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| LES EXPLOSIONS DE SUPERNOVAE |
| Une longue histoire |
L’astronomie moderne a découvert de nombreux objets extraordinaires –
pulsars, quasars, radiogalaxies ou encore sursauts gamma – mais aucun
d’entre eux n’est bien sûr visible à l’œil nu et n’a donc pu être observé
dans les temps anciens. Avant l’invention de la lunette et du télescope,
seuls le Soleil, la Lune, cinq planètes et quelques milliers d’étoiles
peuplaient le Ciel. A ces astres bien observés et identifiés s’ajoutaient la
trace laiteuse de la Voie Lactée, la nébuleuse d’Orion et une poignée d’amas
stellaires. Parfois une comète venait puis repartait, apportant un élément
d’imprévu à un ballet céleste bien réglé. Plus rarement encore, cinq fois au
cours du dernier millénaire, une étoile est apparue dans le ciel, à un
endroit où rien n’était auparavant visible. Après avoir brillé jusqu’à
parfois dépasser l’éclat de toutes les autres étoiles, elle déclinait en
quelques mois avant de disparaître. Trois événements de ce type furent
observés au Moyen-Age, en 1006, 1054 et 1181 et deux autres à la fin de la
Renaissance en 1572 et 1604. L’objet de 1006 fut le plus brillant,
surpassant en intensité la planète Vénus. Celui de 1054, suivi attentivement
par les astronomes chinois, est associé à la fameuse nébuleuse du Crabe
observée aujourd’hui dans la constellation du Taureau. L’objet de 1181, qui
fut le moins spectaculaire atteignit cependant la magnitude 0 ( c’est à dire
l’éclat de la brillante étoile Véga). Baptisées « étoiles-hôtes » en
Extrême-Orient parce qu’elles semblaient s’inviter dans le ciel, ces trois
objets étaient en réalité des supernovae. L’origine du terme remonte à
l’astronome danois Tycho-Brahé qui observa celle de 1572. Il rapporta ce
qu’il avait vu dans un traité « à propos de l’étoile nouvelle » (De Nova
Stella) et la dénomination « nova » est ensuite restée pour désigner une
étoile présentant une brusque et considérable augmentation de sa luminosité.
A peine trente ans après Tycho-Brahé, Kepler observa la supernova de 1604 et
nota régulièrement les variations de son éclat. Plus aucune supernova
brillante ne fut ensuite visible à l’œil nu jusqu’à celle découverte en
Février 1987 dans le Grand Nuage de Magellan (une petite galaxie irrégulière
satellite de la Voie Lactée). La supernova de 1987 fut cependant nettement
moins spectaculaire que les cinq supernovae historiques toutes situées dans
notre Galaxie. A la distance du Grand Nuage de Magellan (150 000
années-lumière) elle ne dépassa pas la magnitude 4.5 ce qui la plaçait à la
limite de la visibilité à l’œil nu. Il s’agissait malgré tout de la plus
brillante supernova depuis1604 et les moyens considérables mis en œuvre pour
l’étudier ont fait faire d’important progrès à notre compréhension du
phénomène.
L’étude moderne des supernovae commence avec Zwicky qui, à partir des
années 30, organise un programme de recherche systématique, d’abord au Mont
Wilson puis au Mont Palomar. En comparant les clichés d’un grand nombre de
galaxies pris à intervalles réguliers, il remarque parfois la présence d’une
étoile dont l’éclat a augmenté au point de rivaliser avec celui de la
galaxie tout entière ! Pour qualifier ces objets extraordinaires, Zwicky
accole alors le préfixe « super » au mot nova, le terme nova restant utilisé
pour désigner une autre classe d’explosions stellaires beaucoup moins
violentes. Le programme de longue haleine initié par Zwicky fut
particulièrement fructueux puisqu’il mena à la découverte de plus de 300
supernovae en quarante ans. Toutes ces supernovae détectées dans des
galaxies extérieures, à des millions d’années-lumière, étaient bien sûr
invisibles à l’œil nu. Leur étude permit néanmoins d’accumuler un grand
nombre d’observations qui servirent de base aux premiers développements
théoriques. Il devint vite clair que le terme nova était mal adapté puisque,
au lieu d’être la marque d’une étoile nouvelle, la supernova correspondait
plutôt à une gigantesque explosion stellaire. Dès 1938, Zwicky proposa que
les supernovae soient le résultat de l’effondrement du cœur d’une étoile,
l’énergie gravitationnelle libérée étant à l’origine de l’explosion. En
1960, Hoyle et Fowler montrèrent qu’une combustion nucléaire en milieu dit
« dégénéré » devient très vite explosive. Ces idées sont à l’origine des
mécanismes proposés aujourd’hui pour expliquer les deux grands types de
supernovae.
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| La classification
spectrale des supernovae |
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La séparation des supernovae en deux grands types a été introduite par Minkowski
dans les années 40 sur des bases spectroscopiques. Les supernovae de type I (SN
I) sont caractérisées par l’absence d’hydrogène dans leur spectre alors que les
supernovae de type II (SN II) présentent les raies de la série de Balmer de
l’hydrogène. L’évolution du spectre est rapide. Au voisinage du maximum de
lumière les raies sont vues en absorption sur un continu ayant grossièrement la
forme d’un corps noir dont la température diminue au cours du temps. Les raies
d’absorption sont décalées vers le bleu par effet Doppler ce qui permet
d’estimer à près de 10 000 km/s la vitesse d’expansion de l’enveloppe éjectée
par la supernova. Un tel spectre est produit par un objet opaque à son propre
rayonnement mais après quelques mois, à la suite de la dilution causée par
l’expansion, son aspect change radicalement. Le niveau du continu chute et les
raies apparaissent en émission. Dans cette phase dite « nébulaire » l’enveloppe
est devenue transparente et les mécanismes de rayonnement à l’œuvre
s’apparentent à ceux des nébuleuses. Les supernovae de type II sont dominées par
les raies de l’hydrogène aussi bien près du maximum de lumière que dans la phase
nébulaire. La situation est plus complexe pour les SN I ; aussi, dans les années
80, trois sous-classes ont été définies : les SN Ia, Ib et Ic. Ces trois
sous-classes ont en commun l’absence d’hydrogène (le trait commun des SN I) mais
se distinguent par la nature des raies présentes dans le spectre au maximum de
lumière et dans la phase nébulaire. Dans les SN Ia le spectre au voisinage du
maximum est dominé par des éléments de masse intermédiaire (Si, Mg, S, Ca) avec
en particulier une raie intense du silicium ionisé à 6150 Angströms. Plus tard,
dans la phase nébulaire sont essentiellement représentés le fer et des métaux
voisins comme le cobalt. Les SN Ib sont caractérisées par les raies de l’hélium
et du fer (au maximum de lumière) alors que dans la phase nébulaire l’oxygène
domine. Enfin dans les SN Ic l’oxygène apparaît d’emblée. Ces propriétés
spectrales sont d’une grande importance car elles permettent une véritable
tomographie de l’enveloppe en expansion. Cette dernière devenant de plus en plus
transparente, c’est en effet de couches toujours plus profondes que provient le
rayonnement observé. Ainsi, l’enveloppe éjectée par les SN Ia doit être composée
en périphérie d’éléments de masse intermédiaire et d’éléments du groupe du fer
plus en profondeur. Les SN Ib possèdent une couche externe d’hélium entourant
une zone riche en oxygène alors que les SN Ic éjectent surtout de l’oxygène et
peu d’hélium.
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La courbe de lumière des supernovae
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Aux différents types de supernovae identifiés par spectroscopie correspondent
également des différences dans l ‘évolution de la luminosité au cours du temps
(appelée courbe de lumière). Dans les SN Ia, le maximum est atteint après une
vingtaine de jours. Il est suivi d’un déclin rapide qui ralentit après 50 jours.
Dans un diagramme où la magnitude est portée en ordonnée et le temps en
abscisse, l’évolution est alors linéaire, ce qui correspond en fait à une
décroissance exponentielle de la luminosité (la magnitude étant une échelle
logarithmique). Au maximum de lumière, une SN Ia brille comme plusieurs
milliards de Soleils, et l’intensité de ce maximum tout comme la forme générale
de la courbe de lumière, apparaissent remarquablement uniformes d’un événement à
l’autre. La classe des SN Ia se comporte comme un exemple astronomique de
« chandelles standards » ce qui permet de les utiliser pour étudier la géométrie
de l’Univers en les observant jusqu’à des distances cosmologiques (plusieurs
milliards d’années-lumière). Les courbes de lumière des SN Ib et Ic ont des
analogies avec celles des SN Ia mais avec beaucoup moins de régularité d’un
événement à l’autre : la largeur du pic de luminosité peut varier notablement et
le maximum est typiquement cinq fois moins brillant. Les SN II présentent des
différences encore plus marquées. Certaines ont, entre 25 et 75 jours après le
maximum, un plateau au cours duquel la luminosité décline assez peu. D’autres
décroissent plus rapidement sans passer par une phase plateau. Enfin, la courbe
de lumière de la supernova du Grand Nuage de Magellan (qui était de type II) fut
tout à fait inédite. Elle ne ressemblait à aucune autre courbe de lumière
observée jusque là. Le maximum, sous-lumineux d’un facteur 40 par rapport aux
prévisions initiales fut atteint après presque 100 jours et la phase de déclin
exponentiel débuta après 120 jours. Une fois la surprise passée, la supernova de
1987 permit de mieux comprendre l’origine des grandes variations entre les
courbes de lumière des SN II. Celles-ci sont attribuées aux différences parfois
considérables de dimension et de composition chimique de l’étoile qui explose.
L’uniformité des courbes de lumière des SN Ia témoigne au contraire qu’au moment
de l’explosion les caractéristiques de l’étoile sont très semblables d’un
événement à l’autre.
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Populations parentes et fréquence des supernovae
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De nouveaux indices sur la nature des étoiles responsables des supernovae
peuvent être obtenus par l’étude de la fréquence des différents types
d’explosion dans les galaxies. Les résultats montrent des différences marquées
selon les types de supernovae. Les SN Ia sont présentes à la fois dans les
galaxies elliptiques et les galaxies spirales alors que les SN II (ainsi que les
SN Ib et Ic) sont absentes des elliptiques. De plus, la fréquence des SN II (par
unité de luminosité galactique) augmente des spirales Sa aux Sd en même temps
que la proportion du disque et des bras spiraux par rapport au bulbe central.
Les SN II, Ib et Ic apparaissent directement liées aux régions de formation
d’étoiles. Elles sont observées préférentiellement dans les bras spiraux et sont
donc normalement absentes des galaxies elliptiques qui ne forment plus d’étoiles
depuis des milliards d’années. A l’inverse, les SN Ia sont associées à la
vieille population stellaire. On les trouve réparties assez uniformément dans
les spirales et non pas seulement localisées au voisinage des bras spiraux. Leur
présence dans les elliptiques montre qu’elles peuvent se produire au sein de
populations stellaires très anciennes. Une distinction nette est donc à faire à
l’intérieur du groupe des supernovae de type I entre les SN Ia d’une part et les
SN Ib et Ic d’autre part. Les SN Ia forment un ensemble séparé et homogène alors
que les SN Ib et Ic se rapprochent clairement des SN II du point de vue de leur
population d’origine.
La détermination du taux de supernovae dans la Voie Lactée est un problème
difficile. A partir de la fréquence observée des supernovae dans les spirales Sb
ou Sc, on estime qu’il se produit de 1 à 3 explosions par siècle dans notre
Galaxie, le rapport entre SN Ia et SN II étant de 1 à 3 ou 5. Dans cette
hypothèse, on explique le faible nombre de supernovae galactiques observées au
cours du dernier millénaire par l’absorption due aux poussières qui nous cachent
de larges régions de la Voie Lactée. Les cinq supernovae historiques sont en
effet toutes situées dans notre « grande banlieue » galactique et une grossière
estimation prenant en compte les régions cachées montrent qu’elles pourraient ne
représenter que 20% du total, confirmant ainsi l’évaluation donnée plus haut.
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Bilan énergétique
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Les supernovae sont parmi les événements les plus violents se produisant dans
l’Univers, et l’énergie libérée dans l’explosion est considérable. Il faut
pouvoir l’estimer avec une précision raisonnable avant d’entreprendre la
construction de modèles théoriques. L’énergie lumineuse est la plus directement
accessible à travers l’observation de la courbe de lumière. En intégrant le flux
reçu au cours du temps et par la connaissance (approchée) de la distance de la
galaxie hébergeant la supernova, on obtient pour l’énergie lumineuse des valeurs
voisines de 1042 Joules pour les types I comme pour les types II. Le
rayonnement n’est cependant pas la seule forme d’énergie produite par une
supernova. L’énergie cinétique de l’explosion est calculée à partir de la
vitesse d’expansion des couches stellaires mesurées grâce à l’effet Doppler. Par
ailleurs, le temps mis par le spectre pour passer du stade de (presque) corps
noir avec des raies d’absorption au stade nébulaire avec raies d’émission permet
d’estimer un ordre de grandeur de la masse éjectée. Les valeurs de 1 à 10 masses
solaires obtenues et des vitesses d’expansion atteignant 10 000 km/s donnent une
énergie cinétique d’environ 1044 Joules pour tous les types de
supernovae. Il est difficile de prendre conscience de l’énormité d’un tel
chiffre : c’est par exemple l’énergie totale que produira le Soleil au cours des
dix milliards d’années qu’il passera à brûler de l’hydrogène !… Les astronomes
avaient pourtant la conviction que les SN II (et aussi les SN Ib et Ic) devaient
produire sous forme de neutrinos encore cent fois plus d’énergie. Cette
hypothèse s’est trouvée spectaculairement confirmée par la détection d’une
poignée de neutrinos issus de la supernova du Grand Nuage de Magellan. Le 23
Février 1987 à 7h35 TU les détecteurs de Kamiokande (Japon) et IMB (États-Unis)
enregistrèrent en une dizaine de secondes respectivement 8 et 12 neutrinos
d’énergie comprise entre 8 et 35 MeV. Ces détecteurs avaient été construits dans
le but de mettre en évidence l’instabilité du proton prédite par les théories de
Grande Unification en physique des particules. Il s’agit de grandes piscines
remplies d’eau très pure (2000 tonnes pour Kamiokande, 5000 tonnes pour IMB)
dont les parois sont couvertes de photomultiplicateurs capables d’enregistrer le
rayonnement produit quand une particule chargée traverse le détecteur à une
vitesse plus grande que la vitesse de la lumière dans l’eau (rayonnement
Tchérenkov). Afin de se protéger de l’effet perturbateur du rayonnement cosmique
ces expériences sont installées le plus profondément possible sous terre dans
des tunnels ou des mines. Elles n’ont donné aucun résultat probant sur
l’instabilité du proton, mais se sont transformées en de remarquables
« télescopes » à neutrinos. En pratique, ce sont les antineutrinos électroniques
qui, en interagissant avec les protons de l’eau, transforment ces derniers en
neutrons avec libération d’un positron. C’est ce même positron qui est détecté,
grâce au rayonnement Tchérenkov qu’il produit. La dizaine d’antineutrinos
enregistrée par les expériences Kamiokande et IMB permet, en utilisant la
connaissance de la sensibilité des détecteurs, de remonter au flux
d’antineutrinos reçu sur Terre. On obtient ensuite, à partir de la distance du
Grand Nuage de Magellan, le nombre total d’antineutrinos produits par la
supernova. On considère enfin que les trois familles de neutrinos et
d’antineutrinos sont émises en proportions comparables. L’énergie totale
emmagasinée par les neutrinos de la supernova du Grand Nuage de Magellan peut
alors approximativement être estimée à six fois celle transportée par les
antineutrinos électroniques, seuls détectés par l’expérience. Sa valeur dépasse
1046 Joules, soit plusieurs centaines de fois l’énergie cinétique !
Cette énergie est perdue par la supernova en quelques secondes (la durée de
réception des neutrinos sur Terre) ce qui correspond à une puissance de 1046
Watts, comparable à la puissance lumineuse émise par l’ensemble des galaxies de
l’Univers observable ! Malgré son caractère apparemment spectaculaire,
l’émission lumineuse des SN II (et aussi celle des SN Ib et Ic) ne représente
donc que 1 % de l’énergie cinétique de l’explosion et 1/10 000 de l’énergie
emportée par les neutrinos. Du point de vue énergétique, les SN II, Ib et Ic
sont donc avant tout des événements d’astronomie « neutrino » dont seule une
très petite partie nous est accessible. Dans le cas des SN Ia, il est au
contraire peu probable que l’explosion s’accompagne d’une aussi forte production
de neutrinos. L’énergie totale du phénomène est donc limitée aux 1044
Joules d’énergie cinétique, l’énergie rayonnée étant environ cent fois plus
faible.
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Premières idées théoriques – Importance de la limite de Chandrasekhar
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La somme des données d’observation accumulées sur les supernovae permet de
dresser un premier « portrait-robot » des étoiles responsables des différents
types d’explosion. A l’origine des SN Ia se trouvent des objets appartenant à la
vieille population stellaire et qui se présentent au moment de l’explosion dans
un état très semblable d’un événement à l’autre.
Environ 1044 Joules d’énergie cinétique sont libérés, et l’examen
détaillé des restes des supernovae de 1006, 1572 et 1604 (toutes trois sans
doute de type Ia) indique que l’étoile est entièrement détruite dans
l’explosion. Les SN II, Ib et Ic sont quant à elles, produites par des étoiles
de courte durée de vie et donc massives (la durée de vie des étoiles est une
fonction fortement décroissante de leur masse) qui ne sont présentes que dans
des régions où la formation stellaire est active. Au terme de leur évolution,
ces étoiles massives sont affectées d’un fort vent stellaire qui peut leur faire
perdre une part plus ou moins grande de leur enveloppe d’hydrogène. Quand
celle-ci a totalement disparu, se forme alors une étoile de type Wolf-Rayet qui
produit en explosant une SN Ib, si une couche d’hélium subsiste en surface, et
une SN Ic si l’hélium a aussi été emporté par le vent, laissant à nu les régions
les plus profondes, riches en oxygène. L’explosion des SN II, Ib et Ic ne
détruit pas entièrement l’étoile. Les couches externes sont éjectées mais le
cœur stellaire se transforme en un résidu compact et dense. Un tel résidu a été
observé dans la nébuleuse du Crabe, reste de l’explosion de 1054, sous la forme
d’une étoile à neutrons en rotation rapide (appelé aussi pulsar).
Les modèles d’explosion invoqués pour expliquer les SN Ia d’une part, les SN II,
Ib et Ic d’autre part, s’inspirent des idées initialement proposées par Zwicky,
Fowler et Hoyle. Dans les deux cas, le concept de masse limite de Chandrasekhar
joue un rôle central. La masse de Chandrasekhar, voisine de 1.4 masse solaire,
correspond à la masse maximale possible pour un objet supporté par la pression
des électrons dégénérés. La pression de dégénérescence remplace à haute densité
la pression classique du gaz, d’origine thermique. Elle est de nature quantique
et provient du mouvement rapide des électrons confinés en grand nombre dans un
petit volume et qui doivent donc acquérir une grande impulsion pour satisfaire
le principe d’incertitude d’Heisenberg. Le rayon d’un objet supporté par la
pression des électrons dégénérés diminue quand sa masse augmente. Au voisinage
de la limite de Chandrasekhar, la réduction du rayon devient très importante, la
masse volumique augmente considérablement de même que la température par effet
de compression du milieu. Si celui-ci est inerte du point de vue nucléaire, la
contraction se poursuit jusqu’au moment où le rayon atteint environ 1000 km. Une
instabilité gravitationnelle d’origine relativiste se produit alors, qui conduit
aussitôt à un effondrement rapide de l’objet sur lui-même en quelques dizaines
de millisecondes. Si à l’inverse, le milieu contient un « carburant » nucléaire
susceptible de s’allumer, l’augmentation de masse volumique et de température au
voisinage de la limite de Chandrasekhar provoque l’allumage, en général avant
que survienne l’instabilité gravitationnelle. Comme l’ont montré Fowler et
Hoyle, une combustion nucléaire en milieu dégénéré est instable et mène à un
emballement catastrophique. Dans un gaz classique, la pression dépend de la
température. Si celle-ci croît à la suite du démarrage d’une combustion
nucléaire, l’augmentation de la pression provoquera une détente du gaz qui
exercera un effet de contre-réaction sur la température, stabilisant le
processus. Dans un milieu dégénéré la pression ne dépend (presque) plus de la
température et, quand celle-ci augmente, aucun mécanisme modérateur
n’intervient. Les réactions nucléaires étant elles-mêmes particulièrement
sensibles à la température, un emballement se produit : les réactions nucléaires
s’allument, la température s’élève, les réactions s’accélèrent, la température
croît plus vite, etc. Finalement, tout le carburant nucléaire disponible est
brûlé en un temps très court.
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Les supernovae de type Ia
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Le scénario proposé pour expliquer l’explosion des SN Ia invoque l’embrasement
nucléaire catastrophique d’une naine blanche. Les naines blanches représentent
le stade final de l’évolution des étoiles jusqu’à 8 ou 10 fois la masse du
Soleil. Elles sont supportées par la pression des électrons dégénérés et leur
rayon est comparable à celui de la Terre. Elles sont pour la plupart constituées
d’un mélange de carbone et d’oxygène. Une naine blanche isolée est un objet très
stable, mais beaucoup d’étoiles appartiennent à des systèmes binaires avec
possibilité de transfert de masse d’une composante à l’autre. Si la masse d’une
naine blanche peut augmenter par accrétion dans un système binaire, le carbone
et l’oxygène qui la constituent vont s’allumer au centre de l’étoile quand
celle-ci approchera la limite de Chandrasekhar. Ce scénario général explique
beaucoup de propriétés observées dans les SN Ia. Les naines blanches sont des
objets anciens appartenant à la vieille population stellaire des galaxies,
l’explosion se produit quand l’étoile est proche de la limite de Chandrasekhar.
Sa masse est alors toujours voisine de 1.4 masse solaire, ce qui pourrait
naturellement expliquer l’uniformité des courbes de lumière des SN Ia. La
combustion explosive du carbone et de l’oxygène mène aux éléments du groupe du
fer quand elle se produit à haute densité et à aux éléments de masse
intermédiaire quand elle a lieu en milieu plus dilué. Ces caractéristiques
évoquent les résultats de la spectroscopie des SN Ia qui montrent que la matière
éjectée dans l’explosion est dominée en périphérie par des éléments comme le
silicium, le magnésium ou le calcium et en profondeur par le fer et le cobalt.
Enfin, la combustion nucléaire de 1.4 masse solaire de carbone et d’oxygène
libère environ 1044 Joules, ce qui est juste la quantité nécessaire
pour expliquer l’énergie cinétique de l’explosion.
Ce scénario fournit un cadre pour l’élaboration de modèles plus détaillés.
Ceux-ci cherchent à préciser par exemple les conditions de l’allumage du carbone
et de l’oxygène, la dynamique de l’explosion ou encore à calculer la courbe de
lumière et l’abondance des éléments produits. La combustion nucléaire explosive
qui embrase la naine blanche provoque sa destruction complète, mais deux séries
de difficultés apparaissent toutefois. La première concerne la phase
pré-supernova et peut se résumer à la question suivante : dans quelles
conditions est-il possible d’amener par accrétion une naine blanche jusqu’à la
limite de Chandrasekhar ? La seconde est relative à la physique très complexe du
front de combustion qui se propage dans l’étoile durant l’explosion.
Les problèmes posés par la phase d’accrétion sont liés au fait que dans la
plupart des cas, le compagnon de la naine blanche dans le système binaire est
une étoile normale, composée principalement d’hydrogène. Or, le transfert
d’hydrogène sur une naine blanche n’est pas un phénomène stable. La couche
d’hydrogène qui s’accumule est sujette à des flashes nucléaires récurrents. Il
s’agit des explosions de novae (ici sans le préfixe super) au cours desquelles
la masse accrétée est violemment éjectée. Cette explosion en surface ne menace
pas l’intégrité de la naine blanche dans son ensemble mais empêche sa masse de
croître (dans la majorité des simulations, la masse de la naine blanche diminue
même par « abrasion » de la couche accrétée sur le cœur carbone-oxygène). Des
flashes moins violents, évitant l’éjection de la matière accrétée, sont
toutefois possibles si le transfert de masse depuis le compagnon est très
rapide. L’hélium résultant de la combustion de l’hydrogène s’accumule alors sur
la naine blanche ce qui pose un nouveau problème. Comme dans le cas de
l’hydrogène, un flash de l’hélium peut en effet se produire. Celui-ci est très
violent et provoque l’allumage du carbone à la frontière entre la couche
accrétée et le cœur. L’explosion d’une supernova est alors déclenchée dans des
conditions s’écartant du scénario standard avec un allumage hors du centre et
une masse de la naine blanche inférieure à la limite de Chandrasekhar. Les
simulations de ce type d’explosion conduisent à des résultats en désaccord avec
la majorité des observations en ce qui concerne la courbe de lumière et la
spectroscopie. Si certains événements particuliers ont pu être produits ainsi,
il paraît vraiment difficile d’expliquer l’ensemble des SN Ia par ce mécanisme.
Une solution radicale au problème de l’accrétion a été proposée dans les années
80 par Iben et Webbink. Certaines estimations indiquent en effet que des
systèmes binaires ultra-serrés constitués de deux naines blanches pourraient
exister en grand nombre. La séparation des deux étoiles diminue à la suite de
l’émission d’ondes gravitationnelles par le système jusqu’à provoquer dans
certains cas une véritable coalescence des composantes. Si la masse totale est
supérieure à la limite de Chandrasekhar, on aboutit à une situation
potentiellement explosive en évitant la phase d’accrétion d’hydrogène.
Malheureusement, cette proposition résout un problème mais en pose de nombreux
autres. Comme pour le flash de l’hélium, les conditions à l’allumage sont très
différentes du cas standard au point qu’il n’est ici même pas sûr qu’une
supernova se produise ! Les recherches actuelles tentent donc d’identifier un
chemin évolutif permettant à la masse d’une naine blanche d’augmenter par
accrétion en évitant les flashes de l’hydrogène et de l’hélium. Un certain
nombre de propositions ont été faites mais de nombreux points restent à préciser
avant de pouvoir considérer qu’une solution vraiment convaincante a été obtenue.
La seconde série de problèmes est relative à la propagation de la flamme
nucléaire dans l’étoile. Après l’allumage central du carbone et de l’oxygène, un
front de combustion progresse vers l’extérieur et, selon sa vitesse, la
dynamique de l’explosion et la nucléosynthèse (c’est-à-dire l’abondance des
diverses espèces nucléaires produites) seront propres à chaque événement. De
manière générale, un front de combustion peut se propager de manière subsonique
(on parle alors de déflagration) ou supersonique (détonation). La vitesse d’une
déflagration est contrôlée par l’efficacité des mécanismes de transport de la
chaleur (conduction ou convection) depuis une zone en combustion vers du
matériel « frais ». Dans une détonation, une onde de choc (à savoir le
précurseur) comprime et chauffe la matière, ce qui amorce l’allumage. La
propagation d’une détonation dans une naine blanche conduit à sa combustion
complète jusqu’au fer. Aucun élément de masse intermédiaire n’est produit en
contradiction avec les observations. La détonation qui se déplace à plus de 10
000 km/s « saisit » en effet la naine blanche avant que celle-ci ait pu entrer
en expansion, de sorte que la combustion a lieu à haute densité. Dans le cas
d’une déflagration, la vitesse de la flamme est beaucoup plus lente. Seule la
région centrale est brûlée jusqu’aux éléments du groupe du fer. Quand le front
de combustion atteint les couches périphériques, celles-ci sont déjà en
expansion, la densité a décru et des éléments de masse intermédiaire sont
synthétisés. Les complications surviennent au moment de calculer en détail la
vitesse de déflagration. Diverses instabilités hydrodynamiques donnent au front
de combustion une forme complexe qu’il faut pouvoir décrire avec précision pour
obtenir la vitesse. Celle-ci dépend en effet directement de la surface effective
de la zone de contact entre la flamme et le matériel frais. Plus la zone de
contact sera complexe (fractale) plus la vitesse sera grande. Beaucoup de
résultats ont été récemment obtenus dans ce domaine et la physique de la flamme
est aujourd’hui mieux connue. La déflagration traverse la naine blanche en
quelques secondes, produisant dans les régions centrales entre 0.6 et 0.8 masse
solaire de nickel 56. Cet isotope du nickel est radioactif et se désintègre en
quelques semaines en cobalt puis en fer 56. En périphérie, se forment des
éléments de masse intermédiaire et l’ensemble de l’étoile est dispersé à des
vitesses voisines de 10 000 km /s. C’est la radioactivité du nickel et du cobalt
qui alimente la courbe de lumière des SN Ia. L’énergie produite par
radioactivité (sous forme de positrons et de photons gamma) est absorbée par
l’enveloppe en expansion qui la re-émet dans le domaine visible. Le pic de
luminosité provient de la décroissance du nickel en cobalt, qui est
essentiellement terminée après une dizaine de jours. Le maximum de la courbe de
lumière intervient pourtant au bout d’environ vingt jours car le temps
d’émergence du rayonnement est initialement long devant la période radioactive.
Plus tardivement, quand l’expansion a dilaté l’enveloppe, l’énergie provenant de
la radioactivité est émise sans délai. La luminosité suit donc une loi
exponentielle dont le taux de déclin correspond à la période du cobalt.
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Les supernovae de type II, Ib et Ic
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Les supernovae de type II, Ib et Ic représentent le stade ultime de l’évolution
des étoiles massives. Au-delà de dix fois la masse du Soleil, les étoiles
brûlent dans une succession de réactions de fusion tous les éléments jusqu’au
fer, l’élément le plus stable du point de vue nucléaire. Elles développent ainsi
une structure en « pelure d’oignon » où le cœur de fer est entouré d’une couche
de silicium en combustion à laquelle succèdent des couches d’oxygène, de néon,
de carbone, d’hélium et une enveloppe d’hydrogène. Le rayon de cette enveloppe
dépend beaucoup de l’efficacité du vent stellaire. Il peut atteindre un milliard
de kilomètres dans la phase supergéante rouge ou avoir complètement disparu si
l’étoile est devenue une Wolf-Rayet. Dans le cas de la supernova du Grand Nuage
de Magellan l’analyse d’images antérieures au phénomène a permis d’identifier
l’étoile responsable de l’explosion. Il s’agissait d’une supergéante bleue de 40
rayons solaires, cataloguée sous le nom de SK –69 202. La présence d’une
coquille de gaz en expansion à quelques années-lumière de la supernova indiquait
que SK –69 202 était passée par le stade de supergéante rouge environ 500 000
ans avant d’exploser.
Le cœur de fer situé au centre de l’étoile est au contraire très petit. Il est
supporté par la pression des électrons dégénérés et son rayon ne dépasse pas
quelques milliers de kilomètres. Sa masse augmente par suite de la combustion du
silicium dans la couche qui l’entoure et elle se rapproche de la limite de
Chandrasekhar. Le fer ne pouvant donner lieu à des réactions de fusion, le cœur
atteint le seuil d’instabilité gravitationnelle alors que sa densité centrale
est de quelques milliers de tonnes par cm3 et son rayon est voisin de 1000 km.
Un modèle réduit de l’étoile au milliardième illustre l’énorme contraste de
taille entre le cœur grand comme une tête d’épingle et l’enveloppe dont le rayon
atteint 1000 m dans le cas d’une supergéante rouge et 25 m dans celui d’une
supergéante bleue ! L’effondrement du cœur qui suit l’instabilité se produit en
une centaine de millisecondes et on conçoit aisément que l’enveloppe ne puisse
réagir en un temps si court. Elle reste spectatrice des événements qui ont lieu
en profondeur avant d’être frappée par une onde de choc se propageant vers
l’extérieur. Le cœur apparaît donc comme le moteur de l’explosion dont
l’enveloppe est le révélateur pour le monde extérieur. Le résultat final de
l’effondrement du cœur est la formation d’une étoile à neutrons (ou
éventuellement d’un trou noir si l’étoile est très massive). L’énergie
potentiellement disponible dans la transformation du cœur de fer en une étoile à
neutrons correspond à peu près à l’énergie de liaison gravitationnelle (GM2/R,
où M=1.4 masse solaire et R~10 km est le rayon de l’étoile à neutrons, G est la
constante gravitationnelle). Cette énergie vaut quelque 1046
Joules et permet donc d’expliquer l’émission « neutrino » des SN II. Reste à
comprendre comment ce qui débute par un effondrement est capable de convertir 1%
de l’énergie en une explosion dirigée vers l’extérieur.
La première phase de l’effondrement est caractérisée par un important taux de
captures électroniques et une réorganisation des espèces nucléaires présentes
dans le cœur. En vertu du principe d’incertitude, l’impulsion des électrons
croît à la suite de l’augmentation de la densité et des noyaux riches en
neutrons normalement instables en milieu dilué, peuvent se former par captures
électroniques (dans une capture électronique un proton d’un noyau se transforme
en neutron en absorbant un électron et en libérant un neutrino). Quand la
densité atteint 1012 g/cm3 , l’espèce nucléaire la plus
représentative du cœur contient une trentaine de protons et près de soixante
neutrons !
Au-delà de 1012 g/cm3 se produit un événement tout à fait
extraordinaire. Les neutrinos, qui interagissent pourtant si peu avec la
matière, vont se trouver piégés dans le cœur qui s’effondre. En raison de
l’augmentation de la densité, leur vitesse de diffusion vers l’extérieur devient
en effet plus faible que la vitesse d’effondrement. Le cœur des supernovae est
ainsi probablement le seul endroit de l’Univers actuel où les neutrinos sont
couplés à la matière (neutrinos et matière ont été également couplés dans
l’Univers très primordial). Le piégeage des neutrinos provoque l’arrêt des
captures électroniques et l’effondrement se poursuit avec un rapport du nombre
de protons au nombre de neutrons fixé à environ 0.35. La réduction du nombre
d’électrons par captures électroniques affecte la pression et modifie en
conséquence la dynamique de l’effondrement. La région profonde du cœur,
représentant 0.7 ou 0.8 masse solaire, se contracte de manière « autosimilaire »
la vitesse étant proportionnelle au rayon alors que la région plus périphérique
suit en chute quasi-libre. La limite entre les deux zones correspond au rayon
sonique pour lequel la vitesse de l’effondrement est égale à la vitesse locale
du son. Le profil de vitesse prend alors une forme « en V » caractéristique.
Quand la densité centrale atteint la densité de la matière nucléaire, soit 2.1014g/cm3
(200 millions de tonnes par cm3), les nucléons entrent en contact et ils
opposent alors une grande résistance à toute compression ultérieure.
L’effondrement cesse et la matière rebondit sur elle-même. L’information sur le
rebond ne peut cependant être transmise au-delà du rayon sonique et une
discontinuité de vitesse se forme entre le cœur profond qui rebondit et la zone
externe qui continue à s’effondrer. Les deux régions entrent en collision et,
dans le choc qui s’ensuit, le cœur profond cède l’essentiel de son énergie
cinétique à la zone externe qui est violemment éjectée vers l’extérieur. Ce
mécanisme de rebond « super-élastique » peut être illustré à l’aide d’une
expérience simple utilisant deux balles en caoutchouc de masses différentes
(dans un rapport de 1 à 3 environ). En les lâchant en contact l’une au-dessus de
l’autre (la plus massive en position inférieure) on s’aperçoit que la plus
légère rebondit bien plus haut que la position de départ alors que la plus
massive qui a cédé son énergie reste posée sur le sol.
Dans la supernova, l’onde de choc qui se propage vers l’extérieur emporte une
énergie qui est initialement suffisante pour provoquer l’explosion de l’étoile.
Cela ne suffit cependant pas à garantir le succès du mécanisme de rebond. Une
partie de la matière traversée par le front de choc subit en effet
une photodésintégration totale c’est à dire que les noyaux sont brisés en
protons et neutrons. Ce processus extraordinairement coûteux en énergie
contribue à affaiblir le choc qui, dans la plupart des simulations, cesse de
progresser après quelques centaines de kilomètres. Un moyen de réinjecter de
l’énergie dans le choc a été proposé par Wilson en 1985 ; au moment où le choc
stagne, un flux gigantesque de neutrinos commence à s’échapper du cœur profond
de la supernova qui évacue ainsi son énergie thermique. Ce sont ces neutrinos,
transportant quelque 1046 Joules, qui ont été vus par les expériences
Kamiokande et IMB. Il suffit qu’ils déposent 1/1000 de leur énergie derrière
l’onde de choc pour que celle-ci reparte et provoque une explosion. Le mécanisme
proposé par Wilson est la capture des neutrinos par les nucléons produits par la
photodésintégration des noyaux. Les premières simulations traitant ce processus
de manière détaillé ont montré qu’une explosion pouvait se produire, mais que
l’énergie n’atteignait que marginalement le niveau escompté pour une supernova.
A partir du début des années 90, il fut réalisé que la zone située derrière le
choc et chauffée par les neutrinos, était convectivement instable et devait donc
être traitée à l’aide de simulations numériques à deux dimensions au moins.
Celles-ci ont montré que la convection favorisait la réussite de l’explosion en
permettant la circulation de la matière entre le choc et la zone où le chauffage
est le plus intense. Après avoir stagné pendant une centaine de millisecondes au
cours desquelles la convection s’est développée, le choc repart en emportant
assez d’énergie pour faire exploser l’étoile.
Après avoir redémarré, l’onde de choc traverse d’abord la couche de silicium où
une petite quantité de nickel 56 est formée par nucléosynthèse explosive.
L’énergie initialement présente dans le choc est ensuite déposée sous forme
thermique et cinétique dans le reste de l’étoile qui est alors en expansion. La
forme de la courbe de lumière va dépendre des contributions relatives de la
radioactivité et de l’énergie thermique à la luminosité. Si le rayon de l’étoile
qui explose est très grand (supergéante rouge) l’énergie thermique domine le
début de l’évolution et est responsable de la phase en plateau observée dans
beaucoup de SN II. Si au contraire, l’étoile est une Wolf-Rayet sans enveloppe
d’hydrogène et de petit rayon, le rôle joué par l’énergie thermique est
négligeable et la courbe de lumière alimentée par radioactivité ressemble à
celle des SN Ia. Dans le cas de la supernova du Grand Nuage de Magellan, la
courbe de lumière s’explique par le fait que l’étoile responsable de l’explosion
était une supergéante bleue de 40 rayons solaires. La contribution de l’énergie
thermique à la luminosité a été trop faible pour produire une phase en plateau
et la radioactivité a dominé après une vingtaine de jours. L’ajustement du
déclin exponentiel après 120 jours a par ailleurs permis d’estimer à 0.07 masse
solaire la masse de nickel 56 synthétisé.
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Conclusion
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Des chroniques médiévales jusqu’aux simulations numériques sur des ordinateurs
ulta-rapides, les supernovae n’ont cessé d’intriguer. Le feu d’artifice cosmique
qui met fin à la vie d’une étoile est l’un des phénomènes les plus violents de
l’Univers. La compréhension des mécanismes d’explosion est un défi pour la
physique stellaire mais le rôle joué par les supernovae dans l’évolution des
galaxies est également considérable. En rejetant dans le milieu interstellaire
les éléments lourds synthétisés durant sa vie passée ou au moment de
l’explosion, une étoile contribue à l’enrichissement chimique de la galaxie à
laquelle elle appartient. Le carbone qui constitue l’architecture des molécules
biologiques ainsi que le nickel de nos pièces de un franc ont été forgés dans
des étoiles qui ont explosé il y a plus de cinq milliards d’années. Les
supernovae sont également la source principale d’injection d’énergie dans le
milieu interstellaire. Leurs restes forment de gigantesques bulles de gaz chaud
aux frontières desquelles se forment de nouvelles étoiles dont certaines
exploseront à leur tour en supernova.
Même si la supernova du Grand Nuage de Magellan a représenté un événement
extraordinaire, il demeure frustrant qu’aucune autre supernova galactique n’ait
été observée depuis celle vue par Kepler en 1604 alors que les meilleures
estimations prédisent jusqu’à trois explosions par siècle. Si, comme il est
probable, c’est l’absorption due aux poussières qui réduit le nombre de
supernovae accessibles, l’existence des détecteurs de neutrinos rend aujourd’hui
immanquable la prochaine SN II galactique. Celle-ci se signalera peut-être à
notre attention par un crépitement de flashes de lumière Tchérenkov enregistrés
dans une piscine souterraine…
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| Mars 2003 |
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Robert Mochkovitch |
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