Astronomie

Clarté sur les termes d'extinction des poussières et leur mise en œuvre : R_V, A_V et E(B-V)

Clarté sur les termes d'extinction des poussières et leur mise en œuvre : R_V, A_V et E(B-V)


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J'ai créé un modèle de spectre de galaxie en utilisantSTARBURST99et voulez le comparer à un spectre observé d'une galaxie particulière. Je comprends que je dois rougir le spectre de mon modèle pour ce faire, je suis donc Cardelli et al. (1989) paramétrisation, qui renvoie A(lambda)/A(V) pour différentes longueurs d'onde. Je comprends que la correction d'extinction en magnitudes est A_V, et je sais que R_V = A_V/E(B-V). Cependant, je ne sais pas comment ces termes se rapportent les uns aux autres pour les appliquer à mon spectre de modèle (densité de flux).

J'ai lu que la valeur R_V couramment adoptée pour la Voie lactée est de 3,1, mais quelle est la valeur E(B-V) ? Si je veux appliquer l'extinction à une galaxie modèle à la fois pour la Voie lactée ET l'extinction interne de l'autre galaxie, comment dois-je procéder ? Pour la galaxie externe, j'ai une valeur E(B-V) mesurée à utiliser (ou cela ne s'applique-t-il qu'à l'extinction MW ?), mais dans ce cas, je ne sais pas quoi utiliser pour R_V.


Coefficients d'atténuation spectrale à partir des mesures de transmission de la lumière dans la glace nue sur la calotte glaciaire du Groenland

La transmission de la lumière dans la glace glaciaire nue affecte le bilan énergétique de surface, la biophotochimie et les mesures d'élévation au laser de détection et de télémétrie (lidar) de la lumière, mais n'a pas été signalée auparavant pour la calotte glaciaire du Groenland. Nous présentons des mesures de transmittance spectrale à 350-900 nm dans de la glace glaciaire nue collectée sur un site de terrain dans la zone d'ablation de l'ouest du Groenland (67,15 N, 50,02 W). Les coefficients empiriques d'atténuation de l'irradiance à 350–750 nm sont ∼ 0,9–8,0 m −1 pour la glace à 12–124 cm de profondeur. Le minimum d'absorption est à ∼ 390-397 nm, en accord avec les mesures de transmission de la neige en Antarctique et la cartographie optique de la glace profonde au pôle Sud. De 350 à 530 nm, nos coefficients d'atténuation empiriques sont presque 1 ordre de grandeur plus grands que les valeurs théoriques pour la glace optiquement pure. Le coefficient d'absorption estimé à 400 nm suggère que le volume de glace contenait une concentration de particules absorbant la lumière équivalente à ∼ 1 à 2 parties par milliard (ppb) de noir de carbone, ce qui est similaire aux valeurs préindustrielles trouvées dans la neige polaire éloignée. La concentration équivalente de poussière minérale est 300-600 ppb, ce qui est similaire aux valeurs pour les périodes chaudes de l'hémisphère nord avec une faible activité éolienne déduite des carottes de glace. Pour une couche de glace blanche quasi granulaire (croûte d'altération) s'étendant de la surface jusqu'à ∼ 10 cm de profondeur, les coefficients d'atténuation sont de 1,5 à 4 fois plus importants que pour la glace bulle plus profonde. En raison de l'atténuation plus élevée dans cette couche de glace granulaire proche de la surface, la profondeur de pénétration optique à 532 nm est inférieure de 14 cm (20 %) aux longueurs d'atténuation asymptotique pour la glace bulle optiquement pure. En plus du concept traditionnel de diffusion de la lumière sur les bulles d'air, nos résultats impliquent que la microstructure granulaire de la glace près de la surface de la croûte altérée est un contrôle important sur le transfert radiatif dans la glace nue sur la zone d'ablation de la calotte glaciaire du Groenland, et nous fournissons de nouvelles valeurs des coefficients d'atténuation, d'absorption et de diffusion du flux pour soutenir le développement et la validation du modèle.

Comprendre la transmission, l'absorption et la diffusion de la lumière dans la glace est important pour la modélisation du bilan énergétique de la neige et de la glace (Brandt et Warren, 1993), la télédétection lidar de l'altitude de la surface de la neige et de la taille des grains (Deems et al., 2013 Yang et al. , 2017), la productivité primaire sous la banquise (Frey et al., 2011 Grenfell, 1979), la biophotochimie dans la glace et le manteau neigeux (France et al., 2011), et les prédictions théoriques des paléoclimats « Snowball Earth » (Dadic et al., 2013 Warren et al., 2002). Chacune de ces applications nécessite une connaissance de la distribution verticale de l'atténuation de la lumière dans la glace, qui pour un milieu (comme la glace de glacier) qui à la fois absorbe et diffuse la lumière est spécifié par le coefficient d'atténuation spectrale :

kabdos (m −1 ) est le coefficient d'absorption, ksca (m −1 ) est le coefficient de diffusion, et tous sont fonction de la longueur d'onde λ . Cette étude rend compte du coefficient d'atténuation de l'irradiance katt de glace de glacier nu dans la zone d'ablation de la calotte glaciaire du Groenland, un paramètre critique nécessaire pour calculer l'absorption et la diffusion souterraines du rayonnement transmis qui, à notre connaissance, n'a fait l'objet d'aucune étude directe sur le terrain.

Mesures de katt dans le manteau neigeux et la glace de mer indiquent trois sources principales de variation pertinentes pour les applications géophysiques. Premièrement, l'ampleur de katt est principalement contrôlé par la microstructure de la glace (par exemple la taille, la forme, l'orientation et le nombre de bulles d'air, de grains de glace et de fissures), via son contrôle sur ksca (Dadic et al., 2013 Libois et al., 2013 Light et al., 2004, 2008). Pour la gamme de tailles de bulles d'air ( ∼ 10 −3 –10 −4 ) et de tailles de grains de glace ( ∼ 10 −1 –10 −3 ) observées dans la glace de glacier, ksca est effectivement indépendant de la longueur d'onde dans le spectre visible et proche infrarouge (Bohren, 1983 Dadic et al., 2013 Perovich, 1996). Spectrale, katt est faible dans le spectre proche ultraviolet et bleu-vert ( ∼ 250–600 nm), où kabdos est extrêmement faible ( < 10 −8 ), et progressivement plus élevé pour les longueurs d'onde > 600 nm, où kabdos augmente rapidement jusqu'à sa valeur maximale ( ∼ 10 −2 ) à l'extrémité du spectre solaire (Warren et Brandt, 2008). Verticalement, katt est à un maximum à la limite incidente (la surface de la neige ou de la glace) où une partie du rayonnement ascendant (c'est-à-dire le flux transmis réfléchi vers le haut) s'échappe du volume de glace avant une re-réflexion vers le bas. Dans cette couche limite optique proche de la surface (Bohren et Barkstrom, 1974), les taux d'atténuation diminuent rapidement avec la profondeur jusqu'à une valeur asymptotique, car la diffusion multiple établit un champ de rayonnement isotrope (diffus) (Briegleb et Light, 2007 Warren, 1982). Pour la neige sèche à grain fin, quelques centimètres de profondeur sont généralement suffisants pour atteindre le régime asymptotique où katt est constante (Brandt et Warren, 1993). Pour la glace de mer, la profondeur requise est généralement plus grande et peut dépasser > 20 cm en fonction de la microstructure de la glace près de la surface et de l'emplacement vertical de la limite de réfraction si elle est présente (Grenfell, 1991 Grenfell et Maykut, 1977). Les coefficients d'atténuation sont également influencés par la distribution horizontale du type de glace et de la couverture de surface (Frey et al., 2011), mais cette source de variation n'est pas examinée ici.

En plus des valeurs expérimentales obtenues à partir de mesures de transmission lumineuse dans la glace ou la neige, katt est obtenu analytiquement à partir de la théorie optique (Bohren, 1987 Warren et al., 2006). L'atténuation de la lumière dans la glace pure est spécifiée analytiquement par l'indice de réfraction complexe :

m est la partie réelle de l'indice de réfraction complexe ( ∼ 1,31 dans le visible), mje suis est la partie imaginaire, et

est le coefficient d'absorption de la glace pure (Warren et al., 2006 Warren et Brandt, 2008).

L'atténuation de la lumière dans la glace de glacier diffère de la glace pure en raison de facteurs de composition et de structure qui contrôlent la diffusion et l'absorption, tels que la taille, la géométrie et la distribution verticale des particules absorbant la lumière (LAP) incrustées et des bulles d'air diffusant la lumière et des grains de glace de taille supérieure à la longueur d'onde (Askebjer et al., 1997 Picard et al., 2016 Price et Bergström, 1997b Warren et al., 2006). Les méthodes analytiques se rapprochent généralement de la glace et du manteau neigeux sous la forme de plaques de sphères homogènes et parallèles ayant le même rapport volume/surface (c'est-à-dire une taille de grain optiquement équivalente) que la collection de grains de glace non sphériques et de bulles d'air dans la glace réaliste (Brandt et Warren, 1993 Grenfell et Warren, 1999 Wiscombe et Warren, 1980). La théorie de Mie est utilisée pour calculer les propriétés de diffusion unique, et des approximations de transfert radiatif à deux flux sont utilisées pour calculer la diffusion multiple et l'absorption en vrac dans le volume de glace (Bohren et Barkstrom, 1974 Mullen et Warren, 1988 Wiscombe et Warren, 1980). Les propriétés de diffusion unique peuvent également être dérivées du rapport entre la surface et la masse (c'est-à-dire la surface spécifique) avec ou sans l'hypothèse d'une géométrie de diffusion sphérique (Kokhanovsky et Zege, 2004 Malinka, 2014), tel qu'appliqué au granulaire hautement diffusant. couche de surface sur la glace de mer (Malinka et al., 2016). Les modèles de la forme précédente ont été utilisés pour calculer la production d'eau de fonte souterraine causée par la pénétration du rayonnement solaire dans la glace au Groenland (van den Broeke et al., 2008 Kuipers Munneke et al., 2009) et en Antarctique (Brandt et Warren, 1993 Hoffman et al., 2014 Liston et al., 1999a, b Liston et Winther, 2005). Cependant, les valeurs théoriques de katt sont rarement validées expérimentalement et, à notre connaissance, de telles valeurs expérimentales n'existent pas pour la glace de glacier proche de la surface.

En plus du bilan énergétique de la surface de la glace, la compréhension de l'atténuation de la lumière dans la glace est importante pour interpréter les interactions entre les sources lumineuses de longueur d'onde visible et les surfaces de glace, par exemple les mesures altimétriques laser de l'élévation de la surface de la glace (Deems et al., 2013 Gardner et al., 2015 Greeley et al., 2017). La réciproque de katt est la longueur d'atténuation, ou la distance moyenne parcourue par un photon avant atténuation par absorption ou diffusion (Ackermann et al., 2006). Dans le contexte de l'altimétrie, la longueur d'atténuation est parfois appelée profondeur de pénétration, ou profondeur moyenne à laquelle le signal électromagnétique pénètre avant d'être rétrodiffusé dans l'atmosphère (Ridley et Partington, 1988 Rignot et al., 2001 Zebker et Weber Hoen, 2000). L'altimètre laser à bord du satellite Ice, Cloud, and Land Elevation (ICESat) a transmis des impulsions laser de 1064 nm pour mesurer la distance (portée) entre le satellite et les surfaces de la calotte glaciaire (Schutz et al., 2005). Les photons d'une longueur d'onde de 1064 nm pénètrent dans le manteau neigeux sur quelques centimètres seulement (Brandt et Warren, 1993 Järvinen et Leppäranta, 2013). Cette échelle de longueur est plus petite que les erreurs typiques d'élévation de surface d'altimétrie laser en raison de la rugosité de la surface de la glace et de la neige et de l'incertitude de la géolocalisation (Deems et al., 2013). En revanche, l'altimètre laser à bord d'ICESat-2 transmet des impulsions laser de 532 nm (Markus et al., 2017). La glace est ∼ 10 fois plus transparente à 532 nm qu'à 1064 nm (Warren et Brandt, 2008), et les photons à 532 nm peuvent pénétrer plusieurs dizaines de centimètres dans la glace des glaciers. Ces photons diffusés sous la surface peuvent introduire un biais de distance dans les récupérations d'altitude de surface ICESat-2 sur la glace de glacier, de la même manière que la pénétration radar dans la neige (Brunt et al., 2016 Gardner et al., 2015 Greeley et al., 2017 Smith et al., 2018). À notre connaissance, aucune observation in situ d'une profondeur de pénétration optique de 532 nm pour la glace de glacier nu n'existe, excluant la validation sur le terrain de la profondeur de pénétration obtenue à partir de modèles théoriques de transfert radiatif.

Le but de cette étude est de fournir des valeurs expérimentales pour katt obtenues à partir de mesures d'atténuation du flux solaire dans la glace nue dans la zone d'ablation de la calotte glaciaire du Groenland et de les comparer aux valeurs théoriques de katt obtenu à partir de la solution analytique à deux flux (voir Eq. 26 dans Bohren, 1987 Schuster, 1905). Nous comparons nos estimations de terrain à la solution à deux flux en raison de sa large utilisation dans les modèles de bilan énergétique de surface appliqués à la neige et à la glace. Dans la Sect. 2, nous décrivons les mesures de champ et la théorie optique utilisées pour interpréter l'atténuation du flux solaire. Dans la Sect. 3 nous rapportons des valeurs pour katt obtenues à partir de nos mesures, les comparer avec les valeurs obtenues à partir de la théorie des deux courants et proposer un modèle empirique simple qui tient compte de l'atténuation accrue près de la surface. Dans la Sect. 4 nous discutons de l'incertitude de mesure, et dans la Sect. 5 nous discutons de la façon dont notre katt les valeurs diffèrent des valeurs expérimentales antérieures acquises dans la glace de mer, le manteau neigeux et la glace glaciaire profonde du pôle Sud et l'implication de ces différences pour la modélisation du transfert radiatif dans la glace glaciaire nue. Pour démontrer les implications plus larges de notre étude, nous suggérons comment nos résultats peuvent être utilisés pour améliorer les modèles de chauffage souterrain de l'ablation de la glace des glaciers.

Figure 1Le capteur d'irradiance est composé d'un récepteur cosinus distant et d'un guide de lumière à fibre optique monté à l'intérieur d'un tube PVC blanc isolé de 2 m de long. Les trous sont percés de niveau et horizontaux dans la glace dans laquelle le tube est inséré, et des copeaux de forage sont emballés autour du trou pour éviter les reflets parasites. Le récepteur cosinus capte la lumière descendante et la guide vers le câble à fibre optique qui transmet la lumière à un spectromètre Ocean Optics ® JAZ, et un ordinateur exécutant le logiciel Ocean Optics ® OceanView enregistre les spectres. Les spectres de fond de surface sont enregistrés sur un mât de 2 m foré dans la glace à environ 3 m au nord-ouest du point de mesure dans la glace (voir photo d'arrière-plan). Cette photographie a été prise le 21 juillet 2018 à ∼ 13:22 heure locale (UTC −3 ).


1. Introduction

Les distributions de tailles canoniques supposées pour les aérosols martiens ont le plus souvent été un rayon effectif de 1,5 µm pour la poussière et de 2,0 µm pour la glace d'eau [par exemple, Smith et al., 2013 ]. Ces valeurs ont été corroborées par plusieurs enquêtes utilisant plusieurs instruments [par exemple, Toon et al., 1977 Clancy et al., 1995 Pollack et al., 1995 Wolff et Clancy, 2003 Wolff et al., 2006 ]. Cependant, ces valeurs canoniques ont le plus souvent été les valeurs les mieux adaptées aux observations de poussière ou de glace d'eau intégrées à la colonne et sont donc biaisées vers les altitudes les plus basses où l'opacité des aérosols est la plus élevée. En effet, il est bien connu que la granulométrie des aérosols n'est pas constante dans le temps ou dans l'espace, et des variations de granulométrie ont été observées avec les deux plus petites [Rannou et al., 2006 Määttänen et al., 2013 ] et des tailles de particules plus grandes [Clancy et al., 2003 , 2010 ] que les valeurs canoniques moyennes en colonnes et saisonnières.

On s'attend également à ce que la taille des particules d'aérosol soit fonction de la hauteur au-dessus de la surface. La distribution verticale de la taille des particules d'aérosol a été examinée à l'aide d'observations Mars Express/SPICAM [Fedorova et al., 2009 , 2014 Määttänen et al., 2013 ]. La distribution de taille des aérosols martiens et sa variation avec la hauteur affecte l'interaction des aérosols avec le rayonnement solaire visible et infrarouge et influence ainsi le climat martien. Les modèles de circulation générale (MCG) actuels avec des cycles actifs de la poussière et de l'eau tentent d'ajuster ces paramètres pour s'adapter aux observations [par exemple, Kahre et al., 2006 Wilson et Guzewich, 2014 Madeleine et al., 2012 ]. Ce réglage des paramètres des aérosols afin que la simulation GCM corresponde à d'autres observations (c'est-à-dire la température) entraîne souvent des propriétés d'aérosol du modèle correspondant mal aux propriétés d'aérosol observées. Nous prévoyons que nos résultats éclaireront la façon dont les aérosols sont traités dans les sous-programmes de transfert radiatif de la modélisation atmosphérique en contraignant fermement la taille des particules d'aérosol dans toute la colonne atmosphérique et fourniront des contraintes pour les modèles qui soulèvent activement la poussière et produisent des particules de glace d'eau grâce à des paramétrisations microphysiques.

L'utilisation de la géométrie d'observation des limbes pour examiner l'atmosphère martienne a révélé la présence auparavant inattendue de couches discrètes de poussière, de glace d'eau et de nuages ​​de dioxyde de carbone [Cieux et al., 2011 Guzewich et al., 2013 Määttänen et al., 2013 Montmessin et al., 2006 ]. Une couche de rapport de mélange de poussière amélioré à 20-30 km au-dessus des tropiques martiens a été identifiée dans Mars Climate Sounder (MCS) [Cieux et al., 2011 ] et les observations du spectromètre d'émission thermique (TES) [Guzewich et al., 2013 ]. Määttänen et al. [ 2013 ] ont trouvé des couches d'aérosols détachées discrètes dans environ la moitié de tous les profils Mars Express/SPICAM examinés avec une composition variable. Les observations MCS ont élucidé la plus grande étendue verticale des nuages ​​de glace d'eau tropicale que ce que les modèles de circulation générale et les contraintes d'observation précédentes avaient déterminés [Cieux et al., 2010 ].

La petite taille des particules de poussière a été postulée comme un facteur possible dans le maintien de ces couches discrètes à haute altitude sur de longues périodes de temps, comme observé [Guzewich et al., 2013 ]. Les petites particules de poussière ont une vitesse de chute plus lente et pourraient donc être réapprovisionnées à des intervalles moins fréquents tout en offrant plus de possibilités de dépôt de vapeur d'eau et de formation de nuages ​​de glace d'eau. Ce travail examine si la taille des particules de poussière est un facteur explicatif dans le maintien des couches de poussière de haute altitude.

Au cours de la mission prolongée de Mars Reconnaissance Orbiter (MRO), le Compact Reconnaissance Imaging Spectrometer for Mars (CRISM) [Murchie et al., 2007 ] a effectué des observations géométriques périodiques de l'atmosphère martienne par observation des limbes [Smith et al., 2013 ]. Cela a permis de récupérer la distribution verticale de la taille des particules d'aérosols de poussière et de glace d'eau. Cet article présente ces résultats et leurs implications. La section 2 décrit l'instrument CRISM, la collecte de données et l'algorithme de récupération. La section 3 traite des tailles de particules d'aérosol récupérées et de leurs implications, tandis que nous résumons les observations et les conclusions de la section 4.


1. Introduction

3.1. Validation du protocole de calcul

étiquette réf (66)ce travailaformule chimiqueHEAT-like (réf (63))pas cher ce travail
réactifsréactifsCH3NH2 + CN0.00.0
FC01n / A.H2NCH2···HNC–150.0–151.8
IRR16cH2NH2CCNH–187.4–187.9
CIIC01H3CH2N···CN–71.5–73.5
FC02FC01H3CHN···CHN–127.6–128.7
P1P5CH2NH2 + HCN–133.4–134.6
P2P8NH2CH2CN + H–68.3–69.6
P3n / A.CH3NH + HCN–100.9–102.1
P4n / A.CH3NHCN + H–41.0–42.3
P5P3NH2CN + CH3–125.1–127.4
TS0n / A.FC01 → RI–112.8-112.6
TS1n / A.RI → P1–108.0–107.8
TS2TS12IR → P2–47.3–47.8
TS3TS1IC → FC02–31.3–30.3
TS4n / A.CI → P431.931.8
TS5n / A.CI → P522.020.5
MEc –0.9
MAED 1.1
Maxé –2.3

Voir également les figures 1 et 2 n.a. (non disponible) signifie que l'espèce n'apparaît pas dans le présent travail.

Erreur moyenne par rapport aux valeurs de référence de type HEAT.

Erreur absolue moyenne par rapport aux valeurs de référence de type HEAT.

Erreur maximale par rapport aux valeurs de référence de type HEAT.

3.2. CH3NH2 + CN → [C2N2H5] PES réactif


Extinction de poussière et émission de rayons X de la galaxie starburst NGC 1482

Nous présentons les résultats basés sur des observations d'imagerie multi-longueurs d'onde de la galaxie d'étoiles à couloir de poussière NGC 1482 visant à étudier les propriétés d'extinction de la poussière existant dans l'environnement extrême. La carte d'indice de couleur (B–V) dérivée de la galaxie starburst NGC 1482 confirme deux bandes de poussière proéminentes le long de son axe optique majeur et s'étendent jusqu'à ∼11 kpc. En plus des voies principales, plusieurs structures filamenteuses de poussière provenant de l'étoile centrale sont également évidentes. Bien que la poussière soit entourée d'un environnement exotique, la courbe d'extinction moyenne dérivée pour cette galaxie cible est compatible avec la courbe galactique, avec RV = 3,05, et impliquent que les grains de poussière responsables de l'extinction optique dans la galaxie cible ne sont pas vraiment différents des grains canoniques de la Voie lactée. Notre estimation de la teneur totale en poussière de NGC 1482 en supposant que l'effet d'écran de la poussière est ∼2,7 × 10 5 M, et fournissent une limite inférieure en raison du fait que notre méthode n'est pas sensible au composant de mélange de poussière. La comparaison de la poussière observée dans la galaxie avec celle fournie par le SNe à l'ISM, implique que cette fourniture n'est pas suffisante pour expliquer la poussière observée et donc pointer vers l'origine de la poussière dans cette galaxie à travers un événement de type fusion.

Notre analyse d'imagerie multibande révèle une correspondance physique qualitative entre les morphologies de la poussière et Hα raies d'émission ainsi que l'émission diffuse de rayons X dans cette galaxie. L'analyse spectrale résolue spatialement du gaz chaud le long des écoulements montre un gradient de température. Un gradient similaire a également été remarqué dans les valeurs mesurées de métallicité, indiquant que le gaz dans le halo n'est pas encore enrichi. Haute résolution, 2-8 keV Chandra l'image révèle une paire de sources ponctuelles dans la région nucléaire avec leurs luminosités égales à 2,27 × 10 39 erg s −1 et 9,34 × 10 39 erg s −1 , et dépassent la limite d'Eddington de 1,5 M source d'accrétion. L'analyse spectrale de ces sources montre une loi de puissance absorbée avec une densité de colonne d'hydrogène supérieure à celle dérivée des mesures optiques.

Points forts

► Une paire de bandes de poussière proéminentes est remarquée dans l'analyse d'imagerie optique. ► L'analyse par imagerie multibande montre une forte association dans Hα et un gaz émettant des rayons X. ► L'analyse spectrale des gaz chauds le long des écoulements montre la température, le gradient de métallicité. ► Chandra L'image de 2 à 8 keV montre une paire de sources ponctuelles dans la région nucléaire.


4 remarques

[17] Une importante épidémie de poussière d'Arabie a atteint Chypre dans la matinée du 28 septembre 2011 et a duré 3 jours. Dans la figure 1, nous présentons la simulation rétrospective FLEXPART sur 3 jours. Les temps de séjour cumulés des masses d'air qui ont traversé les régions sources de particules dans les 2000 m les plus bas au-dessus du sol (couche limite) et sont arrivés au-dessus de Chypre dans la couche de poussière entre 1000 et 2500 m le 28 septembre sont indiqués. Les régions sources continentales qui ont le plus probablement contribué à l'aérosol observé au-dessus de Limassol sont indiquées en orange à rouge. On voit que les masses d'air échantillonnées ont traversé des zones majoritairement arides du centre-est de la Turquie et des zones désertiques de Syrie avant d'arriver au-dessus de Limassol. Des rapports de dépolarisation élevés avec des valeurs maximales de 30% à 35% entre 1000 et 2500 m d'altitude ont été observés et ont clairement indiqué la présence d'une grande quantité de particules de poussière du désert.

[18] La figure 2 montre le profil vertical du coefficient de rétrodiffusion des particules obtenu au cours de la matinée (0749-0829 UTC) du 29 septembre 2011. Dans les 500 m les plus bas, les vents du nord prédominaient. Dans ces conditions, un mélange de brume anthropique et de particules marines est responsable de la rétrodiffusion et de l'extinction des aérosols dans la PBL de près de 400 m de profondeur. L'AOT PBL de 532 nm dérivé du coefficient de rétrodiffusion de la colonne (multiplié par la valeur supposée SPBL valeur de 35 sr) était de 0,06. L'AOT totale (PBL + FT) était de 0,43. Ainsi, l'aérosol gonflé a contribué à environ 85 % de l'AOT totale.

[19] À partir de la figure 2, on peut voir que la couche de poussière du désert s'étendait de 500 à 2500 m. Le taux de dépolarisation des particules était de >25% pour des hauteurs >1300 m et a atteint une valeur maximale de 35% dans la couche de poussière la plus forte. Une valeur maximale du coefficient de rétrodiffusion des particules de 12 Mm -1 sr -1 a été observé et indique des coefficients d'extinction des particules d'environ 500 Mm -1 . Les observations du photomètre AERONET ont montré une distribution de taille bimodale claire avec un mode grossier fort. Les rayons effectifs des modes fin et grossier étaient respectivement de 0,12 et 2 m.

[20] La séparation entre les coefficients de rétrodiffusion en mode fin et en mode grossier sur la figure 2 (panneau de droite) indique la présence de particules de poussière dans toute la troposphère jusqu'à 2500 m de hauteur. L'AOT FT causée par les particules de poussière de mode grossier était de 0,28 et a contribué à environ 65 % à l'AOT total et à environ 85 % à l'AOT FT. En conséquence, le rapport lidar des poussières grossières SFT,d de 39 sr (d'après l'équation 4) est proche du ratio lidar FT SFT. Les incertitudes dans nos produits d'extraction illustrés à la figure 2 sont faibles. Même si nous supposons un ratio lidar bien inférieur ou supérieur de SPBL=20 sr ou 50 sr au lieu de 35 sr pour la couche limite marine polluée, le ratio lidar poussière et le ratio lidar FT global ne changeront pas de plus de ±4 sr.

[21] Le tableau 1 et la figure 3 donnent un aperçu de toutes les observations et des hypothèses de ratio lidar requises. Les rapports lidar supposés de la couche limite SPBL ont été soigneusement sélectionnés après étude de la situation météorologique. Une valeur élevée de 35 sr a été sélectionnée dans le cas des vents du nord afin que l'impact marin soit comparativement faible. Une valeur inférieure de 25 sr a été prise lors d'événements de brise de mer ou lorsque de forts vents d'ouest et donc des particules marines prédominaient dans la couche limite, comme ce fut le cas le 30 septembre. Selon le tableau 1 et la figure 3, toutes les observations avec un fort impact de poussière (du 28 septembre, cas 2, au 30 septembre, cas 1) indiquent des rapports lidar de poussière du désert autour de 34–39 sr.

Temps Haut PBL ST ST, A SPBL SFT SFT,s SFT,d
Date (UTC) (m) (sr) (sr) (sr) (sr) (sr) (sr)
28 sept. 2011 0742–0841 310 47 44 35 49 60 37.1±13.5
0842–0929 310 42 35 43 60 33.7±6.7
0929–1019 310 40 46 35 40 50 34.9±6.5
29 sept. 2011 0749–0829 350 40 43 35 41 50 39.1±5.1
0829–0929 310 38 35 38 50 34.9±5.9
0929–1028 310 37 30 38 50 33.8±5.8
1028–1101 310 39 46 30 40 50 34.4±7.4
30 sept. 2011 0842–0929 350 39 41 25 42 50 38.2±7.4
0929–1029 310 35 25 38 40 36.8±8.0
1029–1144 350 36 32 25 38 40 35.8±13.0
1144–1226 350 36 25 38 40 35.8±11.9
  • une La hauteur supérieure du PBL, les ratios lidar de colonne sont répertoriés ST (après l'équation 3) et ST, A (532 nm, à partir des données AERONET), SPBL(rapport lidar PBL supposé), SFT (rapport lidar de colonne FT, équation 4), SFT,s (rapport lidar FT supposé des particules non poussiéreuses, équation 4), et SFT,d (rapport lidar FT récupéré de la poussière grossière, équation 4).

[22] Dans le tableau 1, quelques ratios lidar de colonnes dérivés d'AERONET ST, A sont indiqués. Nous avons utilisé les rapports lidar dérivés d'AERONET à 675 et 1021 nm pour extrapoler les valeurs pour 532 nm comme indiqué dans le tableau 1. La dépendance plutôt faible de la longueur d'onde (valeurs de 1 à 3 sr supérieures à 532 nm par rapport à 675 nm) pour les jours avec un désert intense la charge de poussière est en bon accord avec la pente spectrale du rapport lidar présentée par Schuster et al. [2012]. Le dérivé ST, A les valeurs sont en accord raisonnable avec les ratios lidar de colonne dérivés du lidar.

[23] Schuster et al. [ 2012 ] ont trouvé des valeurs de 37 à 45 sr sur les sites AERONET dans la région du désert d'Arabie pour les cas avec une contribution de mode fin presque négligeable à l'AOT. Nos ratios lidar liés à la poussière SFT,d les valeurs sont légèrement inférieures d'environ 10 %, ce qui est en accord avec des comparaisons plus directes des observations du lidar Raman et du photomètre [Muller et al., 2012 Wagner et al., 2013 ] et peut être lié au modèle de particules sphéroïdales utilisé dans la recherche AERONET.


Remerciements

Les données à l'appui des figures 1 et 2 sont disponibles comme dans les informations complémentaires des textes S2 et S3. Ce travail a été soutenu par le Centre National des Etudes Spatiales (CNES) et par la CE dans le cadre du projet I3 "Integration of European Simulation Chambers for Investigating Atmospheric Processes" (EUROCHAMP-2, contrat 228335). S. Styler remercie le Département de chimie de l'Université de Toronto pour une subvention de voyage d'occasion spéciale. Un grand merci au personnel du LISA qui a participé à la collecte d'échantillons de sol poussiéreux. Les auteurs souhaitent remercier D.J. Donaldson pour ses commentaires utiles. Nous remercions également les relecteurs dont les suggestions ont permis d'améliorer et de clarifier ce manuscrit.

L'éditeur remercie deux relecteurs anonymes pour leur aide dans l'évaluation de cet article.

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Remarque : L'éditeur n'est pas responsable du contenu ou de la fonctionnalité des informations fournies par les auteurs. Toute question (autre que le contenu manquant) doit être adressée à l'auteur correspondant à l'article.


ANNEXE : CALIBRAGE ABSOLU DES DONNEES ACS/HRC/G800L

Étant donné que l'étalonnage absolu est essentiel pour notre programme, nous avons pris l'étape supplémentaire de vérifier l'étalonnage HRC/G800L en traitant les spectres G800L pour trois naines blanches DA standard spectrophotométriques (G191B2B, GD 71 et GD 153) utilisées pour aider à établir la base TVH étalonnage de flux (voir, par exemple, Bohlin 1996). Notre procédure était simple. Nous avons téléchargé les spectres ACS/HRC/G800L pour ces étoiles à partir du MAST, les avons traités exactement de la même manière que nos étoiles cibles, puis comparé les spectres résultants avec les flux du modèle utilisés pour établir l'étalonnage absolu. Les modèles ont été obtenus à partir de la base de données d'étalonnage CALSPEC du Space Telescope Science Institute 7 (les fichiers g191b2b_mod_004.fits, gd71_mod_005.fits et gd153_mod_004.fits).

La figure 9 montre les résultats de cette comparaison. Les différents symboles montrent le rapport des flux modèles aux flux ACS en fonction de la longueur d'onde pour chacune des trois étoiles. De toute évidence, les flux HRC/G800L traités sont de plus en plus sous-estimés à des longueurs d'onde supérieures à

6000 Å, avec l'effet augmentant considérablement en dessous

9500 . Heureusement, l'écart de flux est systématique et cohérent entre les trois normes et peut donc être corrigé de manière simple. Nous avons dérivé une courbe de correction pour nos spectres traités en ajustant un polynôme aux données de la figure 9 et le résultat est présenté sous forme de courbe continue lisse sur la figure. La dispersion systématique des trois étoiles autour de la correction moyenne suggère une stabilité du point zéro dans les flux de

2,5% à des longueurs d'onde inférieures à 9500 Å. La variabilité augmente considérablement à des longueurs d'onde plus longues. La correction moyenne de la figure 9 est appliquée en tant que facteur multiplicatif aux résultats calibrés du traitement de la hache.

Graphique 9. Correction de l'étalonnage ACS/HRC/G800L dérivé des trois étoiles d'étalonnage fondamentales G191 B2B, GD 71 et GD 153.

Pour effectuer un test indépendant de notre correction d'étalonnage, nous avons examiné son effet sur le spectre HRC/G800L de l'étoile Galactic O7 HD 47839 (15 Mon). Les spectres ACS pour HD 47839 ont été obtenus auprès du MAST, et traités de la même manière que notre programme et les étoiles d'étalonnage spectrophotométrique. La figure 10 montre le SED multi-longueurs d'onde du HD 47839 couvrant la plage

2,2 µm. Dans la figure principale sont IUE spectrophotométrie UV basse résolution (λ ≤ 3000 Å), photométrie optique Johnson, Strömgren et Genève (3300 Å < λ < 6500 Å), et Johnson IR et 2MASSE JHK Photométrie NIR (λ> 6500 Å). La courbe solide est un modèle d'atmosphère stellaire TLUSTY à 37 000 K (Lanz & Hubeny 2003) ajusté aux données de la manière décrite dans nos articles précédents (par exemple, Fitzpatrick & Massa 2005a, 2005b). L'encadré de la figure illustre l'effet de notre courbe de correction HRC/G800L. La courbe lisse montre le meilleur modèle d'ajustement tandis que les données G800L corrigées et non corrigées sont surtracées. Les données HD 47839 confirment clairement les résultats de l'analyse des normes spectrophotométriques et l'efficacité de la correction d'étalonnage de la figure 9. Aux longueurs d'onde inférieures à 9500 Å, la signature dépendante de la longueur d'onde du défaut d'étalonnage a été supprimée et le niveau de flux moyen se situe environ 1% au-dessus de celui prédit par le modèle SED le mieux adapté, cohérent avec la dispersion parmi les normes spectrophotométriques. Aux longueurs d'onde allant jusqu'à 9500 , les flux sont nettement moins fiables.

Figure 10. Vérification de la correction d'étalonnage ACS/HRC/G800L de la figure 9. La figure principale montre le SED observé de HD 47839, y compris en basse résolution IUE spectrophotométrie (petits ronds) dans l'UV (λ < 3000 Å), UBV (grands cercles), Strömgren uvby (triangles), et Genève UB1B2V1g (diamants) photométrie dans l'optique (3000 Å <λ < 6000 Å), et RIJHK photométrie dans le NIR (λ>6000 Å). La courbe lisse est une atmosphère de modèle TLUSTY de 37 000 K (Lanz & Hubeny 2003) ajustée aux données de (par exemple, Fitzpatrick & Massa 2005a, 2005b). L'encart illustre l'effet de la courbe de correction ACS/HRC/G800L illustrée à la figure 9. Il montre le modèle le mieux adapté à partir de la figure principale (courbe continue) avec les données G800L corrigées et non corrigées (points) superposées. Pour λ ≤ 9500 Å les données recalibrées imitent la forme du modèle SED, mais se situent

1% above it, consistent with the scatter among the spectrophotometric standards. For λ ≥ 9500 Å, the fluxes are clearly much less reliable

The calibration correction curve derived in Figure 9 is available from the authors, although it should be noted that is applicable only for first-order HRC/G800L data which are processed using the same aXe parameters as we adopted for our processing, particularly, an extraction window height of ±20 pixels. The methodology is general, however, and it would be a straightforward process to rederive the curve for any combination of processing parameters. Note that we used the same methodology (and the same spectrophotometric standards) to derive corrections to the IUE Final Archive calibration (Massa & Fitzpatrick 2000). In addition, our calibration of the optical and NIR photometry (Fitzpatrick & Massa 2005b), which are used in the modeling of the stellar SEDs, was based on these corrected IUE results and, therefore, on the HST white dwarf-based fundamental calibration. With the use of the ACS correction derived here, all the data analyzed in this paper are based on an internally consistent absolute calibration.


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Keywords: gamma-ray bursts, core-collapse supernovae, death of massive stars, astrophysical instrumentation, astrophysical observatory

Citation: Roming PWA, Baron E, Bayless AJ, Bromm V, Brown PJ, Davis MW, Fialkov A, Fleming B, France K, Fryer CL, Greathouse TK, Hancock JJ, Howell DA, Levan AJ, Loeb A, Margutti R, McConnell ML, Oɻrien PT, Osborne JP, Perley DA, Schlegel EM, Starling RLC, Tanvir NR, Tapley M, Young PA and Zhang B (2018) Understanding the Death of Massive Stars Using an Astrophysical Transients Observatory. Front. Astron. Space Sci. 5:25. doi: 10.3389/fspas.2018.00025

Received: 31 October 2017 Accepted: 23 July 2018
Published: 30 August 2018.

Lee Samuel Finn, Pennsylvania State University, United States

Paul Kuin, University College London, United Kingdom
Karelle Siellez, Georgia Institute of Technology, United States

Copyright © 2018 Roming, Baron, Bayless, Bromm, Brown, Davis, Fialkov, Fleming, France, Fryer, Greathouse, Hancock, Howell, Levan, Loeb, Margutti, McConnell, Oɻrien, Osborne, Perley, Schlegel, Starling, Tanvir, Tapley, Young and Zhang. This is an open-access article distributed under the terms of the Creative Commons Attribution License (CC BY). The use, distribution or reproduction in other forums is permitted, provided the original author(s) and the copyright owner(s) are credited and that the original publication in this journal is cited, in accordance with accepted academic practice. No use, distribution or reproduction is permitted which does not comply with these terms.