seuils qu’elle impose aux performances des grands télescopes spatiaux. Le Space Telescope Science Institute recommande aux utilisateurs qui s’intéressent aux sources faibles de déterminer le bruit zodiacal d’après la cartographie photométrique obtenue à Ténériffe par R. Dumont et F. Sánchez, révisée par A.-C. Levasseur-Regourd et R. Dumont (1980). Le fait que les isophotes de la figure 2, qui sont tirées de ce travail, suivent le mouvement apparent du Soleil, implique qu’une optimisation du rapport signal/bruit passe par un bon choix de la saison d’observation, pour une cible donnée.

Spectre et couleur

On retrouve les raies d’absorption de Fraunhofer dans le spectre de la lumière zodiacale. Bien que fort délicate, leur spectrométrie à l’aide d’étalons Pérot-Fabry, réalisée par N. K. Reay et ses collaborateurs, ou par la méthode de Griffin, utilisée par J. W. Fried, permet de remonter à la vitesse radiale des grains. Ces derniers ont le même sens de révolution que les planètes, mais, pour une fraction d’entre eux, les vitesses orbitales pourraient être supérieures aux vitesses képlériennes, et même aux vitesses d’évasion.

Beaucoup moins étendues que dans le domaine visible, les mesures dans le proche infrarouge, surtout vers 2,4 猪m, et dans l’ultraviolet, jusque vers 0,25 猪m, s’accordent assez bien sur une distribution spectrale de l’énergie ne différant pas notablement de celle du Soleil. Toutefois, dans l’ultraviolet plus lointain, vers 0,15-0,18 猪m, une remontée du rapport lumière zodiacale/Soleil radiatif n’est pas exclue.

Brillance et polarisation

Bien que les mesures extra-atmosphériques soient en principe plus crédibles, elles restent encore trop lacunaires pour permettre le tracé d’une carte couvrant la majeure partie du ciel, et donnant les distributions photométrique et polarimétrique du phénomène. Jusqu’à présent, de telles cartes sont établies d’après les observations au sol ou en ballon, convenablement sélectionnées selon l’accord qu’elles montrent avec les échantillonnages spatiaux.

La cartographie photopolarimétrique de la figure 2 condense les résultats obtenus de 1964 à 1975 grâce à la collaboration des observatoires de Bordeaux et du Teide (Ténériffe, altitude: 2 400 m) dans la région bleue du spectre, qui est la moins perturbée par l’atmosphère. Au sol ou en ballon, il est cependant indispensable de retrancher soigneusement la luminescence atmosphérique, qui n’est ni uniforme ni constante, et qui couvre tout le spectre.

Bien qu’ayant abaissé d’un facteur voisin de deux l’ordre de grandeur admis pour la brillance loin de l’écliptique, les résultats de Ténériffe (R. Dumont, 1965; R. Dumont et F. Sánchez, 1975, 1976) montrent bien l’extension de la lumière zodiacale au ciel entier, avec un minimum d’un peu moins de 60 S¹⁰ nettement distinct du pôle de l’écliptique (l’unité S¹⁰ vaut une étoile de type solaire, de dixième magnitude V dans le système U.B.V., par degré carré). La plupart des mesures en satellite donnent des résultats voisins (O.S.O.-5, D-2A, Skylab, etc.). Peu après leur départ en direction de l’orbite de Mercure, les sondes Helios-1 et Helios-2 ont trouvé, selon la couleur, de 52 à 58 S¹⁰ (C. Leinert et al., 1981). À remarquer aussi le très bon raccordement, vers l’élongation 30⁰ – qui est à peu près la limite accessible du sol –, entre les résultats du Teide et ceux qui sont obtenus, de 15 à 30⁰, grâce à un photopolarimètre embarqué en fusée par l’équipe de C. Leinert.

Sans être aussi bon qu’en photométrie, l’accord entre la figure 2 (traits discontinus) et les mesures spatiales polarimétriques est assez satisfaisant. L’existence d’un maximum du degré de polarisation de l’ordre de 20 p. 100 vers 60⁰ d’élongation, un peu plus faible dans l’écliptique qu’ailleurs, ne fait aucun doute. Au pôle de l’écliptique, la polarisation est d’un tiers plus forte que dans l’écliptique à la même élongation. La région antisolaire, où la polarisation est faible, est la plus difficile à étudier du sol. À une quinzaine de degrés de l’antisoleil, J. L. Weinberg (1964) puis A. Frey et al. (1974) ont rapporté une légère polarisation négative (= vecteur de Fresnel le plus grand dans le plan de diffusion, alors qu’il est presque toujours dans le plan perpendiculaire). Cette caractéristique est également présente dans la polarimétrie cométaire.

Émission thermique

L’équilibre thermique de tous les corps solides du système solaire résulte de la réémission dans l’infrarouge de la fraction du flux incident qu’ils absorbent. La détection de cette réémission, beaucoup plus difficile dans le cas de la poussière que dans celui des planètes, resta incertaine ou sporadique jusqu’aux premiers résultats du satellite Iras (Hauser et al., 1984) et ceux des fusées du programme Z.I.P. (Zodiacal Infrared Project; T. L. Murdock et S. D. Price, 1985). À des longueurs d’ondes variées allant de 10 à 100 猪m, l’un et l’autre ont détecté, dans toutes les directions visées, une émission dont la quasi-symétrie solaire et écliptique est aussi évidente que dans le visible; mais un désaccord d’un facteur presque égal à 2 subsiste entre les intensités d’Iras et celles de Z.I.P. Cette émission constitue, dans le zodiaque et de 10 à 30 猪m tout au moins, un sérieux handicap pour l’observation des sources astronomiques. Pour la connaissance des grains et de leur distribution spatiale, en revanche, le grand intérêt de ces mesures thermiques est de donner accès à de nouveaux paramètres: la température d’équilibre des grains (par comparaison des brillances à au moins deux longueurs d’ondes infrarouges) et leur albédo, c’est-à-dire la fraction de flux solaire incident qu’ils diffusent (par comparaison avec la brillance dans le visible) [R. Dumont et A.-C. Levasseur-Regourd, 1988].

L’apport des sondes interplanétaires

N’observer que depuis la Terre ou son voisinage constitue une contrainte fort réductrice. L’orbite terrestre, avec sa très faible excentricité, n’apporte aucune possibilité pratique d’exploration radiale; mais, vu la quasi-absence d’oscillations saisonnières de brillance, elle permet d’attribuer au nuage un degré élevé de symétrie de révolution. Les oscillations résiduelles servent à positionner le nuage par rapport à l’écliptique; on trouve une inclinaison et un nœud qui rappellent ceux du plan invariable du système solaire.

Deux importants programmes en sondes spatiales ont permis de s’affranchir de la contrainte d’une distance héliocentrique R presque constante mais pas encore de quitter les parages de l’écliptique. Les photopolarimètres embarqués sur les sondes Pioneer-10 et Pioneer-11 ont détecté la lumière zodiacale jusqu’à R 力 3 U.A.; ils ont montré que le Gegenschein, visible même loin de la Terre, provient d’un effet rétrodiffusif intrinsèque des grains – agissant comme des cataphotes –, et non de l’environnement terrestre (M. S. Hanner et J. L. Weinberg, 1973). Les sondes Helios-1 et Helios-2, qui ont exploré la zone 1 礪 R 礪 0,3 U.A., ont enregistré (à direction de visée constante) une brillance variant comme R size=1^漣n , avec n = 2,3 梁 0,05 dans toutes les directions visées, qui excluaient malheureusement l’écliptique (C. Leinert et al., 1981).

Modèles et inversion

Dans les modélisations des grains et du nuage, on a cherché, à partir de la structure des météorites, et plus récemment des particules solides collectées par D. E. Brownlee dans la stratosphère, à reconstituer les données observationnelles. Parmi ces tenta tives d’ajustement, celles qui se sont limitées à la diffusion de Mie par de petites sphères se sont heurtées à d’importants obstacles. Les lois de la diffusion par des agrégats irréguliers sont encore assez mal connues, malgré des progrès grâce à des simulations en laboratoire, où l’on irradie en ondes millimétriques des grains artificiels géants, de compositions et de formes variées. Il semble que des agrégats poreux, de 10 猪m de dimension typique et légèrement absorbants, rendent le mieux compte des faits (R. H. Giese, 1980). Ils sont distribués dans un nuage très aplati avec sans doute deux populations distinctes, l’une étendue, peu réfléchissante et aux orbites peu inclinées, l’autre plus circumsolaire, plus brillante et à symétrie plus sphérique.

Un problème majeur est évidemment de passer des quantités observées Z (brillance) et P (degré de polarisation), qui sont des intégrales sur la ligne de visée, aux quantités locales dZ (brillance élémentaire) et 戮 (polarisation par un volume élémentaire), seules intéressantes pour les interprétations. R. Dumont (1973) a montré qu’une inversion rigoureuse de l’intégrale de brillance, évidemment extensible au cas polarimétrique, est possible si la visée est dans l’écliptique et si une loi de densité en r size=1^漣 size=1^精 dans un nuage homogène est acceptée. Cette solution a largement orienté les interprétations dans un sens qui reste globalement exact, mais l’hétérogénéité du nuage lui impose un remaniement profond.

Localisation avec moindre incertitude

Désignons les brillances intégrées par Z pour le domaine visible et par I size=1^益 ( 益 : fréquence moyenne du filtre) pour l’infrarouge. Il est préférable de les exprimer avec une variable angulaire plutôt que linéaire variable qui sera l’angle de phase 見 que fait, au point courant de la ligne de visée, la direction du Soleil avec celle de l’observateur ( 見 varie donc de zéro – pour le point infiniment éloigné – jusqu’à une limite – pour le lieu d’observation – égale au supplément 神 漣 﨎 de l’élongation solaire). Si l’intensité du Soleil est appelée S dans le visible et F dans l’infrarouge, et si m (= sin 﨎 ) est la plus courte distance de la ligne de visée au Soleil, on aura pour expressions les plus simples des brillances élémentaires: dZ = (S /m ) 阮d 見 et dI size=1^益 = (F /m ) 倫 size=1^益 d 見 , où 阮 et 倫 size=1^益 sont des efficacités locales de diffusion et d’émission, dans la direction de l’observateur pour 阮 et dans n’importe quelle direction pour 倫 size=1^益 , l’émission thermique étant isotrope. Plus exactement, 阮(U.A. size=1^漣1) est le coefficient de diffusion; 倫 size=1^益 (seconde d’angle 憐 U.A. size=1^漣1) est l’intensité volumique relative.

La méthode consiste à chercher les lieux de la ligne de visée où 阮 et 倫 size=1^益 peuvent s’obtenir avec une dépendance faible, et parfois nulle, par rapport aux hypothèses physiques et aux modèles mathématiques. Il est clair (fig. 3) qu’une localisation de l’information est accessible, sans autre hypothèse qu’une stabilité à court terme du nuage, si l’on fait la différence Z ou I size=1^益 des brillances observées à quelques jours d’intervalle, le long d’une même ligne recoupant l’orbite de la Terre, ce qui isole la contribution d’une corde ¹² dont tous les points sont pratiquement (à la limite, exactement) à la même distance du Soleil. Si Z ( 﨎 ) et I size=1^益 ( 﨎 ) sont les brillances en fonction de l’élongation, on aura bien pour valeurs locales à 1 U.A. du Soleil et perpendiculairement à lui ( 見 = 﨎 = 90⁰): S 阮(90⁰) = 漣 dZ /d 﨎 et F 倫 size=1^益 (90⁰) = 漣 dI size=1^益 /d 﨎 .

Il est stérile d’objecter la perte de précision due au fait que les dérivées des brillances sont moins bien connues que les brillances elles-mêmes; ces dernières ne contiennent qu’une mixture d’information, utilisable telle quelle seulement s’il s’agit de l’aspect «bruit» du signal zodiacal. Quant aux quantités locales, seules pourvues de sens physique, c’est dans les dérivées qu’elles résident.

Dès lors, les courbes S 阮( 見 ) et F 倫 size=1^益 ( 見 ), sans être entièrement reconstituables, certes, ont déjà deux contraintes connues, qui sont leur ordonnée finale S 阮(90⁰) ou F 倫 size=1^益 (90⁰), et leur surface Z ou I size=1^益 . Si la croissance se fait régulièrement le long de la ligne, ce qui n’est guère douteux, il y a nécessairement une abscisse intermédiaire où les courbes se focalisent plus ou moins, et où l’incertitude sur 阮 ou sur 倫 size=1^益 est bien moindre qu’ailleurs. Cette remarque reste valable même si la visée, tout en restant orthogonale au Soleil, s’écarte de l’écliptique, car, dans une semblable rotation autour de la ligne Soleil-Terre, il est invraisemblable que 阮(90⁰) puisse changer, et impossible que 倫 size=1^益 (90⁰) change. La figure 4 montre par exemple un faisceau de courbes F 倫 size=1^益 ( 見 ) admissibles, pour une visée par Iras d’un pôle de l’écliptique: la constriction des courbes, vers 見 = 72⁰ (soit à une cote h = 0,32 U.A. hors de l’écliptique) est fort nette, et cela quels que soient les modèles mathématiques adoptés.

Malgré les résultats fragmentaires qu’elle donne, cette méthode, introduite par des photométristes (R. Dumont et A.-C. Levasseur-Regourd, 1985), puis adoptée par des thermiciens (W. T. Reach, 1988), permet de progresser avec assez de sécurité dans le maquis des modèles contradictoires du nuage (R. H. Giese et al., 1986). Appliquée dans le domaine visible aux données compilées et moyennées par Fechtig et al. (1981), dans l’infrarouge aux résultats d’Iras et de Z.I.P., elle nous montre un nuage fortement hétérogène, dont les grains sont de plus en plus réfléchissants et de moins en moins polarisants à mesure qu’ils sont soit plus près du Soleil, soit sur des orbites plus inclinées. Ce gradient héliocentrique de l’albédo a pour corollaire un gradient de la température en r size=1^漣1/3, plus lent que celui en r size=1^漣1/2 qu’aurait un nuage homogène formé de grains rayonnant comme des corps gris. Cette dernière hypothèse, qui prévalait dans la décennie de 1970, n’est donc plus acceptable. Mais la récente accumulation de données beaucoup plus diversifiées va permettre une compréhension meilleure des propriétés, de l’origine et de l’évolution de la poussière interplanétaire.

Encyclopédie Universelle. 2012.