Objets compacts - LUTH - Observatoire de Paris
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Master Astronomie et Astrophysique<br />
Année M2 - Parcours Recherche<br />
2008 - 2009<br />
Module F1<br />
<strong>Objets</strong> <strong>compacts</strong><br />
Philippe Grandclément<br />
Laboratoire <strong>de</strong> l’Univers et <strong>de</strong> ses THéories (<strong>LUTH</strong>)<br />
(CNRS / <strong>Observatoire</strong> <strong>de</strong> <strong>Paris</strong>)<br />
philippe.grandclement@obspm.fr<br />
Naines blanches<br />
Supernovæ<br />
Sursauts Gamma<br />
Etoiles à neutrons<br />
Trous noirs<br />
On<strong>de</strong>s gravitationnelles
Table <strong>de</strong>s matières<br />
1 Introduction 1<br />
Introduction 1<br />
1.1 Généralités . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1<br />
1.2 La compacité . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2<br />
1.3 Énergies mises en jeu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3<br />
1.3.1 Accrétion par un objet compact . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4<br />
1.3.2 Effondrement gravitationnel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4<br />
2 Naines blanches 5<br />
Naines blanches 5<br />
2.1 Historique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5<br />
2.1.1 Diagramme Herzsprung-Russel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5<br />
2.1.2 L’apport <strong>de</strong> Sirius B . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5<br />
2.1.3 Évolution d’une étoile <strong>de</strong> faible masse . . . . . . . . . . . . . . . . . 6<br />
2.2 Équation d’état . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7<br />
2.2.1 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7<br />
2.2.2 Impulsion <strong>de</strong> Fermi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8<br />
2.2.3 Température <strong>de</strong> Fermi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9<br />
2.2.4 Pression <strong>de</strong> dégénérescence . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10<br />
2.2.5 Cas limites . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11<br />
2.2.6 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.3 Masse <strong>de</strong> Chandrasekhar . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.3.1 Argument énergétique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.3.2 Un modèle plus raffiné . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14<br />
2.4 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18<br />
2.4.1 Classification spectrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18<br />
2.4.2 Rayons et masses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19<br />
2.5 Refroidissement <strong>de</strong>s naines blanches . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21<br />
2.6 Les novae . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24<br />
2.6.1 Mécanisme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24<br />
2.6.2 Classification . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
ii TABLE DES MATIÈRES<br />
3 Supernovae 29<br />
Supernovae 29<br />
3.1 Historique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29<br />
3.2 Observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31<br />
3.2.1 Classification spectrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31<br />
3.2.2 Courbes <strong>de</strong> lumière . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34<br />
3.2.3 Galaxies hôtes et fréquence d’apparition . . . . . . . . . . . . . . . 36<br />
3.2.4 Conclusion sur les observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38<br />
3.3 Supernovae <strong>de</strong> type Ia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39<br />
3.3.1 Le scénario standard . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39<br />
3.3.2 Relation avec les observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39<br />
3.3.3 Contenu énergétique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41<br />
3.3.4 Application en cosmologie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42<br />
3.3.5 Une SNIa atypique ? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43<br />
3.4 Supernovae gravitationnelles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44<br />
3.4.1 Structure <strong>de</strong>s étoiles massives . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44<br />
3.4.2 L’effondrement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46<br />
3.4.3 L’on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47<br />
3.4.4 Comment “revigorer” le choc ? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47<br />
3.4.5 Bilan énergétique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48<br />
3.4.6 Influence du progéniteur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51<br />
3.4.7 Neutrinos émis par 1987a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54<br />
4 Sursauts Gamma 55<br />
Sursauts Gamma 55<br />
4.1 Les missions spatiales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55<br />
4.1.1 VELA . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55<br />
4.1.2 BATSE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55<br />
4.1.3 BeppoSAX . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57<br />
4.1.4 SWIFT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57<br />
4.2 Les observations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59<br />
4.2.1 Deux familles <strong>de</strong> sursauts . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59<br />
4.2.2 Localisation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61<br />
4.2.3 Courbes <strong>de</strong> lumière et variabilité . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65<br />
4.2.4 Contenu énergétique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65<br />
4.2.5 Les spectres . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68<br />
4.3 Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68<br />
4.3.1 Des vitesses relativistes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68<br />
4.3.2 Chocs internes et externes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72<br />
4.4 Succès du modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75<br />
4.4.1 Prédiction <strong>de</strong>s spectres . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
TABLE DES MATIÈRES iii<br />
4.4.2 Taille <strong>de</strong> l’éjecta . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75<br />
4.5 Présence <strong>de</strong> jets . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78<br />
4.6 Le moteur central . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81<br />
5 Étoiles à neutrons 85<br />
Étoiles à neutrons 85<br />
5.1<br />
5.2<br />
Historique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .<br />
Équations <strong>de</strong> structure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .<br />
85<br />
86<br />
5.2.1 La métrique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86<br />
5.2.2 Le tenseur énergie-impulsion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86<br />
5.2.3<br />
5.2.4<br />
Le système TOV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .<br />
Équation d’état . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .<br />
87<br />
87<br />
5.2.5 Intégration du système et raccord . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88<br />
5.2.6 Gran<strong>de</strong>urs globales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89<br />
5.2.7 Masse maximale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89<br />
5.3 Pulsars . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90<br />
5.3.1 Découverte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90<br />
5.3.2 Nature <strong>de</strong> la source . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93<br />
5.3.3<br />
5.3.4<br />
Modèle du dipôle magnétique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .<br />
Diagramme P<br />
94<br />
˙ P . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95<br />
5.3.5 Mécanisme d’émission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97<br />
5.4 Le problème <strong>de</strong> l’équation d’état . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98<br />
5.5 Contraintes observationnelles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100<br />
5.5.1 Masse maximale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100<br />
5.5.2 Influence <strong>de</strong> la rotation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102<br />
5.5.3 Mesure <strong>de</strong> la compacité . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103<br />
5.5.4 Tremblements d’étoile à neutrons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104<br />
5.5.5 Scénario <strong>de</strong> formation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106<br />
5.6 Questions ouvertes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108<br />
5.6.1 Des étoiles étranges ? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108<br />
5.6.2 Sursauts récurrents <strong>de</strong> γ mous (SGR) et magnétars . . . . . . . . . 108<br />
6 Trous noirs 113<br />
Trous noirs 113<br />
6.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113<br />
6.2 Trous noirs en relativité générale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114<br />
6.2.1 métrique <strong>de</strong> Schwarzschild . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114<br />
6.2.2 Singularité <strong>de</strong> coordonnée . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115<br />
6.2.3 La singularité centrale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116<br />
6.2.4 “Un trou noir n’a pas <strong>de</strong> cheveux” . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116<br />
6.2.5 La métrique <strong>de</strong> Kerr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116
iv TABLE DES MATIÈRES<br />
6.3 Quelques propriétés amusantes... . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 117<br />
6.3.1 Horizon <strong>de</strong>s évènements . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 117<br />
6.3.2 Horizon apparent . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 117<br />
6.3.3 La censure cosmique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118<br />
6.3.4 L’ergosphère . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118<br />
6.3.5 Secon<strong>de</strong> loi <strong>de</strong> la thermodynamique . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119<br />
6.3.6 Radiation <strong>de</strong> Hawking . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120<br />
6.4 Deux classes <strong>de</strong> trous noirs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121<br />
6.5 Trous noirs stellaires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121<br />
6.5.1 Critère <strong>de</strong> masse dans les binaires X . . . . . . . . . . . . . . . . . 121<br />
6.5.2 Horizon <strong>de</strong>s évènements . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123<br />
6.6 Trous noirs supermassifs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127<br />
6.6.1 Sagittarius A . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127<br />
6.6.2 Dynamique stellaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127<br />
6.6.3 Dynamique dans les AGN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128<br />
6.6.4 Mesures spectrales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131<br />
6.6.5 Démographie et formation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133<br />
7 On<strong>de</strong>s gravitationnelles 135<br />
On<strong>de</strong>s gravitationnelles 135<br />
7.1 Équations d’Einstein linéarisées . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135<br />
7.1.1 Jauge harmonique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135<br />
7.1.2 Solutions ondulatoires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136<br />
7.1.3 Jauge transverse et sans trace . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136<br />
7.1.4 Action d’une on<strong>de</strong> plane sur la matière . . . . . . . . . . . . . . . . 137<br />
7.2 Génération d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137<br />
7.2.1 Formule du quadrupôle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137<br />
7.2.2 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139<br />
7.3 Le pulsar binaire PSR 1913+16 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139<br />
7.4 Observation <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140<br />
7.5 Les détecteurs terrestres . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142<br />
7.5.1 Les barres résonantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142<br />
7.5.2 Détecteurs interférométriques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 144<br />
7.5.3 Les binaires coalescentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147<br />
7.5.4 Les supernovae gravitationnelles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153<br />
7.5.5 Étoile à neutrons en rotation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 155<br />
7.6 Détecteur spatial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 156<br />
7.6.1 La mission spatiale LISA . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 156<br />
7.6.2 Trous noirs supermassifs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 158<br />
7.6.3 Binaires à rapport <strong>de</strong> masse extrème . . . . . . . . . . . . . . . . . 161<br />
7.6.4 Binaires galactiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165<br />
7.6.5 Fond stochastique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165
Chapitre 1<br />
Introduction<br />
1.1 Généralités<br />
Les objets <strong>compacts</strong> constituent l’étape ultime <strong>de</strong> l’évolution <strong>de</strong>s étoiles, une fois que<br />
les réactions thermonucléaires ont cessé. La nature du produit final <strong>de</strong> l’évolution dépend<br />
essentiellement <strong>de</strong> la masse du progéniteur (voir Fig 1.1). Plus cette masse est importante<br />
et plus l’objet formé est compact. Par ordre <strong>de</strong> compacité croissante, on trouve les naines<br />
blanches, les étoiles à neutrons et les trous noirs.<br />
Comme leur nom l’indique, ces objets ont également comme caractéristique commune<br />
d’être le siège <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsités extrèmes, bien supérieures à celles que l’ont peut rencontrer dans<br />
les étoiles habituelles. Ceci implique que l’on doive tenir compte <strong>de</strong>s effets relativistes pour<br />
décrire <strong>de</strong> manière satisfaisante ces astres. De telles <strong>de</strong>nsités peuvent être atteintes quand<br />
les forces <strong>de</strong> pressions usuelles ne peuvent plus compenser la gravité et que l’on doit<br />
invoquer <strong>de</strong>s mécanismes <strong>de</strong> pression différents. Le cas du trou noir est un peu particulier,<br />
une <strong>de</strong>nsité ne pouvant être définie stricto-sensu.<br />
Un astre auto-gravitant est en équilibre quand les forces <strong>de</strong> pression compensent<br />
son propre poids. Pour une étoile habituelle, ces forces <strong>de</strong> pression sont essentiellement<br />
générées par la pression <strong>de</strong> radiation <strong>de</strong>s photons et par celle du gaz habituel constituant<br />
l’étoile. Toutefois, si les réactions nucléaires s’arrêtent et donc l’émission <strong>de</strong> photons, la<br />
pression diminue et l’étoile commence à se contracter. Ce phénomène se poursuit jusqu’à<br />
ce que la <strong>de</strong>nsité soit suffisante pour que d’autres sources <strong>de</strong> pression puissent compenser<br />
l’action <strong>de</strong> la gravité. C’est le mécanisme <strong>de</strong> formation <strong>de</strong>s naines blanches et nous verrons<br />
que la force qui compense la gravité est alors la pression <strong>de</strong> dégénérescence <strong>de</strong>s électrons,<br />
pression trouvant sa source dans le principe d’exclusion <strong>de</strong> Pauli.<br />
Mis à part la contraction, une augmentation globale <strong>de</strong> masse peut également être à<br />
l’origine <strong>de</strong> la naissance d’un objet compact. C’est ce qui se produit pour les étoiles à<br />
neutrons et les trous noirs. Typiquement un coeur <strong>de</strong> fer dégénéré se forme au centre <strong>de</strong><br />
l’étoile, ce fer étant le produit <strong>de</strong>s réactions nucléaires au sein <strong>de</strong> l’étoile. Quand la masse<br />
atteint une certaine valeur critique, la pression ne peut plus supporter la gravité et le<br />
coeur s’effondre. Selon la masse du progéniteur, le résultat est soit une étoile à neutrons,<br />
où l’interaction forte entre les baryons contrebalance la gravitation, soit un trou noir. Ce
2 Introduction<br />
Fig. 1.1 – Devenir <strong>de</strong>s étoiles en fonction <strong>de</strong> leur masse initiale.<br />
<strong>de</strong>rnier cas est le cas limite où aucune force ne peut plus compenser la gravitation et où<br />
plus rien ne peut stopper l’effondrement.<br />
1.2 La compacité<br />
Nous allons ici définir le paramètre <strong>de</strong> relativité ou <strong>de</strong> compacité d’un objet compact.<br />
Une bonne mesure <strong>de</strong> la compacité d’un objet peut-être obtenue en faisant le rapport<br />
entre l’énergie gravitationnelle newtonienne et l’énergie <strong>de</strong> masse du système.<br />
Supposons que le corps soit une sphère homogène <strong>de</strong> masse M et <strong>de</strong> rayon R. On peut<br />
alors montrer que l’énergie gravitationnelle, en théorie newtonienne est simplement :<br />
Egrav. = − 3 GM<br />
5<br />
2<br />
R<br />
tandis que l’énergie <strong>de</strong> masse est obtenue par la fameuse formule :<br />
(1.1)
Le rapport <strong>de</strong>s énergies est donc :<br />
1.3 Énergies mises en jeu 3<br />
Emasse = Mc 2 . (1.2)<br />
Egrav.<br />
Emasse<br />
Ici on voit apparaitre le paramètre sans dimension :<br />
= − 3 GM<br />
. (1.3)<br />
5 Rc2 Ξ = GM<br />
Rc 2<br />
(1.4)<br />
qui est précisément ce que nous appellerons le paramètre <strong>de</strong> relativité ou <strong>de</strong> compacité.<br />
Bien entendu plus un objet est compact et plus le rapport M/R augmente et donc plus<br />
Ξ est grand.<br />
Il est intéressant <strong>de</strong> noter que l’on peut faire apparaitre Ξ d’au moins <strong>de</strong>ux autres<br />
façons. Par exemple, on peut espérer mesurer la compacité d’un astre en comparant son<br />
rayon avec celui <strong>de</strong> Schwarzschild (le rayon d’un trou noir statique <strong>de</strong> même masse). En<br />
coordonnées du même nom, le rayon <strong>de</strong> Schwarzschild est donné par<br />
si bien que<br />
RS<br />
RS = 2GM<br />
c 2 , (1.5)<br />
= 2GM Ξ. (1.6)<br />
R Rc2 Enfin, considérons la valeur du potentiel gravitationnel à la surface <strong>de</strong> l’étoile Φ. En<br />
théorie newtonienne, on a simplement :<br />
Φ = − GM<br />
R<br />
(1.7)<br />
Or Φ a la dimension d’une vitesse au carré et on peut donc le comparer à c2 en<br />
formant :<br />
|Φ| GM<br />
= = Ξ.<br />
c2 Rc2 (1.8)<br />
On trouvera dans le tableau 1.1 quelques unes <strong>de</strong>s valeurs typiques <strong>de</strong> Ξ pour les trois<br />
types d’objets <strong>compacts</strong>.<br />
1.3 Énergies mises en jeu<br />
De part l’intense champs gravitationnel qu’ils génèrent, les objets <strong>compacts</strong> sont un<br />
réservoir d’énergie sans commune mesure. C’est la raison pour laquelle leur présence est<br />
invoquée dans la plupart <strong>de</strong>s évènements énergétiques observés dans l’univers (AGN,<br />
supernovae, sursauts γ etc...). Voici <strong>de</strong>ux exemples <strong>de</strong> mécanismes qui peuvent permettre<br />
d’extraire une partie <strong>de</strong> cette énergie.
4 Introduction<br />
astre<br />
naine blanche<br />
contrepoids<br />
<strong>de</strong> la gravitation<br />
press. <strong>de</strong> dégénéresc.<br />
<strong>de</strong>s électrons (Pauli)<br />
masse M<br />
[M⊙]<br />
rayon R<br />
[km]<br />
<strong>de</strong>nsité ρ<br />
[kg m −3 ]<br />
paramètre <strong>de</strong><br />
relativité Ξ<br />
0.1 à 1.4 ∼ 10 4 ∼ 10 9−10 10 −4 à 10 −3<br />
étoile à neutrons interaction forte 1 à ∼ 3 ∼ 10 ∼ 10 18 ∼ 0.2<br />
trou noir<br />
stellaire<br />
trou noir<br />
supermassif<br />
pas <strong>de</strong><br />
contrepoids<br />
pas <strong>de</strong><br />
contrepoids<br />
>∼ 3<br />
9<br />
(M = 3 M⊙) - 1<br />
∼ 10 9 20 UA - 1<br />
Tab. 1.1 – Caractéristiques moyennes <strong>de</strong>s objets <strong>compacts</strong><br />
1.3.1 Accrétion par un objet compact<br />
Soit une particule <strong>de</strong> masse m qui chute radialement sur un objet compact. A l’infini,<br />
la particule a une énergie nulle tandis qu’au contact <strong>de</strong> l’objet, elle a acquit une énergie<br />
cinétique :<br />
∆E = m |Φ| = Ξmc 2<br />
(1.9)<br />
Cette énergie cinétique peut ensuite être convertie en rayonnement ou en chaleur. Le<br />
ren<strong>de</strong>ment, en terme d’énergie <strong>de</strong> masse, est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> Ξ et donc <strong>de</strong> 20% pour une<br />
étoile à neutrons typique. Pour comparaison, on peut noter que le ren<strong>de</strong>ment <strong>de</strong> la réaction<br />
nucléaire <strong>de</strong> fusion <strong>de</strong> l’hydrogène en hélium est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 −2 .<br />
1.3.2 Effondrement gravitationnel<br />
Nous allons estimer ici l’énergie libérée par l’effondrement d’une étoile en un astre<br />
compact. Ce phénomène, connu sous le nom <strong>de</strong> supernovae gravitationnelle, sera vu en<br />
détail plus loin. L’énergie libérée est donnée par :<br />
∆E = Egrav (etoile) − Egrav (compact) . (1.10)<br />
On peut négliger l’énergie <strong>de</strong> l’étoile et il vient alors :<br />
∆E = ΞMc 2 . (1.11)<br />
Comme dans le cas <strong>de</strong> l’accrétion, on libère une fraction Ξ <strong>de</strong> l’énergie <strong>de</strong> masse. La<br />
différence <strong>de</strong> taille est qu’il s’agit ici <strong>de</strong> l’énergie <strong>de</strong> masse <strong>de</strong> l’astre tout entier. Pour une<br />
étoile à neutrons typique, on obtient ∆E = 10 46 J ce qui est gigantesque (équivalent au<br />
rayonnement <strong>de</strong> toutes les étoiles <strong>de</strong> notre galaxie, pendant 30 ans).
Chapitre 2<br />
Naines blanches<br />
2.1 Historique<br />
2.1.1 Diagramme Herzsprung-Russel<br />
Dès les premiers diagrammes construits par Russel, il apparait une étoile plus petite<br />
et chau<strong>de</strong> que les autres (point en bas à gauche sur la Fig. 2.1). Il s’agit <strong>de</strong> 40 Eridani et<br />
donc <strong>de</strong> la première naine blanche mise en évi<strong>de</strong>nce.<br />
Si on suppose que cette étoile rayonne comme un corps noir, on peut estimer sa taille.<br />
La luminosité totale est simplement donnée par via la loi <strong>de</strong> Stefan par :<br />
L = 4πR 2 σT 4 eff<br />
(2.1)<br />
où la température est connue par le type spectral. La luminosité absolue se relie à celle<br />
observée via une simple conservation <strong>de</strong> flux f = L/4πd 2 ce qui permet <strong>de</strong> déterminer le<br />
rayon <strong>de</strong> l’objet<br />
R 2 = fd2<br />
σT 4 eff<br />
(2.2)<br />
Les premières applications numériques donnent <strong>de</strong>s rayons <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> rayons planétaires.<br />
2.1.2 L’apport <strong>de</strong> Sirius B<br />
Sirius A, l’une <strong>de</strong>s étoiles les plus brillantes du ciel, était connue <strong>de</strong>puis Bessel en 1844<br />
pour être dans un système binaire. La masse du compagnon Sirius B a été obtenue en 1910<br />
par application <strong>de</strong> la troisième loi <strong>de</strong> Kepler : M = 0.94M⊙ . Toutefois, jusqu’en 1914,<br />
Sirius B n’est pas observée directement. C’est à cette date que W.S. Adams la détecte et<br />
peut lui affecter une température effective. Il propose Teff. = 8000K et en déduit que le<br />
rayon est R = 18800km. En fait le rayon est encore plus petit, la température effective<br />
mo<strong>de</strong>rne étant plus proche <strong>de</strong> Teff. = 24000K. Il n’en reste pas moins que la <strong>de</strong>nsité déduite<br />
par Adams est impressionnante : ρ = 5 · 10 7 kg m −3 (2000 fois celle du platine).<br />
Ces données observationnelles frappent le célèbre Sir Arthur Eddington qui note, en<br />
1926 : ”we have a star of a mass about equal to the sun and a radius much less than
6 Naines blanches<br />
Fig. 2.1 – Magnitu<strong>de</strong> en fonction du type spectral (H.R. Russel 1910-1914).<br />
Uranus” et il insiste sur le fait que la pression responsable <strong>de</strong> l’équilibre <strong>de</strong> tels astres ne<br />
peut être celle <strong>de</strong>s gaz parfaits : ”it seems likely that the ordinary failure of the gas laws<br />
due to finite sizes of molecules will occur at these high <strong>de</strong>nsities, and I do not suppose<br />
that the white dwarfs behave like perfect gas”. On verra que l’intuition d’Eddington est<br />
correcte puisque c’est bien le principe d’exclusion <strong>de</strong> Pauli qui est la source <strong>de</strong> pression<br />
<strong>de</strong>s naines blanches.<br />
2.1.3 Évolution d’une étoile <strong>de</strong> faible masse<br />
Les naines blanches sont l’état final <strong>de</strong> l’évolution <strong>de</strong>s étoiles <strong>de</strong> faible masses, comme<br />
le soleil (schématiquement représenté sur la Fig. 2.2). Pendant les 8-10 premiers milliards<br />
d’années <strong>de</strong> sa vie, l’étoile brûle l’hydrogène en hélium en son centre et reste pratiquement<br />
au même point du diagramme HR. Une fois que le combustible est épuisé au centre, la<br />
zone <strong>de</strong> fusion se déplace dans les couches externes. Ceci s’accompagne d’une dilatation<br />
<strong>de</strong> l’étoile qui se déplace sur la branche <strong>de</strong>s géantes rouges.<br />
Petit à petit, le coeur se contracte et on finit par atteindre <strong>de</strong>s <strong>de</strong>nsité où la fusion <strong>de</strong><br />
l’hélium en carbone et oxygène est possible. Durant la première centaine d’années, cette<br />
réaction se fait <strong>de</strong> façon non-contrôlée pour cause <strong>de</strong> dégénérescence <strong>de</strong> la matière (comme<br />
lors du phénomène <strong>de</strong> novae ; voir Sec. 2.6). Ensuite, la matière re<strong>de</strong>vient ordinaire et la<br />
fusion <strong>de</strong> l’hélium se poursuit <strong>de</strong> façon contrôlée. L’étoile monte alors le long <strong>de</strong> la branche
2.2 Équation d’état 7<br />
Fig. 2.2 – Évolution d’une étoile <strong>de</strong> masse solaire sur le diagramme HR.<br />
asymptotique <strong>de</strong>s géantes.<br />
Au somment <strong>de</strong> cette branche, une instabilité provoque l’éjection <strong>de</strong> la quasi-totalité<br />
<strong>de</strong> l’enveloppe d’hydrogène. Dans le même temps, le coeur d’hélium se contracte ce qui<br />
provoque une augmentation <strong>de</strong> la température. L’enveloppe d’hydrogène éjectée est visible<br />
sous forme <strong>de</strong> nébuleuse planétaire. Les réactions nucléaires finissent par s’arrêter<br />
et l’étoile amorce son refroidissement pour atteindre le domaine <strong>de</strong>s naines blanches, qui<br />
sont donc essentiellement constituées <strong>de</strong> carbone et d’oxygène.<br />
2.2 Équation d’état<br />
2.2.1 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur<br />
Dans la suite, pour les applications numériques, nous considérerons les ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs<br />
mo<strong>de</strong>rnes pour les caractéristiques <strong>de</strong>s naines blanches, soit :<br />
R ≈ 5000 km (2.3)<br />
M ≈ 0.5 M⊙ (2.4)<br />
ρc ≈ 2 10 9 kg m −3<br />
(2.5)<br />
Tc ≈ 10 7 K. (2.6)
8 Naines blanches<br />
Quand à la composition chimique, on considérera que la naine blanche est constituée<br />
principalement <strong>de</strong>s produits <strong>de</strong> la fusion thermonucléaire <strong>de</strong> l’hélium, soit <strong>de</strong> carbone 12<br />
et d’oxygène 16. On aura essentiellement besoin <strong>de</strong> connaître le nombre moyen d’électrons<br />
par baryons : Ye = ne<br />
. On prendra comme valeur numérique :<br />
nB<br />
Ye ≈ 0.5 (2.7)<br />
qui est exacte pour le carbone 12 et l’oxygène 16.<br />
Sachant que pratiquement, seuls les baryons contribuent à la masse, on a : nB = ρ<br />
où mB ≈ 1.7 · 10−27kg. est la masse d’un baryon. On peut alors exprimer la <strong>de</strong>nsité<br />
électronique :<br />
ne = ρ<br />
Ye ≈ 6 · 10 35 m −3 . (2.8)<br />
mB<br />
Pour la composition <strong>de</strong>s noyaux, on supposera un nombre atomique moyen A ≈ 15,<br />
soit une composition <strong>de</strong> 75% d’oxygène et <strong>de</strong> 25% <strong>de</strong> carbone.<br />
2.2.2 Impulsion <strong>de</strong> Fermi<br />
Vues les <strong>de</strong>nsité mises en jeu dans les naines blanches, on se doit d’invoquer la<br />
mécanique quantique pour expliquer la stabilité <strong>de</strong> tels objets. Plus précisément, c’est<br />
la pression <strong>de</strong> dégénescence <strong>de</strong>s électrons, via la statistique <strong>de</strong> Fermi, qui est la source <strong>de</strong><br />
pression qui contrebalance la gravitation.<br />
Un ensemble <strong>de</strong> fermions indépendants, obéit à la statistique <strong>de</strong> Fermi :<br />
f (ε) =<br />
1<br />
<br />
ε − µ<br />
exp + 1<br />
kT<br />
mB<br />
,<br />
(2.9)<br />
où k est la constante <strong>de</strong> Boltzmann, T la température, µ le potentiel chimique et ɛ l’énergie.<br />
A température non nulle, les calculs analytiques sont impossibles. On se placera donc dans<br />
le cas T = 0 et nous verrons, a posteriori, que cela constitue une bonne approximation<br />
pour les électrons <strong>de</strong> la naine blanche.<br />
A température nulle, la fonction <strong>de</strong> distribution est simplement une fonction créneau,<br />
comme celle présentée sur la figure 2.3, en terme <strong>de</strong> quantité <strong>de</strong> mouvement.<br />
Les électrons sont considérés comme<br />
<strong>de</strong>s particules libres et leur fonction d’on<strong>de</strong> est<br />
donc proportionnelle à exp k · r . Si on quantifie en imposant que la fonction d’on<strong>de</strong> soit<br />
périodique dans une boite <strong>de</strong> dimensions Lx, Ly et Lz, on <strong>de</strong>man<strong>de</strong> que :<br />
k = 2πnx<br />
Lx<br />
ex + 2πny<br />
Ly<br />
ey + 2πnz<br />
ez<br />
Lz<br />
(2.10)<br />
où les ni sont <strong>de</strong>s entiers. Or, la mécanique quantique nous apprend que p k. Chaque<br />
état <strong>de</strong> quantité <strong>de</strong> mouvement p occupe donc un volume (2π)3 3 . Le nombre d’électrons<br />
V
2.2 Équation d’état 9<br />
Fig. 2.3 – Fonction <strong>de</strong> distribution, à température nulle.<br />
ayant une quantité <strong>de</strong> mouvement p à dp près est donc :<br />
dn = V<br />
4π 3 3 d3 p, (2.11)<br />
où l’on a multiplié par un facteur 2 pour tenir compte <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux états possibles <strong>de</strong> spins.<br />
L’expression <strong>de</strong> l’impulsion <strong>de</strong> Fermi est obtenue est explicitant le nombre total d’électrons<br />
Ne via :<br />
<br />
Ne =<br />
f (p) dn =<br />
pF<br />
0<br />
V<br />
4π 3 3 4πp2 dp. (2.12)<br />
Tous calculs effectués, on obtient l’expression <strong>de</strong> la quantité <strong>de</strong> mouvement <strong>de</strong> Fermi,<br />
en fonction <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité électronique ne :<br />
pF = 3π 2 1/3 ne . (2.13)<br />
Une application numérique permet d’obtenir : pF ≈ 3 · 10 −22 kg m s −1 . En particulier,<br />
cette valeur du même ordre que mec = 2.7 10 −22 kg m s −1 . Ceci indique que les électrons<br />
sont relativistes. On peut noter que plus R est petit, et donc plus ne est grand et plus les<br />
électrons sont relativistes. Notons pour terminer, que le même calcul mené à température<br />
non-nulle, typiquement numériquement, aurait permis <strong>de</strong> déterminer le potentiel chimique.<br />
2.2.3 Température <strong>de</strong> Fermi<br />
La température <strong>de</strong> Fermi est la température telle que l’énergie cinétique, à la surface<br />
<strong>de</strong> Fermi (i.e. quand p = pF ) soit égale à kTF . Les électrons étant relativistes, on obtient :<br />
TF = 1<br />
<br />
p<br />
k<br />
2 F c2 + m2 ec4 − mec 2<br />
<br />
. (2.14)<br />
Compte tenu <strong>de</strong>s valeurs obtenues précé<strong>de</strong>mment, on trouve TF ≈ 3 10 9 K. La température<br />
<strong>de</strong> Fermi est donc bien supérieure à la température <strong>de</strong>s naines blanches. Cela justifie que,
10 Naines blanches<br />
Fig. 2.4 – Calcul <strong>de</strong> la pression cinétique.<br />
du point <strong>de</strong> vue <strong>de</strong>s électrons, on se trouve à T = 0 K. En d’autres termes, la fonction <strong>de</strong><br />
partition <strong>de</strong>s électrons est bien la fonction créneau considérée plus haut.<br />
2.2.4 Pression <strong>de</strong> dégénérescence<br />
Même à température nulle, pour cause <strong>de</strong> principe d’exclusion <strong>de</strong> Pauli, les électrons<br />
ne peuvent être à vitesse nulle. Ces vitesses résiduelles provoquent l’apparition d’une<br />
pression, dont nous allons déterminer l’expression, en nous basant sur la théorie cinétique<br />
<strong>de</strong>s gaz.<br />
Soit une surface d S traversée par un électron d’impulsion p, sous un angle θ, pendant<br />
un temps dt. La force résultante est donc 2p cos θ/dt (voir Fig. 2.4). Dans ce même<br />
temps,tous les électrons <strong>de</strong> quantité <strong>de</strong> mouvement p situés à moins <strong>de</strong> v (p) dt vont intersecter<br />
la surface. v est la vitesse associée à la quantité <strong>de</strong> mouvement p. Le volume du<br />
cylindre en question est donc :<br />
Vcyl. = v (p) cos θdtdS. (2.15)<br />
Par application <strong>de</strong> (2.11), le nombre d’électrons contenus dans un tel cylindre est<br />
dn = 1<br />
4π 3 3 v (p) cos θdtdSd3 p. (2.16)<br />
Connaissant la force générée et, sachant que la pression est la force par unité <strong>de</strong> surface,<br />
on obtient la pression élémentaire générées par les électrons d’impulsion p :<br />
dP = 1<br />
2π 3 3 cos2 θv (p) pd 3 p = 1<br />
2π 3 3 v (p) p3 cos 2 θ sin θdpdθdϕ. (2.17)<br />
L’intégration doit se faire pour 0 ≤ p ≤ pF , 0 ≤ θ ≤ π/2 et 0 ≤ ϕ ≤ 2π. En explicitant<br />
les intégrations par rapport aux angles, on obtient :
2.2 Équation d’état 11<br />
P = 1<br />
3π23 pF<br />
v (p) p<br />
0<br />
3 dp. (2.18)<br />
L’utilisation <strong>de</strong>s transformations <strong>de</strong> Lorentz permet <strong>de</strong> montrer que v (p) =<br />
Si on pose x = p<br />
, on obtient finalement :<br />
mc<br />
P = m4c5 3π23 pF /mc<br />
0<br />
L’intégrale peut être obtenue analytiquement pour donner :<br />
2.2.5 Cas limites<br />
p 2<br />
p<br />
+ m2<br />
c2 x4 √ dx. (2.19)<br />
1 + x2 P = m4c5 24π2 F (x) (2.20)<br />
3 F (x) = 2x 3 − 3x √ 1 + x2 <br />
+ 3 ln x + √ 1 + x2 <br />
(2.21)<br />
x = pF<br />
. (2.22)<br />
mc<br />
Il est possible d’obtenir <strong>de</strong>s expressions plus simples <strong>de</strong> la pression en se plaçant dans<br />
les cas limites non relativistes ou ultra-relativistes.<br />
Dans les cas non relativiste, x ≪ 1, si bien que le terme dans l’intégrale <strong>de</strong> l’équation<br />
(2.19) se réduit à x 4 . On peut ensuite remplacer l’impulsion <strong>de</strong> Fermi pF par sa valeur<br />
(2.13) et faire apparaître la <strong>de</strong>nsité totale. On obtient finalement :<br />
Pnon rel. = (3π2 ) 2/3 2Y 5/3<br />
e<br />
5m 5/3<br />
B me<br />
ρ 5/3 . (2.23)<br />
Comme attendu dans le cas non relativiste, le résultat ne dépend pas <strong>de</strong> c.<br />
Dans le cas ultra-relativiste, on a, cette fois ci, x ≫ 1 et le terme dans l’intégrale <strong>de</strong><br />
l’équation (2.19) se réduit à x 3 . On obtient alors :<br />
Pultra rel. = (3π2 ) 1/3 cY 4/3<br />
e<br />
4m 4/3 ρ<br />
B<br />
4/3 . (2.24)<br />
On notera que, cette fois-ci, le résultat ne dépend plus <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong>s électrons (tout se<br />
passe comme si elle était nulle).<br />
On peut noter, que dans ces <strong>de</strong>ux cas, la pression ne dépend que <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité via une<br />
loin <strong>de</strong> puissance : il s’agit d’équations d’état dites polytropiques.<br />
.
12 Naines blanches<br />
2.2.6 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur<br />
En utilisant les ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs typiques, on trouve que les <strong>de</strong>ux expressions ont<br />
sensiblement la même valeur :<br />
Pnon rel. ≈ Pultra rel. ≈ 10 22 Pa (2.25)<br />
Cet ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur peut être comparé à quelques unes <strong>de</strong>s autres sources <strong>de</strong> pression<br />
possibles. Par exemple, on peut estimer la pression produite par les noyaux. Sous les<br />
conditions <strong>de</strong>s naines blanches, la loi <strong>de</strong>s gaz parfaits peut leur être appliquée si bien que :<br />
Pnoyaux = ρ<br />
kT, (2.26)<br />
AmB<br />
ce que nous pouvons estimer à Pnoyaux ≈ 1019Pa. Les photons peuvent également être source <strong>de</strong> pression. La pression <strong>de</strong> radiation s’exprime<br />
simplement par Prad = 4 σ<br />
3 c T 4 . L’application numérique donne : Prad ≈ 2.5 1012Pa. 2.3 Masse <strong>de</strong> Chandrasekhar<br />
Nous allons ici montrer que, malgré sa force, la pression <strong>de</strong> dégénerescence <strong>de</strong>s électrons,<br />
ne peut supporter une masse arbitrairement gran<strong>de</strong>. La masse maximale <strong>de</strong>s naines<br />
blanches est alors connue sous le nom <strong>de</strong> masse <strong>de</strong> Chandrasekhar. Nous allons calculer<br />
sa valeur par <strong>de</strong>ux approches différentes.<br />
2.3.1 Argument énergétique<br />
Il est basé sur un raisonnement <strong>de</strong> Landau. Pour cet argument, on va faire l’hypothèse<br />
gran<strong>de</strong>ment simplificatrice que la naine blanche est une sphère <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité uniforme (ce qui<br />
est certes un peu fort !). On va d’abord estimer l’énergie interne <strong>de</strong> l’étoile, en supposant<br />
qu’elle est due uniquement aux électrons. En terme d’intégrale sur les impulsions :<br />
<br />
Eint. =<br />
f (p) ec (p) dn =<br />
pF<br />
0<br />
V<br />
4π 3 3 4πp2 ec (p) dp (2.27)<br />
où ec (p) est l’énergie cinétique associée à p.<br />
Tout d’abord, si l’on se place dans le cas ultra-relativiste, ec (p) = pc, si bien que :<br />
ultra rel<br />
Eint. = V c<br />
3 π 2<br />
pF<br />
0<br />
p 3 dp. (2.28)<br />
Si l’on remplace pF par Eq. (2.13), ainsi que V par son expression en fonction du<br />
rayon, il vient :<br />
<br />
ultra rel 243<br />
Eint. = c<br />
256 π<br />
1/3 4/3 N<br />
R<br />
(2.29)
2.3 Masse <strong>de</strong> Chandrasekhar 13<br />
où N est le nombre total d’électrons.<br />
Dans le cas non relativiste, on a simplement ec (p) = p2 /2me et donc :<br />
ce qui explicité donne :<br />
On peut donc noter que :<br />
non rel<br />
Eint. =<br />
V<br />
2 3 π 2 me<br />
pF<br />
0<br />
p 4 dp. (2.30)<br />
non rel<br />
Eint. = 2<br />
<br />
2187<br />
10me 16 π2<br />
1/3 5/3 N<br />
. (2.31)<br />
R2 ultra − relativiste =⇒ Eint. ∝ 1<br />
R<br />
non relativiste =⇒ Eint. ∝ 1<br />
.<br />
R2 Ces <strong>de</strong>ux comportements correspon<strong>de</strong>nt donc aux cas limites où R est très petit et R<br />
très grand, respectivement.<br />
L’énergie gravitationnelle, quand à elle, dans le cas d’une sphère homogène <strong>de</strong> masse<br />
M est simplement donnée par :<br />
Egrav. = − 3<br />
5<br />
GM 2<br />
. (2.32)<br />
R<br />
qui peut s’exprimer en fonction du nombre d’électrons via M = N<br />
mB, la masse étant<br />
due aux baryons, soit :<br />
Egrav = − 3 Gm<br />
5<br />
2 B<br />
Y 2<br />
e<br />
Ye<br />
N 2<br />
, (2.33)<br />
R<br />
qui est toujours proportionnel à 1<br />
R .<br />
Quand le rayon est grand, c’est-à-dire quand on n’est pas relativiste, l’énergie est donc<br />
dominée par Egrav., est négative et décroît (en valeur absolue) comme 1/R.<br />
Quand le rayon est petit, c’est-à-dire dans le cas ultra-relativiste, l’énergie totale peut<br />
être mise sous la forme :<br />
où l’on a posé :<br />
Etot. = 3 Gm<br />
5<br />
2 BNNc Y 2<br />
e R<br />
Nc = 3π1/2<br />
16<br />
N<br />
Nc<br />
5cY 2<br />
e<br />
Cette fois ci, <strong>de</strong>ux cas peuvent se produire :<br />
GmB<br />
1/3<br />
<br />
N<br />
−<br />
<br />
Nc<br />
(2.34)<br />
3/2<br />
. (2.35)
14 Naines blanches<br />
Fig. 2.5 – Allure <strong>de</strong> l’énergie totale <strong>de</strong> la naine blanche en fonction <strong>de</strong> son rayon, pour le<br />
cas N > Nc (à gauche) et N < Nc (à droite).<br />
– N > Nc alors, en R → 0, l’énergie totale est négative et proportionnelle à 1/R.<br />
C’est la situation visible sur la partie gauche <strong>de</strong> la figure 2.5. L’énergie n’admet pas<br />
<strong>de</strong> minimum et il n’y a donc pas <strong>de</strong> configuration d’équilibre.<br />
– N < Nc, cette fois ci, en R → 0, l’énergie totale est positive et proportionnelle à<br />
1/R. Cette situation est visible sur la partie droite <strong>de</strong> la figure 2.5. Il existe alors<br />
un minimum pour une valeur <strong>de</strong> R donné.<br />
Nc apparaît donc comme le nombre maximum d’électrons contenus dans l’étoile et<br />
est donc associé à une masse maximale Mc = NcmB<br />
explicitant son expression, il vient :<br />
Mc =<br />
L’application numérique donne :<br />
<br />
3π 1/2<br />
16<br />
2.3.2 Un modèle plus raffiné<br />
Ye<br />
, la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar. En<br />
3/2 5c 1<br />
G m2 <br />
Y<br />
B<br />
2<br />
e . (2.36)<br />
Mc ≈ 1.7M⊙. (2.37)<br />
Jusqu’à présent, nous avons fait l’hypothèse d’une étoile totalement homogène, ce qui,<br />
à l’évi<strong>de</strong>nce est peu réaliste. Dans cette section, nous allons construire un modèle d’étoile<br />
sphérique où la <strong>de</strong>nsité dépend du rayon : ρ (r). Il est alors utile <strong>de</strong> définir m (r) comme<br />
la masse incluse dans la sphère <strong>de</strong> rayon r :<br />
m (r) =<br />
r<br />
4πr<br />
0<br />
′2 ρ (r ′ ) dr ′ , (2.38)
ce qui peut s’écrire sous forme différentielle :<br />
2.3 Masse <strong>de</strong> Chandrasekhar 15<br />
dm<br />
dr = 4πr2 ρ (r) . (2.39)<br />
La gravité générée par l’étoile peut être décrite en théorie newtonienne, vu la faible<br />
valeur du paramètre <strong>de</strong> relativité Ξ <strong>de</strong>s naines blanches (nous verrons plus loin que ceci<br />
n’est plus vrai pour les étoiles à neutrons). Si l’on appelle Φ (r) le potentiel gravitationnel,<br />
alors la force <strong>de</strong> gravité est simplement g = − dΦ<br />
dr er. Le potentiel vérifie alors :<br />
dΦ<br />
dr<br />
= Gm (r)<br />
r 2 . (2.40)<br />
La variation <strong>de</strong> la pression est obtenue par l’équation d’équilibre hydrostatique. Un<br />
volume élémentaire situé au rayon r, d’épaisseur dr et <strong>de</strong> surface dS est soumis à :<br />
– son poids :<br />
– les forces <strong>de</strong> pressions :<br />
d fg = −ρ (r)<br />
<br />
dΦ<br />
dSdrer<br />
dr<br />
(2.41)<br />
d fp = [P (r) − P (r + dr)] dS er (2.42)<br />
= −<br />
dP<br />
dr<br />
<br />
drdS er.<br />
L’équilibre <strong>de</strong> l’élément <strong>de</strong> volume permet finalement d’obtenir :<br />
dP<br />
dr<br />
dΦ<br />
= −ρ (r) . (2.43)<br />
dr<br />
On dispose <strong>de</strong>s 3 équations (2.39), (2.40) et (2.43), pour 4 inconnues que sont les m,<br />
Φ, ρ et P . Pour fermer le système, on doit préciser l’équation d’état, c’est-à-dire P (ρ)<br />
(matière froi<strong>de</strong> =⇒ équation barotropique). En différenciant l’équation d’état, on obtient<br />
dP<br />
dr =<br />
<br />
dP dρ<br />
que l’on peut injecter dans Eq. (2.43) pour obtenir le système final<br />
dρ dr<br />
sous la forme :<br />
dm<br />
dr = 4πr2ρ (r) (2.44)<br />
dΦ<br />
=<br />
Gm (r)<br />
(2.45)<br />
dr<br />
dρ<br />
dr<br />
= −ρ<br />
r 2<br />
dP<br />
dρ<br />
−1 Gm<br />
. (2.46)<br />
r2
16 Naines blanches<br />
Ce système doit être intégré numériquement <strong>de</strong>puis le centre <strong>de</strong> l’étoile (typiquement<br />
via une métho<strong>de</strong> <strong>de</strong> Runge-Kutta). Pour ce faire, on doit se fixer les valeurs <strong>de</strong>s champs<br />
au centre <strong>de</strong> l’étoile. On impose donc simplement :<br />
m (r = 0) = 0 (2.47)<br />
Φ (0) = Φc (2.48)<br />
ρ (r = 0) = ρc. (2.49)<br />
La valeur <strong>de</strong> Φc peut être choisie arbitrairement, le potentiel étant défini à une<br />
constante près (on peut par exemple le choisir <strong>de</strong> façon à annuler le potentiel à l’infini).<br />
La variation <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale permet d’obtenir <strong>de</strong>s naines blanches <strong>de</strong> masses<br />
différentes, pour une équation d’état donnée. Le rayon R <strong>de</strong> l’étoile est alors définit comme<br />
le rayon où la pression <strong>de</strong>vient nulle : P (R) = 0.<br />
Par la suite, nous ne considérerons que <strong>de</strong>s étoiles décrites par une équation d’état<br />
polytropique du type<br />
P = κρ Γ . (2.50)<br />
Comme nous l’avons vu en 2.2.5, les cas limites <strong>de</strong> matière non relativiste et ultrarelativiste<br />
sont décrits tous les <strong>de</strong>ux par <strong>de</strong>s équations d’état <strong>de</strong> ce type, avec, respectivement,<br />
Γ = 5/3 et Γ = 4/3. On peut donc attendre que les naines blanches se comportent<br />
grossièrement comme <strong>de</strong>s polytropes d’indice adiabatique proche <strong>de</strong> 5/3 pour les moins<br />
massives et tendant vers 4/3 pour les plus massives.<br />
Sur la Fig. 2.6, on a porté les profiles <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité obtenus pour différentes valeurs <strong>de</strong><br />
l’indice adiabatique Γ. Les rayons sont normalisés par le rayon <strong>de</strong>s étoiles et les <strong>de</strong>nsité<br />
par la valeur <strong>de</strong> celle-ci au centre. Il est possible <strong>de</strong> montrer que <strong>de</strong> tels profiles, à indice<br />
adiabatique fixé sont similaires et donc les courbes représentées sur la Fig 2.6 sont<br />
indépendantes du choix <strong>de</strong> κ en particulier (i.e. le rayon change mais pas r/R).<br />
La Fig. 2.7 montre comment le rayon <strong>de</strong> l’étoile varie en fonction <strong>de</strong> la masse totale.<br />
Les résultats sont désormais dépendant du choix <strong>de</strong> κ. Pour chaque courbe, sa valeur a été<br />
fixée par le choix d’une pression et d’une <strong>de</strong>nsité : κ = P0/ρ Γ 0 . Typiquement, on prend pour<br />
P0 et ρ0 les ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur observés précé<strong>de</strong>mment, soit 10 22 Pa et 2 · 10 9 kg m −3 . Les<br />
différents points <strong>de</strong> chaque courbe sont alors obtenus en faisant varier la <strong>de</strong>nsité centrale.<br />
Un <strong>de</strong>s point remarquable <strong>de</strong> le Figure 2.7 est le fait que, pour Γ = 4/3, la masse ne<br />
dépen<strong>de</strong> pas du rayon et donc pas <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale. Rappelons que le cas Γ = 4/3 est<br />
le cas limite <strong>de</strong>s naines blanches les plus relativistes et donc les plus massives. Il semble<br />
donc qu’il existe une masse maximum possible pour les naines blanches. Il apparaît alors<br />
que cette masse, si elle ne dépend pas <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale, dépend tout <strong>de</strong> même du<br />
coefficient κ. Sur la Figure 2.8, la valeur <strong>de</strong> la masse limite est tracé en fonction <strong>de</strong> κ.<br />
La valeur <strong>de</strong> κ n’est en fait pas arbitraire et l’expression <strong>de</strong> la pression ultra-relativiste<br />
obtenue en 2.2.5 permet d’obtenir :<br />
κUR = (3π2 ) 1/3 cY 4/3<br />
e<br />
4m 4/3<br />
B<br />
≈ 4.9 10 9 USI. (2.51)
ρ/ρ C<br />
1<br />
0.8<br />
0.6<br />
0.4<br />
0.2<br />
0<br />
2.3 Masse <strong>de</strong> Chandrasekhar 17<br />
Γ=1.5<br />
Γ=1.4<br />
Γ=4/3<br />
Γ=1.6<br />
Γ=5/3<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1<br />
r/R<br />
Fig. 2.6 – Profiles <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité pour différentes valeurs du paramètre Γ. Les rayons sont<br />
normalisés par ceux <strong>de</strong> l’étoile et les <strong>de</strong>nsité par la valeur <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière au centre.<br />
Radius in solar radii<br />
0.1<br />
0.08<br />
0.06<br />
0.04<br />
0.02<br />
Γ=5/3<br />
Γ=1.6<br />
Γ=1.5<br />
Γ=1.4<br />
0<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1<br />
Mass (in solar masses)<br />
Fig. 2.7 – Relation entre la masse et le rayon <strong>de</strong>s naines blanches, pour différentes valeur<br />
<strong>de</strong> l’indice adiabatique Γ.<br />
Γ=4/3
18 Naines blanches<br />
Mass in solar masses<br />
3<br />
2.5<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
Mass for Γ=4/3<br />
M Chandrasekhar = 1.44 solar masses<br />
κ UR<br />
0<br />
0 2e+09 4e+09 6e+09 8e+09<br />
κ in USI<br />
Fig. 2.8 – Masse limite <strong>de</strong>s naines blanches, obtenue pour Γ = 4/3, en fonction du<br />
coefficient κ. La valeur <strong>de</strong> κ correspondant à l’équation d’état du gaz d’électrons ultrarelativiste,<br />
et donc à la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar est également indiquée.<br />
Cette valeur, ainsi que la masse qui y est associée sont portées sur la Figure 2.8. La masse<br />
correspondante est donc la masse maximale que peut avoir une naine blanche : la masse<br />
<strong>de</strong> Chandrasekhar. L’application numérique permet d’obtenir :<br />
Mc ≈ 1.44M⊙. (2.52)<br />
On peut noter que la relation entre la masse et le rayon <strong>de</strong>s naines blanches (cf Fig.<br />
2.7) peut-être rendue plus réaliste en précisant par exemple la composition exacte <strong>de</strong> la<br />
naine blanche et en tenant compte <strong>de</strong> quelques effets correctifs comme la contribution <strong>de</strong>s<br />
protons à la pression ou bien les réactions β inverses qui sont l’absorption d’un électron<br />
par les noyaux :<br />
A<br />
ZX + e − ↔ A Z−1Y + νe. (2.53)<br />
Des modèles plus réalistes pourront également tenir compte <strong>de</strong>s effets <strong>de</strong> température finie<br />
ou <strong>de</strong> polarisation <strong>de</strong>s électrons pas exemple. Nous verrons plus tard, que l’utilisation<br />
<strong>de</strong>s relations masse-rayon théoriques précises est un <strong>de</strong>s outils les plus employé pour les<br />
observations.<br />
2.4 Observations<br />
2.4.1 Classification spectrale<br />
Le spectres émis par les naines blanches sont déterminés non pas par la composition<br />
<strong>de</strong> l’intérieur mais par celle <strong>de</strong> leur atmosphère. Cette <strong>de</strong>rnière peut varier gran<strong>de</strong>ment
2.4 Observations 19<br />
d’une naine blanche à l’autre. La terminologie est la même que pour les étoiles habituelles<br />
mais le type spectral est précédé <strong>de</strong> la lettre ”D” (pour dwarf).<br />
La gran<strong>de</strong> majorité <strong>de</strong>s naines blanches connues (environ 80%) appartiennent au type<br />
DA. Il s’agit <strong>de</strong> spectres qui ne montrent que <strong>de</strong>s raies associées à l’hydrogène neutre :<br />
la séquence <strong>de</strong> Balmer. En particulier, on n’observe ni éléments lourds, ni helium ionisé.<br />
La température effective <strong>de</strong>s étoiles <strong>de</strong> ce type couvre toute la gamme 6000K ≤ Teff ≤<br />
30 000K.<br />
Le spectre <strong>de</strong>s naines blanches qui ne sont pas <strong>de</strong> type DA est essentiellement contraint<br />
par la température effective et dominé par l’hélium. Si la température est faible, Teff ≤<br />
11 000K, alors on n’excite pas <strong>de</strong> raies dans le visible et on observe une émission continue :<br />
type DC. A plus haute température 11 000K ≤ Teff ≤ 28 000K, le spectre est dominé par<br />
l’hélium ionisé une fois He I et on parle <strong>de</strong> type DB. A haute température effective<br />
enfin, pour 45 000K ≤ Teff ≤ 120 000K, c’est He II qui domine le spectre et on parle<br />
<strong>de</strong> type DO. La raison pour laquelle aucune naine blanche non-DA n’est observée pour<br />
28 000K ≤ Teff ≤ 45 000K n’est pas connue actuellement. On pense que dans cette plage<br />
<strong>de</strong> température, les naines blanches <strong>de</strong>viennent riches en hydrogène et donc <strong>de</strong> type DA.<br />
On ne sait pas avec plus <strong>de</strong> précision ce qui fait qu’une naine blanche est <strong>de</strong> type DA ou<br />
non, même si cela est probablement lié à l’histoire <strong>de</strong> la formation <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière, en<br />
particulier au moment où l’étoile quitte la branche <strong>de</strong>s géantes.<br />
Enfin, on doit ajouter <strong>de</strong>ux types spectraux riche en éléments lourds : le type DQ<br />
dominé par le carbone (atomique et moléculaire) ainsi que le type DZ qui montre <strong>de</strong>s<br />
raies associées aux métaux (typiquement CA II, Mg, Fe, Si) et pas d’hydrogène. On<br />
suppose que ces éléments lourds proviennent du milieu interstellaire et ont été accrétés<br />
par l’étoile.<br />
Des exemples <strong>de</strong> spectres sont montrés sur Fig. 2.9, pour <strong>de</strong>s naines blanches <strong>de</strong> types<br />
DA, DB et DO.<br />
2.4.2 Rayons et masses<br />
Test <strong>de</strong>s relations masse-rayons<br />
La mesure du rayon d’une naine blanche est relativement aisé, pour peu que l’on<br />
connaisse la distance d. En effet, comme vu en Sec. 2.1.1, on peut alors relier le flux mesuré<br />
à la luminosité absolue <strong>de</strong> l’étoile et donc à son rayon, si l’on suppose que l’émission est<br />
celle d’un corps noir.<br />
Quand à la masse, elle n’est déterminée directement que si l’on se trouve dans un<br />
système binaire. Alors, comme ce fut le cas pour la naine blanche historique Sirius B, on<br />
peut invoquer la troisième loi <strong>de</strong> Kepler pour en déduire la masse <strong>de</strong> la naine blanche.<br />
Ce type <strong>de</strong> résultat permet <strong>de</strong> tester la validité <strong>de</strong>s relation masse-rayon théoriques, pour<br />
toute une variété <strong>de</strong> modèles, comme on peut le voir sur la Fig. 2.10
20 Naines blanches<br />
Fig. 2.9 – La figure <strong>de</strong> gauche montre les spectres d’un ensemble <strong>de</strong> naines blanches <strong>de</strong><br />
type DA tandis que sur celle <strong>de</strong> droite, on peut voir <strong>de</strong>s spectres dominés par l’hélium<br />
(DO pour les <strong>de</strong>ux plus hautes températures et DB pour les autres).<br />
Fig. 2.10 – Relation entre masses et rayons pour <strong>de</strong>s naines blanches en systèmes binaires,<br />
observées par le satellite HIPPARCOS. Les lignes représentent différents modèles<br />
théoriques <strong>de</strong> naines blanches (aussi bien pour le corps que pour les atmosphères).
Mesures indirectes <strong>de</strong>s masses<br />
2.5 Refroidissement <strong>de</strong>s naines blanches 21<br />
Quand la naine blanche ne se trouve pas dans un système binaire, il est difficile d’obtenir<br />
une mesure directe <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière. Toutefois, il est parfois possible <strong>de</strong><br />
mesurer certaines gran<strong>de</strong>urs qui dépen<strong>de</strong>nt <strong>de</strong> la masse M et du rayon R. De plus, si ces<br />
<strong>de</strong>ux gran<strong>de</strong>urs peuvent être reliées via <strong>de</strong>s relations masse-rayon théoriques, alors il est<br />
possible d’obtenir M et R. On parle alors <strong>de</strong> mesure indirecte, les valeurs dépendant <strong>de</strong>s<br />
modèles théoriques utilisés pour obtenir la relation masse-rayon.<br />
Parmi les gran<strong>de</strong>urs accessibles par l’observation on peut mentionner :<br />
– Mesure <strong>de</strong> la distance : si seule cette <strong>de</strong>rnière est connue on a accès à R. L’utilisation<br />
d’une relation masse-rayon permet d’obtenir la masse.<br />
– Le décalage spectral <strong>de</strong>s raies dû au potentiel gravitationnel, l’effet Einstein. Le<br />
décalage est donné par<br />
∆λ<br />
λ<br />
= Ξ = GM<br />
Rc 2<br />
(2.54)<br />
Toutefois, cet effet est faible pour les naines blanches et difficile à séparer <strong>de</strong>s autres<br />
causes susceptibles <strong>de</strong> provoquer un décalage <strong>de</strong>s raies (effet Doppler).<br />
– Largeur <strong>de</strong>s raies <strong>de</strong> Balmer. Cette métho<strong>de</strong> repose sur l’élargissement <strong>de</strong>s raies sous<br />
l’effet <strong>de</strong> la gravité <strong>de</strong> surface <strong>de</strong> l’étoile. Bien entendu, l’hydrogène doit être présent<br />
dans le spectre et donc on doit se restreindre aux étoiles <strong>de</strong> type DA. L’élargissement<br />
<strong>de</strong>s raies peut alors être relié à la gravité <strong>de</strong> surface g = GM/R2 et donc à M et R.<br />
– Une <strong>de</strong>rnière métho<strong>de</strong> consiste à relier les mo<strong>de</strong>s d’oscillation <strong>de</strong>s étoiles à leurs<br />
caractéristiques physiques, l’astérosismologie.<br />
La technique ayant permis d’obtenir le plus grand nombre <strong>de</strong> masses est celle <strong>de</strong><br />
l’élargissement <strong>de</strong>s raies <strong>de</strong> Balmer. Compte tenu <strong>de</strong> l’utilisation <strong>de</strong> modèles théoriques,<br />
il peut-être nécessaire <strong>de</strong> sélectionner <strong>de</strong>s naines blanches ayant certaines propriété. Par<br />
exemple, Ma<strong>de</strong>j et al. ont sélectionné 1175 naines blanches <strong>de</strong> type DA, avec Teff ≥<br />
12 000K.<br />
Étant donné la mesure <strong>de</strong> g et un modèle <strong>de</strong> naine blanche à coeur <strong>de</strong> car-<br />
bone avec atmosphère d’hydrogène, on peut obtenir le diagramme masse-rayon <strong>de</strong> cet<br />
échantillon, visible sur la Fig. 2.11<br />
Sur la Fig. 2.12, on a représenté la distribution <strong>de</strong>s masses <strong>de</strong> l’échantillon. La valeur<br />
moyenne est <strong>de</strong> M = 0.562 M⊙.<br />
La naine blanche la plus massive observée à ce jour est RE J0317-853, dont la masse<br />
est M = 1.35 M⊙, ce qui se rapproche <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar. Cet objet est<br />
également la naine blanche la plus chau<strong>de</strong> observée avec une température effective <strong>de</strong><br />
l’ordre <strong>de</strong> 50 000 K et le siège d’un magnétisme important avec B ≈ 3.4 10 8 G.<br />
2.5 Refroidissement <strong>de</strong>s naines blanches<br />
Une fois que l’état <strong>de</strong> naine blanche est atteint, et pour peu qu’il soit isolé, l’objet<br />
termine son existence par un simple refroidissement. La température effective et la luminosité<br />
<strong>de</strong> l’étoile diminuent tandis que l’énergie interne est rayonnée. D’un point <strong>de</strong> vue
22 Naines blanches<br />
Fig. 2.11 – Relation entre masses et rayons pour l’échantillon <strong>de</strong> 1175 naines blanches<br />
DA. Aux faibles masses, g est plus faible et la taille <strong>de</strong> l’atmosphère dépend alors plus<br />
fortement <strong>de</strong> Teff., ce qui explique l’éparpillement <strong>de</strong>s points à gauche <strong>de</strong> la figure.<br />
Fig. 2.12 – Distribution <strong>de</strong> masses pour un échantillon <strong>de</strong> 1175 naines blanches <strong>de</strong> type<br />
DA.
log(L/L o )<br />
−2<br />
−2.5<br />
−3<br />
−3.5<br />
−4<br />
−4.5<br />
−5<br />
−5.5<br />
−6<br />
2.5 Refroidissement <strong>de</strong>s naines blanches 23<br />
Salaris et al. (2000), M=0.606 M o<br />
Chabrier et al. (2000), M=0.6 M o<br />
Wood 1995, M=0.6 M o<br />
Benvenuto & Althaus 1999, M=0.6 M o<br />
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18<br />
Age (Gyr)<br />
Fig. 2.13 – Luminosité <strong>de</strong>s naines blanches en fonction <strong>de</strong> leur age, pour plusieurs modèles<br />
mo<strong>de</strong>rnes.<br />
observationnel, cela peut permettre <strong>de</strong> déterminer l’âge <strong>de</strong>s naines blanches observées et<br />
<strong>de</strong> placer <strong>de</strong>s contraintes sur l’âge <strong>de</strong> leur environnement (galaxies hôtes ou amas).<br />
Pour ce faire, il faut connaître la loi <strong>de</strong> refroidissement <strong>de</strong>s naines blanches, à savoir<br />
L (t). Toutefois, <strong>de</strong> telles lois sont assez sensibles à la structure fine <strong>de</strong>s naines blanches<br />
et les modèles simples étudiés plus avant ne peuvent donner <strong>de</strong> résultats satisfaisants. En<br />
particulier, la détermination <strong>de</strong> L (t) suppose une bonne connaissance <strong>de</strong> la façon dont<br />
l’énergie, et donc le rayonnement, est transportée <strong>de</strong>puis l’intérieur <strong>de</strong> l’étoile jusqu’à la<br />
surface. Parmi les processus physiques qui ont le plus d’influence sur la loi <strong>de</strong> refroidissement,<br />
on peut mentionner :<br />
– la présence <strong>de</strong> zones <strong>de</strong> convection dans l’étoile.<br />
– le taux <strong>de</strong> réactions nucléaires. Certes ces <strong>de</strong>rnières sont presque totalement arrêtées<br />
mais les réactions résiduelles, peuvent avoir une influence sur les pertes d’énergies,<br />
en particulier avec la production <strong>de</strong> neutrinos.<br />
– la composition chimique précise qui peut influer sur les opacités, avec en particulier<br />
la prise en compte <strong>de</strong> la formation possible d’un cristal dans les couches externes.<br />
Les résultats obtenus par quelques modèles mo<strong>de</strong>rnes <strong>de</strong> refroidissement sont portés<br />
sur la Fig. 2.13.<br />
En comparant ces résultats aux observations <strong>de</strong>s naines blanches galactiques, on peut<br />
contraindre l’age <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière. Sur le Fig. 2.14 on voit clairement une nette diminution<br />
<strong>de</strong>s naines blanches en <strong>de</strong>ssous d’une certaine luminosité. Cette coupure permet <strong>de</strong> dire<br />
qu’il n’existe pas <strong>de</strong> naines blanches arbitrairement vieilles et donc <strong>de</strong> contraindre l’âge<br />
du disque galactique. Sur la Fig. 2.14, on voit qu’un disque <strong>de</strong> 8 Gyr est consistant avec<br />
les données observationnelles.
24 Naines blanches<br />
Fig. 2.14 – Densité <strong>de</strong> naines blanches en fonction <strong>de</strong> leur luminosité Les symboles<br />
représentent différents ensembles d’observation tandis que les lignes sont différents<br />
modèles théoriques, pour <strong>de</strong>s ages <strong>de</strong> 8, 10 et 12 Gyrs (ligne pleine, pointillé et tiret,<br />
respectivement).<br />
2.6 Les novae<br />
Les novae sont <strong>de</strong>s étoiles, <strong>de</strong>s naines blanches, dont la luminosité varie <strong>de</strong> plusieurs<br />
ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs, comme illustré par la Fig. 2.15. La courbe <strong>de</strong> luminosité <strong>de</strong> cette<br />
même nova est donnée par la Fig. 2.16.<br />
2.6.1 Mécanisme<br />
Il est admis que les novae se produisent lorsque l’on a affaire à un système binaire dont<br />
l’un <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux membres est une naine blanche. Durant son évolution, le compagnon <strong>de</strong> la<br />
naine blanche est susceptible <strong>de</strong> remplir son lobe <strong>de</strong> Roche et perd donc <strong>de</strong> la matière<br />
au point <strong>de</strong> Lagrange L1. La matière tombe sur la naine blanche (via la formation d’un<br />
disque d’accrétion). C’est la situation schématisée sur la Fig. 2.17.<br />
L’hydrogène s’accumule à la surface <strong>de</strong> la naine blanche. La température peut alors<br />
<strong>de</strong>venir suffisamment importante pour que la combustion nucléaire <strong>de</strong> cet hydrogène<br />
démarre. La température critique est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> T = 2.5 10 7 K. La combustion <strong>de</strong><br />
l’hydrogène en hélium se fait alors principalement par le cycle CNO, repréenté sur la Fig.<br />
2.18.<br />
Toutefois, contrairement aux étoiles classiques, la matière est suffisamment dégénérée<br />
pour que l’on assiste à un emballement <strong>de</strong>s réactions. En effet, et nous verrons cela plus<br />
en détails dans le Chap. 3, dans le cas d’une matière dégénérée, la pression ne dépend pas
2.6 Les novae 25<br />
Fig. 2.15 – Nova dans la constellation du cygne, en 1975. La luminosité augmenta <strong>de</strong> 9<br />
magnitu<strong>de</strong>s.<br />
Fig. 2.16 – Courbe <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> la nova Cyg 1975.
26 Naines blanches<br />
Fig. 2.17 – Vue d’artiste du mécanisme <strong>de</strong> nova.<br />
Fig. 2.18 – Combustion <strong>de</strong> l’hydrogène par cycle CNO.
2.6 Les novae 27<br />
Fig. 2.19 – Cliché HST d’une naine blanche. L’éjecta <strong>de</strong> matière est clairement visible<br />
autour <strong>de</strong> la naine blanche.<br />
<strong>de</strong> la température. Cette <strong>de</strong>rnière peut donc augmenter sans être régulée par dilatation <strong>de</strong><br />
la matière. La température grimpe et donc également le taux <strong>de</strong>s réactions nucléaires et<br />
donc la température etc... Cet emballement <strong>de</strong>s réactions provoque une libération d’énergie<br />
considérable, à l’origine du phénomène <strong>de</strong> nova.<br />
Toutefois, ceci ne dure pas éternellement, la température finissant par être suffisamment<br />
importante pour que la matière ne soit plus dégénérée et donc puisse se refroidir<br />
par dilatation. L’émission d’énergie peut être suffisamment intense pour que l’enveloppe<br />
<strong>de</strong> la naine blanche soit éjectée, comme on peut le voir sur le cliché HST 2.19.<br />
2.6.2 Classification<br />
Habituellement, les novae sont classées en fonction <strong>de</strong> leur courbe <strong>de</strong> lumière. Si cette<br />
<strong>de</strong>rnière décroît rapi<strong>de</strong>ment (quelques jours), comme c’est le cas pour Cyg 1975 (cf. Fig.<br />
2.16), on parle <strong>de</strong> nova rapi<strong>de</strong>. Les novae comme Del 1967 (Fig. 2.20) qui varient sur <strong>de</strong>s<br />
échelles <strong>de</strong> temps beaucoup plus longues (la centaine <strong>de</strong> jours) sont dites lentes. On pense<br />
que l’appartenance d’une nova à un type ou l’autre dépend principalement <strong>de</strong> la masse<br />
<strong>de</strong> la naine blanche. Plus cette <strong>de</strong>rnière est massive est plus la nova est rapi<strong>de</strong>. Environ<br />
2/3 <strong>de</strong>s novae sont rapi<strong>de</strong>s contre 1/3 <strong>de</strong> lentes.<br />
Il existe une troisième classe <strong>de</strong> novae, celles dites récurrentes et pour lesquelles plusieurs<br />
évênements <strong>de</strong> type novae ont pus être observés. Ceci concerne une dizaine d’objets,<br />
avec <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s variables allant <strong>de</strong> 10 à 100 ans. On pense que pour que les novae<br />
se produisent à <strong>de</strong>s fréqences aussi importantes, on doit avoir affaires à <strong>de</strong>s naines<br />
blanches proches <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar et à <strong>de</strong>s taux d’accrétion importants, <strong>de</strong>
28 Naines blanches<br />
Fig. 2.20 – Courbe <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> la nova lente Del 1967.<br />
l’ordre <strong>de</strong> ˙ M = 10 −8;−7 M⊙ an −1 (contre 10 −10;−8 M⊙ an −1 pour <strong>de</strong>s novae classiques). On<br />
estime que le taux d’occurrence <strong>de</strong>s novae est d’une trentaine par an dans notre galaxie.
Chapitre 3<br />
Supernovae<br />
3.1 Historique<br />
Le terme <strong>de</strong> supernovae a été employé pour la première fois par Baa<strong>de</strong> et Zwicky<br />
en 1934. Il dérive du latin novae qui signifie “nouvelle” car ces évènements libèrent <strong>de</strong>s<br />
quantité d’énergie tellement importantes que l’on a l’impression qu’une nouvelle étoile<br />
apparaît (ce qui est quelque peu ironique compte tenu du fait que les supernovae sont<br />
plutôt associées à la mort <strong>de</strong>s étoiles). La Fig. 3.1 montre un champ du ciel pendant<br />
et après l’apparition <strong>de</strong> la supernova. Le préfixe super a été employé quand Baa<strong>de</strong> et<br />
Zwicky ont réalisé qu’à cause <strong>de</strong> la nature extragalactique <strong>de</strong> ces évènements, les échelles<br />
d’énergies mises en jeu étaient bien plus gran<strong>de</strong> que pour les novae habituelles (voir Chap.<br />
2).<br />
Les supernovae sont <strong>de</strong>s évènements rares mais qui, par leur intensité, ont toujours<br />
marqué les imaginations. La première mention <strong>de</strong> l’apparition d’une étoile nouvelle remonte<br />
au 14 eme siècle avant JC, en Chine mais il semble délicat <strong>de</strong> l’associer clairement<br />
avec une supernova (il paraît s’agir d’une autre phénomène astronomique comme une<br />
comète par exemple).<br />
La supernova <strong>de</strong> 185 est mentionnée dans un seul texte chinois. On y parle d’une durée<br />
<strong>de</strong> 8 ou 20 mois et l’évènement est censé s’être produit dans la constellation du Centaure.<br />
On a pu localiser une source radio, optique et X (RCW 86, cf Fig. 3.2) dans la région<br />
concernée mais l’autenticité <strong>de</strong> cette supernova est discutée.<br />
En 386 et 393, <strong>de</strong>s textes chinois mentionnent l’apparition <strong>de</strong> une ou <strong>de</strong>ux supernovae<br />
mais aucune i<strong>de</strong>ntification n’a pu avoir lieu à ce jour. La supernova la plus lumineuse dont<br />
on ait mention semble être celle <strong>de</strong> 1006. On pense qu’elle a atteint une magnitu<strong>de</strong> <strong>de</strong> -9<br />
(visible en plein jour et l’équivalent <strong>de</strong> celle d’un quartier <strong>de</strong> Lune). Cet évènement est<br />
cité dans 6 textes chinois, 7 japonais, 1 coréen, 5 arabes et 4 européens. La position y est<br />
donnée <strong>de</strong> façon précise, dans la constellation du Loup. Le reste <strong>de</strong> cette supernova a été<br />
i<strong>de</strong>ntifié comme étant la source radio PKS 1459-41 (voir Fig. 3.3).<br />
La supernova la plus célèbre est sans conteste celle <strong>de</strong> 1054 dont on trouve trace dans<br />
5 textes chinois et 3 japonais. Elle fut visible en journée pendant 23 jours et <strong>de</strong> nuit<br />
pendant 20 mois. Elle se situe dans la constellation du Taureau et a été i<strong>de</strong>ntifiée avec la
30 Supernovae<br />
Fig. 3.1 – Champs <strong>de</strong> la supernova 1987A, pendant la supernovae et quelques mois plus<br />
tard.<br />
Fig. 3.2 – Reste <strong>de</strong> la supernova RCW 86 observée par ROSAT en rayons X.
3.2 Observations 31<br />
Fig. 3.3 – Reste <strong>de</strong> la supernova <strong>de</strong> 1006 observée en rayons X par le satellite ASCA.<br />
nébuleuse du Crabe. Cette <strong>de</strong>rnière est désormais très connue et fait l’objet d’observations<br />
très poussées, à toutes les longueurs d’on<strong>de</strong>s (Fig. 3.4). C’est en particulier en son centre<br />
que fut découvert le premier pulsar. Une nouvelle supernova sera observée par chinois et<br />
japonais en 1181.<br />
Deux <strong>de</strong>s plus grands astronomes européens, Tycho-Brahé et Kepler auront leur heure<br />
<strong>de</strong> gloire en 1572 et 1604 respectivement, quand ils observeront les <strong>de</strong>ux supernovae qui<br />
porteront désormais leur nom. Celle <strong>de</strong> 1572 sera visible pendant 15 mois dans la constellation<br />
<strong>de</strong> Cassiopé et celle <strong>de</strong> 1604 pendant une année environ dans Ophuchius. Grâce à<br />
leur découvreur, on possè<strong>de</strong> <strong>de</strong>s données relativement précises sur ces <strong>de</strong>ux supernovae,<br />
en particulier sur leur courbe <strong>de</strong> lumière. Les Fig. 3.5 et 3.6 comparent les observations<br />
d’époque avec celle plus mo<strong>de</strong>rnes.<br />
Si la supernova <strong>de</strong> Kepler est la <strong>de</strong>rnière observée dans notre galaxie, <strong>de</strong> nombreuses<br />
supernovae extragalactiques ont été observées <strong>de</strong>puis. Parmi celles-ci, une <strong>de</strong>s plus importantes<br />
est celle <strong>de</strong> 1987, dans le Grand Nuage <strong>de</strong> Magellan (cf Fig. 3.7). Elle est apparue le<br />
23 février 1987 et, <strong>de</strong> part sa proximité a permis <strong>de</strong>s observations dans toutes les longueurs<br />
d’on<strong>de</strong>s. L’émission neutrinos provenant <strong>de</strong> cette source a également été détectée.<br />
3.2 Observations<br />
3.2.1 Classification spectrale<br />
Les supernovae sont classifiées, et ce pour <strong>de</strong>s raisons plus historiques que physiques,<br />
par leur type spectral. Les spectres peuvent être obtenus :
32 Supernovae<br />
Fig. 3.4 – Nébuleuse du Crabe observée à différentes longueurs d’on<strong>de</strong>.<br />
Fig. 3.5 – Dessin <strong>de</strong> Tycho-Brahé mentionnant la découverte d’une nouvelle étoile (“nova<br />
stella”, objet I) ainsi que l’observation mo<strong>de</strong>rne en rayon X, par le satellite Chandra, du<br />
même objet.
3.2 Observations 33<br />
Fig. 3.6 – Observation <strong>de</strong> SN 1604 par Kepler et par le télescope spatial Hubble.<br />
Fig. 3.7 – Supernova SN 1987A observée par Hubble. Les anneaux sont <strong>de</strong> la matière<br />
éjectée plusieurs milliers d’années avant l’explosion. Les images du bas montrent l’extension<br />
<strong>de</strong> la matière <strong>de</strong> l’étoile sous l’effet <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc sortante.
34 Supernovae<br />
Fig. 3.8 – Classification <strong>de</strong>s supernovae en fonction <strong>de</strong> leur spectre dans la phase photosphérique.<br />
– peu après l’explosion, les raies sont vues en absorption et on parle <strong>de</strong> phase photosphérique.<br />
– quelques semaines ou mois après l’explosion, les raies apparaissent en émission. C’est<br />
la phase nébulaire.<br />
Les spectres dans la phase photosphérique sont utilisés pour la classification <strong>de</strong>s supernovae.<br />
La distinction principale est liée à la présence ou non <strong>de</strong> raies <strong>de</strong> l’hydrogène<br />
neutre (raies <strong>de</strong> Balmer). Si l’hydrogène est absent on parle <strong>de</strong> SN <strong>de</strong> type I et <strong>de</strong> type II<br />
si il est présent. La type I lui-même comporte essentiellement trois sous-classes :<br />
– Si du silicium est visible, on parle <strong>de</strong> SN <strong>de</strong> type Ia.<br />
– Les SN sont dites <strong>de</strong> type Ib si on n’observe pas <strong>de</strong> silicium mais <strong>de</strong> l’hélium.<br />
– le type est Ic, si ni silicium ni hélium ne sont visibles dans le spectre.<br />
Cette classification est illustrée par la Fig. 3.8. On y voit également une subdivision<br />
<strong>de</strong>s types II, en fonction <strong>de</strong> la fonction <strong>de</strong> leur courbe <strong>de</strong> lumière, que nous discuterons<br />
à la Sec. 3.2.2. Des exemples <strong>de</strong> spectres, pour les quatre types, sont présentés sur la<br />
Fig. 3.9. On y retrouve bien le fait que les raies sont observées en émission. Ce n’est plus<br />
nécessairement le cas après cinq mois, comme le montrent les spectres <strong>de</strong> la Fig. 3.10.<br />
Dans la phase nébulaire, les supernovae <strong>de</strong> type Ia montrent <strong>de</strong>s raies du fer tandis que<br />
les autres types présentent le même type d’éléments, à savoir N, C, O, Na et Mg.<br />
3.2.2 Courbes <strong>de</strong> lumière<br />
Les courbes <strong>de</strong> lumière mesurent l’intensité lumineuse <strong>de</strong> la supernova en fonction du<br />
temps. Les différents types spectraux sont représentés schématiquement sur le Fig. 3.11.<br />
A distance égale, il apparaît, qu’à leur maximum, les SN Ia sont les supernovae les plus<br />
lumineuses. Après 50 jours environ, les SN Ia montrent un changement <strong>de</strong> pente dans leur<br />
courbe <strong>de</strong> luminosité. Les types Ib-c ne sont, du point <strong>de</strong> vue <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière, pas<br />
fondamentalement différents, si ce n’est qu’elles sont moins lumineuses.<br />
L’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière permet <strong>de</strong> distinguer <strong>de</strong>ux classes dans le type II :
3.2 Observations 35<br />
Fig. 3.9 – Exemples <strong>de</strong> spectres dans la phase photosphérique. De haut en bas, on observe<br />
<strong>de</strong>s types Ia, II, Ib et Ic. Les raies sont bien observées en absorption.<br />
Fig. 3.10 – Exemple <strong>de</strong> spectres “tardifs” (dans la phase nébulaire). De haut en bas on<br />
observe <strong>de</strong>s types Ia, II, et Ic (Ib est très similaire à Ic). On voit apparaître <strong>de</strong>s raies en<br />
émission.
36 Supernovae<br />
Fig. 3.11 – Courbes <strong>de</strong> lumière typiques pour quelques types spectraux.<br />
– Le type II-P (pour plateau), pour lequel la luminosité reste presque constante pendant<br />
un mois environ, avant <strong>de</strong> décroître.<br />
– Le type II-L (pour linéaire) où la décroissance est régulière.<br />
En plus <strong>de</strong> varier <strong>de</strong> type à type, les courbes <strong>de</strong> lumière dépen<strong>de</strong>nt également <strong>de</strong> la<br />
longueur d’on<strong>de</strong>. On peut clairement voir cela sur la Fig. 3.12. On y a porté la luminosité<br />
dans différentes ban<strong>de</strong>s spectrales, en fonction du temps, pour une SN Ia. Des variations<br />
relatives d’intensité <strong>de</strong>s différents flux sont clairement visibles.<br />
L’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière permet <strong>de</strong> montrer qu’il existe une similarité remarquable<br />
entre toutes les SN <strong>de</strong> type Ia. En effet, si l’on ramène toutes ces supernovae à la<br />
même distance, les courbes <strong>de</strong> lumière se superposent parfaitement (Cf. Fig. 3.13). Ce fait<br />
semble indiquer fortement que le mécanisme à l’origine <strong>de</strong> toutes les SN Ia est le même.<br />
3.2.3 Galaxies hôtes et fréquence d’apparition<br />
La fréquence d’apparition <strong>de</strong> supernovae donnée par Tab.3.1 a été obtenue en compilant<br />
un grand nombre <strong>de</strong> campagnes d’observation. Cela a pour avantage <strong>de</strong> constituer un<br />
échantillon riche même si <strong>de</strong>s erreurs peuvent intervenir lorsque l’on doit harmoniser <strong>de</strong>s<br />
observations très différentes. Les taux d’apparition sont donnés en SNU (pour SuperNovae<br />
Unit) qui est le nombre <strong>de</strong> supernovae, par siècle et par 10 10 L⊙, qui est la luminosité<br />
moyenne d’une galaxie. Les fréquences sont données en fonction <strong>de</strong>s types <strong>de</strong> supernovae<br />
et <strong>de</strong> la nature <strong>de</strong>s galaxies hôtes.<br />
Le même type <strong>de</strong> résultats est donné par Tab. 3.2. Cette fois-ci, les résultats ont été obtenus<br />
par un seul survey (le “Lick Observatory Supernovae Search”). Les données sont les<br />
nombres bruts <strong>de</strong> supernovae (les <strong>de</strong>mi-entier apparaissent pour les types intermédiaires).
3.2 Observations 37<br />
Fig. 3.12 – Courbes <strong>de</strong> lumière dans différentes ban<strong>de</strong> <strong>de</strong> longueur d’on<strong>de</strong> (les courbes<br />
sont décalées en magnitu<strong>de</strong>). Il s’agit d’une supernova <strong>de</strong> type Ia.<br />
Fig. 3.13 – Courbes <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> quelques SN Ia proches. La figure <strong>de</strong> gauche montre<br />
les courbes “brutes”. Sur celle <strong>de</strong> droite les objets ont été ramenés à la même distance.
38 Supernovae<br />
Elliptiques Spirales<br />
SN Ia 0.13 0.24<br />
SN Ibs 0.00 0.16<br />
SN II 0.00 0.88<br />
Tab. 3.1 – Fréquence <strong>de</strong>s supernovae, en fonction <strong>de</strong> leur type et <strong>de</strong> leur galaxie hôte (en<br />
SNU). Ces résultats sont obtenus en combinant un grand nombre <strong>de</strong> campagnes d’observation<br />
différentes.<br />
Galaxie hôte Ia Ia pec Ibc II IIn<br />
E 21.5 10.5 0 2 1<br />
E/Sa 8 3 1 0 0<br />
Sa 13 5 4 10 2<br />
Sab 9 4 4 11 0<br />
Sb 35.5 3 9.5 36 4<br />
Sbc 11 3 13 18 2<br />
Sc 17 1 15 40 6<br />
Ir 2 0 0 2 0.5<br />
Tab. 3.2 – Type <strong>de</strong> supernovae et galaxies hôtes obtenus par le Lick Observatory Supernovae<br />
search.<br />
Le point le plus remarquable <strong>de</strong> ces données est sans conteste le fait que seules <strong>de</strong>s<br />
supernovae <strong>de</strong> type Ia sont observées dans les galaxies elliptiques.<br />
3.2.4 Conclusion sur les observations<br />
Au vu <strong>de</strong>s résultats observationnels, il apparaît donc que la classification historique<br />
<strong>de</strong>s supernovae par leur spectre ne soit pas en adéquation avec la nature physique <strong>de</strong> ces<br />
phénomènes. Les SN Ib et Ic sont, à bien <strong>de</strong>s égarts, plus proches <strong>de</strong>s SN II que <strong>de</strong>s SN Ia.<br />
En effet, non seulement les spectres tardifs <strong>de</strong>s SN Ibc et <strong>de</strong>s SN II sont similaires mais<br />
ces trois types <strong>de</strong> supernovae sont totalement absents <strong>de</strong>s galaxies elliptiques. De plus les<br />
SN Ia, montrent <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière qui sont presque i<strong>de</strong>ntiques, d’une supernova à<br />
une autre, indication qu’elles sont issues d’un seul et même mécanisme.<br />
Nous allons voir par la suite que, dans le scénario standard, les SN Ia sont le résultat <strong>de</strong><br />
l’explosion thermonucléaire d’une naine blanche tandis que tous les autres types résultent<br />
<strong>de</strong> l’implosion gravitationnelle du coeur <strong>de</strong> fer d’étoiles massives. Les variations observées<br />
entre les type Ib, Ic et II proviennent alors <strong>de</strong> différences dans la structure <strong>de</strong> l’étoile qui<br />
implose tandis que la gran<strong>de</strong> homogénéité <strong>de</strong>s SN Ia est liée au fait qu’elles ont toutes le<br />
même progéniteur : une naine blanche approchant la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar.
3.3 Supernovae <strong>de</strong> type Ia<br />
3.3.1 Le scénario standard<br />
3.3 Supernovae <strong>de</strong> type Ia 39<br />
On pense donc que les naines blanches sont à l’origine <strong>de</strong>s supernovae <strong>de</strong> type Ia.<br />
Toutefois, comme vu au Chap. 2, une naine blanche isolée est parfaitement stable et ne<br />
fait que se refroidir lentement. Mais, il apparaît que près <strong>de</strong> 50% <strong>de</strong>s naines blanches sont<br />
dans <strong>de</strong>s systèmes binaires et la situation peut alors être radicalement différente. Il peut<br />
arriver que <strong>de</strong> la masse soit transférée du compagnon à la naine blanche. Si le phénomène<br />
<strong>de</strong> nova ne se produit pas, cette <strong>de</strong>rnière peut alors approcher la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar.<br />
Tandis que la naine blanche <strong>de</strong>vient <strong>de</strong> plus en plus massive, sa <strong>de</strong>nsité centrale, ainsi<br />
que sa température augmentent. Toutefois, peu avant d’atteindre la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar,<br />
la <strong>de</strong>nsité <strong>de</strong>vient telle que les réactions nucléaires mettant en jeu le carbone 12 C<br />
et l’oxygène 16 O commencent. Ces réactions produisent essentiellement du nickel 56 Ni<br />
et autres éléments <strong>de</strong> type ferreux. L’activation <strong>de</strong> ces réactions libère <strong>de</strong> l’énergie provoquant<br />
une augmentation <strong>de</strong> température. Dans une étoile standard, cette augmentation<br />
<strong>de</strong> température, et donc le taux <strong>de</strong>s réactions nucléaires, est régulé par une dilatation<br />
<strong>de</strong> la matière. Rien <strong>de</strong> tel ne peut toutefois se produire ici. En effet, la pression est due<br />
aux électrons dégénérés et ne dépend pas <strong>de</strong> la température. L’étoile ne se dilate donc<br />
pas et les réactions nucléaires s’emballent (comme c’est le cas lors d’une nova ; cf Chap.<br />
2). Bien entendu, la température <strong>de</strong>vrait finir par être suffisament élevée pour lever la<br />
dégénerescence et donc provoquer une dilatation <strong>de</strong> l’étoile. Toutefois, ceci se produit<br />
trop tard pour que cette dilatation puisse stopper, ou du moins, ralentir les réactions<br />
nucléaires.<br />
Les détails <strong>de</strong> la combustion nucléaire sont encore sujets à caution. En particulier, on<br />
ne sait pas si elles commencent au centre ou dans <strong>de</strong>s couches plus périphériques <strong>de</strong> la<br />
naine blanche. Il existe également <strong>de</strong>ux possibilités pour la propagation <strong>de</strong> la flamme. Soit<br />
cette <strong>de</strong>rnière est plus rapi<strong>de</strong> que la vitesse du son et il y a donc formation d’une on<strong>de</strong> <strong>de</strong><br />
choc (on parle <strong>de</strong> détonation). Soit la flamme <strong>de</strong> propage <strong>de</strong> façon subsonique et il s’agit<br />
alors d’une déflagration. Il est également possible que l’on assiste à une transition entre<br />
le régime subsonique et le régime supersonique. L’étu<strong>de</strong> précise <strong>de</strong> cette propagation est<br />
un problème très complexe et qui doit se faire au moyen <strong>de</strong> simulation numériques. Un<br />
<strong>de</strong>s éléments important qui doit être pris en compte est la turbulence (il s’agit donc d’un<br />
problème tridimensionnel). Un exemple <strong>de</strong> simulation est donné par la Fig. 3.14.<br />
En tout cas, quels que soient les détails <strong>de</strong> la propagation <strong>de</strong> la flamme, l’énergie<br />
libérée par la fusion du carbone et <strong>de</strong> l’oxygène est suffisante pour que la matière constitutive<br />
<strong>de</strong> la naine blanche ne soit plus liée par la gravité et on assiste alors à l’explosion<br />
thermonucléaire <strong>de</strong> la naine blanche qui est totalement détruite dans le processus.<br />
3.3.2 Relation avec les observations<br />
Le scénario <strong>de</strong> l’explosion thermonucléaire d’une naine blanche permet d’expliquer<br />
les faits observationnels concernant les SN Ia. L’absence d’hydrogène dans le spectre est
40 Supernovae<br />
Fig. 3.14 – Propagation <strong>de</strong> la flamme thermonucléaire à partir du centre d’une naine<br />
blanche. La flamme est clairement turbulente et tridimensionnelle.
3.3 Supernovae <strong>de</strong> type Ia 41<br />
Fig. 3.15 – Comparaison entre le spectre mesuré (ligne pleine) et les spectres simulés avec<br />
cobalt (ligne tiret) et sans cobalt (sans tiret). L’accord est bien meilleur quand le cobalt<br />
est inclus, ce qui appuie le fait que la supernova émet via la désintégration radioactive :<br />
56 Ni → 56 Co → 56 Fe.<br />
clairement compatible avec la présence d’une naine blanche, qui est presque exclusivement<br />
composée <strong>de</strong> carbone et d’oxygène. En effet, même si les naines blanches <strong>de</strong> type DA<br />
(majoritaires), montrent <strong>de</strong>s raies <strong>de</strong> Balmer, ces <strong>de</strong>rnières proviennent <strong>de</strong> l’atmosphère<br />
<strong>de</strong> l’étoile qui ne représente qu’une fraction négligeable <strong>de</strong> la masse totale.<br />
Le produit principal <strong>de</strong> la fusion du carbone est le 56 Ni qui se désintègre en 56 Co<br />
puis en 56 Fe. La présence <strong>de</strong> raies du fer dans les spectres <strong>de</strong>s SN Ia en phase nébulaire<br />
s’explique donc naturellement. De plus, cette désintégration en <strong>de</strong>ux temps est tout à fait<br />
compatible avec les <strong>de</strong>ux décoissances exponentielles observées sur les courbes <strong>de</strong> lumières<br />
<strong>de</strong>s SN Ia. La présence <strong>de</strong> cette chaîne <strong>de</strong> désintégration a été confirmée par l’observation<br />
<strong>de</strong> raies caractéristiques du 56 Co (cf Fig. 3.15). De plus, la pério<strong>de</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>mi-vie du cobalt<br />
56 est <strong>de</strong> 77 jours, ce qui est consistant avec le changement <strong>de</strong> pente intervenant dans les<br />
courbes <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong>s SN Ia après 50 jours environ.<br />
Enfin, les naines blanches n’étant pas le produit <strong>de</strong> l’évolution d’étoiles particulières,<br />
il n’y a aucune raison pour que l’on ne les observe que dans un type <strong>de</strong> galaxie particulier.<br />
Ceci est en accord avec la démographie <strong>de</strong>s galaxies hôtes. (cf. Tab. 3.1 et 3.2).<br />
3.3.3 Contenu énergétique<br />
Selon le modèle <strong>de</strong> l’explosion thermonucléaire, l’énergie est donc libérée quand tous<br />
les noyaux constitutifs <strong>de</strong> la naine blanche fusionnent. Considérons une naine blanche<br />
composée d’une quantité égale <strong>de</strong> 12 C et <strong>de</strong> 16 O. Pour une naine blanche proche <strong>de</strong> la
42 Supernovae<br />
masse <strong>de</strong> Chandrasekhar, disons <strong>de</strong> M = 1.4 M⊙, cela constitue 6 10 55 noyaux <strong>de</strong> chaque<br />
espèce, soit 7.2 10 56 nucléons sous forme <strong>de</strong> carbone et 9.6 10 56 d’oxygène.<br />
La quantité d’énergie libérée par la fusion <strong>de</strong> ses <strong>de</strong>ux éléments est connue :<br />
– C + C → 0.54 MeV par nucléon.<br />
– O + O → 0.3 MeV par nucléon.<br />
La connaissance <strong>de</strong> ces gran<strong>de</strong>urs permet alors d’obtenir l’ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur <strong>de</strong> l’énergie<br />
libérée :<br />
EIa ≈ 10 44 J. (3.1)<br />
Cette énergie représente tout <strong>de</strong> même l’émission <strong>de</strong> toute notre galaxie durant un mois<br />
et la supernova est alors plus lumineuse que sa galaxie hôte. Cela peut sembler colossal<br />
à bien <strong>de</strong>s égards, mais si l’on ramène cela à l’énergie <strong>de</strong> masse d’une naine blanche cela<br />
n’en représente qu’une petite fraction. En effet :<br />
EIa<br />
Mc 2 ≈ 5 · 10−4 . (3.2)<br />
qui est bien l’ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur <strong>de</strong> l’efficacité <strong>de</strong>s réactions thermonucléaires mises en jeu.<br />
3.3.4 Application en cosmologie<br />
L’observation <strong>de</strong>s supernovae proches a permis <strong>de</strong> montrer que leur courbe <strong>de</strong> lumière<br />
étaient très similaires, pour peu que l’on tienne compte <strong>de</strong> la distance <strong>de</strong> façon adéquate<br />
(cf. Fig. 3.13). Comme nous l’avons déjà mentionné cela vient d’un mécanisme i<strong>de</strong>ntique<br />
pour tous ces évènements. Lorsque la distance à l’objet n’est pas connue, on peut alors<br />
adopter la démarche inverse et essayer <strong>de</strong> déduire cette <strong>de</strong>rnière en supposant que la<br />
luminosité intrinsèque est la même que pour les autres supernovae. C’est en particulier ce<br />
qui est fait en cosmologie où <strong>de</strong>s supernovae <strong>de</strong> type Ia ont été détectées à <strong>de</strong>s distances<br />
<strong>de</strong> plus en plus gran<strong>de</strong>s. On peut alors en déduire la distance en fonction du décalage<br />
spectral (redshift) z et comparer ces données avec les courbes théoriques prédites pas les<br />
différents modèles cosmologiques.<br />
Bien entendu, ces mesures ne sont pas simples et on doit corriger <strong>de</strong> nombreux effets<br />
observationnels. L’un <strong>de</strong>s plus important est sans doute l’effet <strong>de</strong> l’extinction par la<br />
matière <strong>de</strong> la galaxie hôte. Cet effet peut être estimé en comparant les résultats dans<br />
différentes longueurs d’on<strong>de</strong>s, l’extinction en dépendant fortement. Le milieu intergalactique<br />
pourrait également être responsable d’une extinction qui serait alors beaucoup plus<br />
difficile à corriger car ne dépendant que faiblement <strong>de</strong> la longueur d’on<strong>de</strong>. Sur la figure<br />
<strong>de</strong> gauche <strong>de</strong> 3.16 on a porté la magnitu<strong>de</strong> apparente (et donc la distance) en fonction<br />
du redshift z pour un échantillon <strong>de</strong> supernovae <strong>de</strong> type Ia. Les courbes correspon<strong>de</strong>nt<br />
à plusieurs modèles cosmologiques différents. Il est clair que les observations à grands z<br />
permettent <strong>de</strong> discriminer entre les différents modèles. Ceci peut-être confirmé par une<br />
étu<strong>de</strong> statistique précise. Dans un diagramme ΩM (<strong>de</strong>nsité <strong>de</strong> matière), ΩΛ (constante<br />
cosmologique), on peut déterminer la région permise par les observations <strong>de</strong>s supernovae<br />
(figure <strong>de</strong> droite <strong>de</strong> 3.16). On peut mentionner que c’est essentiellement pour expliquer les<br />
observations <strong>de</strong>s SNIa que l’on doive tenir compte d’une constante cosmologique non-nulle.
3.3 Supernovae <strong>de</strong> type Ia 43<br />
Fig. 3.16 – A gauche : magnitu<strong>de</strong> apparente (ban<strong>de</strong> B) en fonction <strong>de</strong> z. Les courbes<br />
représentent différents modèles cosmologiques.<br />
A droite : Région admise par les supernovae, en fonction du contenu en matière et en<br />
énergie noire (constance cosmologique) <strong>de</strong> l’univers.<br />
3.3.5 Une SNIa atypique ?<br />
Une analyse récente (2006) <strong>de</strong>s données du survey SNLS (Supernovae Legacy Survey),<br />
indique que l’objet SNLS-03D3bb est une supernovae <strong>de</strong> type Ia dont les propriétés<br />
diffèrent <strong>de</strong> façon importante <strong>de</strong> celles <strong>de</strong> ses congénères. En particulier, la courbe <strong>de</strong><br />
lumière ne se superpose pas avec celles <strong>de</strong>s SNIa habituelles (i.e. celles <strong>de</strong> la Fig. 3.13).<br />
La masse <strong>de</strong> Ni présente est <strong>de</strong> M = 1.3M⊙ ce qui implique une masse minimale du<br />
progéniteur <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> M = 2.1M⊙. Cette gran<strong>de</strong> masse est également supportée par<br />
<strong>de</strong>s observations sur la vitesse <strong>de</strong> la matière éjectée. Cette <strong>de</strong>rnière dépend <strong>de</strong> façon nontriviale<br />
<strong>de</strong>s paramètres <strong>de</strong> l’explosion. On y voit sur la Fig. 3.17 que, même en faisant<br />
varier les détails <strong>de</strong> l’explosion (via la fraction fc <strong>de</strong>s éléments ne brûlant pas), on ne peut<br />
expliquer les observations qu’en invoquant la présence d’un progéniteur supermassif.<br />
Au moins <strong>de</strong>ux explications possibles peuvent être invoquées pour expliquer la présence<br />
<strong>de</strong> cette naine blanche supermassive. On peut tout d’abord imaginer que cette <strong>de</strong>rnière<br />
soit en rotation très rapi<strong>de</strong> et que la force centrifuge puisse ai<strong>de</strong>r à supporter le poids <strong>de</strong><br />
l’objet. Une autre possibilité consiste à invoquer la présence <strong>de</strong> non pas une mais <strong>de</strong>ux<br />
naines blanches, en un système binaire coalescent par émission d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
(voir Chap. 7). En tous les cas, il est nécessaire d’envisager la contamination <strong>de</strong>s étu<strong>de</strong>s<br />
cosmologiques par <strong>de</strong> telles SNIa atypiques.
44 Supernovae<br />
Si<br />
vmax(km/s) v ke (km/s)<br />
v ke (km/s)<br />
16000<br />
14000<br />
12000<br />
10000<br />
8000<br />
12000<br />
11000<br />
10000<br />
9000<br />
8000<br />
7000<br />
6000<br />
Data: maximum light<br />
Data: day +40 Mo<strong>de</strong>ls: Chandrasekhar mass (M WD=1.4)<br />
12000<br />
11000<br />
Data: day +40 Mo<strong>de</strong>ls: super−Chandrasekhar (MWD>1.4) 10000<br />
9000<br />
8000<br />
7000<br />
6000<br />
5000<br />
MWD fC 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4<br />
MNi 1.5<br />
1.8<br />
2.1<br />
2.1<br />
f C<br />
0.0<br />
0.1<br />
0.2<br />
0.3<br />
0.0<br />
0.0<br />
0.1<br />
0.2<br />
Sa−Irr host<br />
E/S0 host<br />
SNLS−03D3bb<br />
Fig. 3.17 – Vitesse <strong>de</strong> l’éjecta en fonction <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong> Ni produite. Seul un progéniteur<br />
<strong>de</strong> masse M = 2.1M⊙ peut expliquer les données <strong>de</strong> SNLS-03D3bb.<br />
3.4 Supernovae gravitationnelles<br />
3.4.1 Structure <strong>de</strong>s étoiles massives<br />
Il semble désormais acquis que les supernovae <strong>de</strong> type Ib, Ic et II sont toutes dues<br />
à l’implosion gravitationnelle du coeur <strong>de</strong>s étoiles supermassives. Ceci est supporté par<br />
le fait que ces supernovae sont absentes <strong>de</strong>s galaxies elliptiques. En effet, ces galaxies ne<br />
sont pas le site <strong>de</strong> formation d’étoiles et les étoiles massives n’y sont donc plus présentes,<br />
ces <strong>de</strong>rnières ayant une durée <strong>de</strong> vie courte (et ayant donc déjà explosé en supernovae).<br />
Comme nous le verrons par la suite, les différences observationnelles entre Ib, Ic, II-P et<br />
II-L proviennent <strong>de</strong> différences dans la structure <strong>de</strong> l’étoile massive avant explosion.<br />
Contrairement aux étoiles <strong>de</strong> faible masse (qui finiront leur vie en naines blanches), les<br />
étoiles plus massives (typiquement pour M 10 M⊙) sont capables <strong>de</strong> poursuivre la fusion<br />
vers <strong>de</strong>s éléments plus lourds. Plus on s’enfonce dans l’étoile et plus la température et la<br />
<strong>de</strong>nsité augmentent et plus on fusionne <strong>de</strong>s éléments lourds. Toutefois, ces fusions sont <strong>de</strong><br />
moins en moins énergétiques et se font sur <strong>de</strong>s échelles <strong>de</strong> temps <strong>de</strong> plus en plus courtes<br />
(voir Tab. 3.3). Ceci provoque donc l’apparition d’une structure en couches successives,<br />
<strong>de</strong> compositions chimique différentes et on parle <strong>de</strong> structure en pelures d’oignon (Fig.<br />
3.18).
3.4 Supernovae gravitationnelles 45<br />
Fig. 3.18 – Structure en pelures d’oignon d’une étoile massive.<br />
élément T (10 9 K) ρ (g cm 3 ) Produits E (MeV par nucléon) Temps caractéristique<br />
H 0.035 5.8 He ≈ 6.5 11 Myr<br />
He 0.18 1390 C, O 0.61 2.0 Myr<br />
C 0.81 2.8 10 5 Ne, Mg 0.54 2000 yr<br />
O 1.9 1.2 10 7 Si, S, Ar, Ca 0.3 2.6 yr<br />
Si 3.3 4.8 10 7 Ni, Fe ... ≤ 0.18 18 days<br />
Tab. 3.3 – Fusion <strong>de</strong>s éléments au coeur d’une étoile massive. On a porté les températures<br />
et <strong>de</strong>nsité pour lesquelles les réactions ont lieu, ainsi que l’énergie libérée par nucléon, les<br />
principaux produits <strong>de</strong> réaction et le temps caractéristique <strong>de</strong> combustion pour une étoile<br />
<strong>de</strong> 15 M⊙.
46 Supernovae<br />
Mais, une fois que le fer est synthétisé les réctions doivent s’arrêter, ce <strong>de</strong>rnier étant le<br />
noyau le plus stable, ne pouvant être fusionné <strong>de</strong> façon exothermique. Avant effondrement,<br />
l’étoile possè<strong>de</strong> donc un coeur <strong>de</strong> fer. Les conditions physiques y sont similaires à celles<br />
qui règnent dans les naines blanches, à savoir que les électrons y sont dégénérés et que ce<br />
sont eux qui contribuent principalement à la pression. La supernova se produit quand le<br />
coeur atteint la masse <strong>de</strong> Chandrasekhar et est incapable <strong>de</strong> supporter son propre poids.<br />
Toutefois, la valeur précise <strong>de</strong> la masse limite peut légèrement varier d’une étoile à l’autre<br />
et être assez différente <strong>de</strong> celle <strong>de</strong>s naines blanches, la composition chimique (en particulier<br />
la fraction électronique Ye) et la température étant différentes (pour les étoiles les plus<br />
massives, l’approximation <strong>de</strong> température nulle n’est pas valable). Typiquement on peut<br />
avoir une masse maximale dans la fourchette :<br />
1.1 M⊙ ≤ Mc ≤ 2 M⊙. (3.3)<br />
Le coeur <strong>de</strong> fer a un rayon <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 1000 km, une température <strong>de</strong> 6 10 9 K et une<br />
<strong>de</strong>nsité centrale <strong>de</strong> quelques 6 10 9 g cm −3 .<br />
3.4.2 L’effondrement<br />
Quand le coeur atteint sa masse limite, il commence à s’effondrer sur lui même. Cet<br />
effondrement va se faire <strong>de</strong> façon catastrophique, <strong>de</strong>ux réactions emportant l’énergie gravitationnelle<br />
émise.<br />
L’effondrement s’accompagne d’une intense émission <strong>de</strong> rayons gamma. Ces <strong>de</strong>rniers<br />
sont responsables <strong>de</strong> la photodissociation <strong>de</strong>s noyaux <strong>de</strong> fer :<br />
γ + 56 Fe → 13α + 4n. (3.4)<br />
Cette réaction est fortement endothermique (le fer étant l’élément le plus stable) et absorbe<br />
donc une bonne partie <strong>de</strong> l’énergie.<br />
Dans le même temps, les électrons peuvent être capturés par les protons (réaction β<br />
inverse) :<br />
e − + p → n + νe. (3.5)<br />
Au moins initialement, cette réaction est largement hors équilibre. La matière est transparente<br />
au neutrinos qui s’échappent en emportant <strong>de</strong> l’énergie.<br />
Ces pertes d’énergies sont responsables <strong>de</strong> l’accélération rapi<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’effondrement (sur<br />
<strong>de</strong>s échelles <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la millisecon<strong>de</strong>). Dans un premier temps, l’extérieur <strong>de</strong> l’étoile<br />
est donc complêtement insensible à l’effondrement du coeur.<br />
La <strong>de</strong>nsité et la température à l’intérieur du coeur augmentent et la matière finit<br />
par <strong>de</strong>venir opaque aux neutrinos (par interaction faible, à <strong>de</strong>s <strong>de</strong>nsités <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong><br />
ρ = 10 14−15 kg m −3 ). La réaction (3.5) se met alors à l’équilibre. Le fer ayant été dissocié<br />
l’effondrement se poursuit alors <strong>de</strong> façon quasi-adiabatique.
3.4 Supernovae gravitationnelles 47<br />
Fig. 3.19 – Champs <strong>de</strong> vitesse, juste avant et juste après le rebond du coeur. On voit<br />
comment les régions internes recommencent à s’étendre tandis que les régions externes<br />
continuent <strong>de</strong> s’effondrer, créant ainsi une on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc.<br />
3.4.3 L’on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc<br />
L’effondrement du coeur se poursuit jusqu’à ce que l’on atteigne <strong>de</strong>s <strong>de</strong>nsités nucléaires<br />
(ρ ≈ 5 10 17 kg m −3 ), en quelques millisecon<strong>de</strong>s après le début <strong>de</strong> l’effondrement. A <strong>de</strong> telles<br />
<strong>de</strong>nsités, les noyaux sont totalement dissociés et la matière est principalement composée<br />
<strong>de</strong> neutrons. L’interaction forte entre les nucléons commence alors à se faire sentir, ce<br />
qui provoque un changement dans l’équation d’état, avec une source <strong>de</strong> pression nouvelle.<br />
Cette pression freine l’effondrement du coeur qui “rebondit”, créant une on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc<br />
qui se propage vers l’extérieur. L’on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc est clairement visible sur le résultat <strong>de</strong><br />
simulation numérique <strong>de</strong> la Fig. 3.19.<br />
On a longtemps pensé que cette on<strong>de</strong> <strong>de</strong> choc pouvait atteindre les couches superficielles<br />
<strong>de</strong> l’étoile et les éjecter, causant ainsi la supernova. Toutefois, il est acquit que l’on<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> choc par elle même perd trop d’énergie pour s’échapper directement du coeur. Très<br />
rapi<strong>de</strong>ment, le choc ne se propage plus et se transforme en choc d’accrétion sur le coeur<br />
riche en neutrons (proto-étoile à neutrons), avec <strong>de</strong>s taux <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 0.1M⊙ s −1 . Cette<br />
situation est illustrée par la Fig. 3.20. Si la situation perdurait, ne serait-ce que pendant<br />
une secon<strong>de</strong>, la proto-étoile à neutrons s’effondrerait alors en trou noir sans qu’aucune<br />
supernova ne soit observée. Ceci à longtemps constitué le “problème <strong>de</strong>s supernovae”,<br />
les simulations numériques ne pouvant simuler un choc capable d’atteindre les couches<br />
externes <strong>de</strong> l’étoile massive.<br />
3.4.4 Comment “revigorer” le choc ?<br />
Il a été montré qu’en symétrie sphérique, un choc d’accrétion était stable mais la situation<br />
est tout-à-fait différente en 2D et 3D où ces systèmes sont instables. Les instabilités<br />
qui peuvent alors se développer sont suceptibles d’injecter suffisament d’énergie au choc<br />
pour lui permettre d’atteindre les couches superficielles <strong>de</strong> l’étoile. C’est le phénomène <strong>de</strong><br />
SASI pour Stationnary Accretion Shock Instability. Le développement <strong>de</strong> ces instabilités
48 Supernovae<br />
Fig. 3.20 – Représentation schématique du choc d’accrétion après rebond. La physique<br />
complexe à l’arrière du choc est également représentée.<br />
est très dépendant <strong>de</strong>s conditions précises <strong>de</strong> la matière <strong>de</strong>rrière le choc. Au moins <strong>de</strong>ux<br />
ingrédients semblent être nécessaires au bon déroulement <strong>de</strong> la supernova.<br />
D’une part, on doit tenir compte <strong>de</strong>s neutrinos émis par la proto-étoile à neutrons.<br />
En effet, cette <strong>de</strong>rnière se refroidit en en émettant une quantité colossale (10% <strong>de</strong> son<br />
énergie <strong>de</strong> masse, soit quelque 10 46 J). Ces neutrinos sont suceptibles d’agir sur le choc<br />
et <strong>de</strong> lui transférer une quantité non négligeable d’énergie. Le second effet important<br />
est la turbulence qui se produit <strong>de</strong>rrière le choc, comme illustré par Fig. 3.21. La figure<br />
3.22 montre comment, dans une simulation réaliste, le choc peut rester quasi-stationnaire<br />
avant <strong>de</strong> parvenir à se propager <strong>de</strong> nouveau vers l’extérieur <strong>de</strong> l’étoile. Notons que <strong>de</strong> telles<br />
simulations sont particulièrement lour<strong>de</strong>s, car <strong>de</strong>vant tenir compte <strong>de</strong> la micro-physique,<br />
être multi-dimensionnelles et se faire sur <strong>de</strong>s temps très longs.<br />
Les simulations ont montré que <strong>de</strong>s instabilités <strong>de</strong> type dipolaire pouvaient se développer,<br />
même en partant d’une configuration sphérique et sans rotation. On parle <strong>de</strong> brisure spontanée<br />
<strong>de</strong> symétrie. La matière tombe d’un côté sur la proto-étoile à neutrons tandis que<br />
<strong>de</strong> la matière chau<strong>de</strong> est éjectée <strong>de</strong> l’autre, comme on peut le voir sur Fig. 3.23. Cet effet<br />
pourrait non seulement énergiser le choc mais également expliquer pourquoi la plupart<br />
<strong>de</strong>s étoiles à neutrons sont observées avec <strong>de</strong>s vitesses propres importantes.<br />
3.4.5 Bilan énergétique<br />
L’énergie libérée par une supernova gravitationnelle est donc la différence entre l’énergie<br />
du coeur <strong>de</strong> fer et celle <strong>de</strong> l’étoile à neutron finale :<br />
E = 3<br />
<br />
2 1<br />
GM −<br />
5 RNS<br />
1<br />
<br />
, (3.6)<br />
Rcoeur<br />
où l’on a supposé les objets homogènes et sphériques. Compte tenu <strong>de</strong>s valeurs respectives<br />
<strong>de</strong>s rayons (RNS ≈ 10km et Rcoeur ≈ 1000km), on peut négliger l’énergie gravitationnelle<br />
initiale du coeur <strong>de</strong> fer et l’énergie émise est alors <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> :<br />
E ≈ 3 10 46 J. (3.7)
3.4 Supernovae gravitationnelles 49<br />
Fig. 3.21 – Régions convectives chau<strong>de</strong>s <strong>de</strong>rrière le front <strong>de</strong> choc. Les configurations sont<br />
prises 0.1, 0.2, 0.3 et 0.5 secon<strong>de</strong>s après la naissance du choc. Ce <strong>de</strong>rnier a un rayon moyen<br />
<strong>de</strong> 200, 300, 500 et 2000 kms.
50 Supernovae<br />
Fig. 3.22 – Rayon du choc au sein <strong>de</strong> l’étoile. Ce <strong>de</strong>rnier est quasi-stationnaire pendant<br />
plusieurs centaines <strong>de</strong> ms. Durant cette phase, on peut observer les oscillations<br />
caractéristiques du phénomène <strong>de</strong> SASI.<br />
Fig. 3.23 – Accrétion dipolaire sur l’étoile à neutrons. La brisure <strong>de</strong> symétrie est spontanée,<br />
la configuration initiale étant sphérique et sans rotation.
3.4 Supernovae gravitationnelles 51<br />
Si l’on compare l’énergie libérée à l’énergie <strong>de</strong> masse, on peut voir l’efficacité est <strong>de</strong> l’ordre<br />
du paramètre <strong>de</strong> compacité <strong>de</strong> l’étoile à neutrons : E ≈ ΞMc 2 . Comme vu au Chap. 1, la<br />
compacité et donc l’efficacité est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 20%. Ceci est à comparer avec l’efficacité<br />
<strong>de</strong>s supernovae <strong>de</strong> type Ia qui n’est que <strong>de</strong> 10 −4 .<br />
Toutefois, contrairement au supernovae <strong>de</strong> type Ia, la plus gran<strong>de</strong> partie <strong>de</strong> l’énergie,<br />
environ 99%, est emportée par les neutrinos tandis que le complément est presque totalement<br />
converti en énergie cinétique <strong>de</strong>s couches externes <strong>de</strong> l’étoile. Une fraction <strong>de</strong><br />
0.1% environ est émise sous forme électromagnétique, soit quelque 10 43 J. Ceci explique<br />
que la luminosité <strong>de</strong>s supernovae gravitationnelles soit moindre que celles <strong>de</strong>s SN Ia où<br />
presque toute l’énergie est émise sous forme <strong>de</strong> rayonnement électromagnétique. Enfin, il<br />
est possible que, dans le cas d’asymétries prononcées lors <strong>de</strong> l’explosion, <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
soient générées. Toutefois, même avec les estimations les plus optimistes,<br />
cette fraction ne <strong>de</strong>vrait pas dépasser les 10 −4 , l’explosion étant essentiellement sphérique.<br />
3.4.6 Influence du progéniteur<br />
La diversité <strong>de</strong>s observations pour toutes les supernovae gravitationnelles provient<br />
donc <strong>de</strong> différences <strong>de</strong> la structure <strong>de</strong> l’étoile massive avant effondrement. On peut, par<br />
exemple, essayer d’estimer la fourchette <strong>de</strong> masse pour laquelle une supernova se produit.<br />
En effet, si l’étoile n’est pas suffisamment massive, elle va terminer sa vie en naine blanche,<br />
n’étant pas capable <strong>de</strong> fusionner les éléments plus lourds que l’hélium. La valeur précise<br />
<strong>de</strong> la masse inférieure n’est pas connue avec précision et dépend <strong>de</strong>s détails <strong>de</strong> l’évolution<br />
mais on peut raisonnablement la fixer entre 6 et 11 M⊙.<br />
A l’opposé si la masse initiale est trop importante, le coeur <strong>de</strong> l’étoile s’effondre directement<br />
en un trou noir. Toute la matière y est absorbée et on n’observe pas <strong>de</strong> supernova.<br />
Une nouvelle fois, la valeur <strong>de</strong> cette borne supérieure varie gran<strong>de</strong>ment mais on peut<br />
l’estimer à 40 M⊙, pour <strong>de</strong>s étoiles sans métallicité. La métallicité joue un rôle important<br />
puisque plus cette <strong>de</strong>rnière est importante et plus l’étoile va perdre <strong>de</strong> la masse avant la<br />
fin <strong>de</strong> son évolution. A haute métallicité on <strong>de</strong>vrait donc pouvoir observer <strong>de</strong>s supernovae<br />
pour <strong>de</strong>s progéniteurs ayant <strong>de</strong>s masses initiales plus importantes.<br />
La nature du reste <strong>de</strong> la supernova est également fonction <strong>de</strong> la masse initiale et <strong>de</strong><br />
la métallicité. Aux faibles masses, la proto-étoile à neutron est stable et il va rester une<br />
étoile à neutrons au coeur <strong>de</strong> la supernova. Pour <strong>de</strong>s masses plus importantes, la matière<br />
accrêtée par la proto-étoile est trop importante et cette <strong>de</strong>rnière finira par s’effondrer en<br />
trou noir, non sans avoir éjecté une partie <strong>de</strong>s couches externes et donc provoqué une<br />
supernova. Enfin, pour les très hautes masses, le coeur s’effondre directement en trou noir<br />
et aucune supernova n’est visible. L’influence <strong>de</strong> la métallicité et <strong>de</strong> la masse initiale est<br />
représentée sur la Fig. 3.24.<br />
La nature du progéniteur contraint le type spectral <strong>de</strong> la supernova. En effet, si les<br />
supernovae <strong>de</strong> types Ib et Ic ne montrent pas <strong>de</strong> raies <strong>de</strong> l’hydrogène, c’est que l’étoile<br />
massive a, dans le courant <strong>de</strong> son évolution, éjecté toutes les couches externes <strong>de</strong> son<br />
enveloppe et se retrouve donc sans hydrogène au moment <strong>de</strong> l’effondrement. On pense<br />
par exemple au vent stellaire dans les étoiles <strong>de</strong> type Wolf-Rayet. Ces vents intenses se
52 Supernovae<br />
metallicity (roughly logarithmic scale)<br />
about solar<br />
metal−free<br />
low mass stars −− white dwarfs<br />
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11111111111111111111111111111111<br />
neutron star<br />
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BH by fallback<br />
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direct black hole<br />
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direct black hole<br />
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O/Ne/Mg core collapse<br />
9 10<br />
iron core collapse<br />
neutron star<br />
BH by fallback<br />
BH by fallback<br />
(weak SN)<br />
direct black hole<br />
no H envelope<br />
BH by fallback<br />
(weak SN)<br />
direct black hole<br />
25 34 40 60 100 140<br />
260<br />
initial mass (solar masses)<br />
Fig. 3.24 – Devenir <strong>de</strong>s étoiles massives, en fonction <strong>de</strong> leur masse initiale et <strong>de</strong> leur<br />
métallicité Les étoiles trop massive et trop peu métallique ne donnent pas <strong>de</strong> supernova,<br />
s’effondrant directement en trou noir (voir corps du texte pour plus <strong>de</strong> détails).
metallicity (roughly logarithmic scale)<br />
about solar<br />
metal−free<br />
low mass stars −− white dwarfs<br />
3.4 Supernovae gravitationnelles 53<br />
SN Ib/c<br />
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SN IIp 000000<br />
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00000000000000000<br />
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direct black hole<br />
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00000000000000000<br />
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no BH<br />
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00000000000000000<br />
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00000000000000000<br />
11111111111111111<br />
pair SN<br />
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00000000000000000<br />
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00000000000000000<br />
11111111111111111<br />
O/Ne/Mg core collapse<br />
9 10<br />
iron core collapse<br />
SN IIL/b<br />
BH by fallback<br />
(weak SN)<br />
weak SN IIp<br />
direct black hole<br />
no H envelope<br />
weak SN Ib/c<br />
puls. pair (BH)<br />
BH by fallback<br />
(weak SN)<br />
direct black hole<br />
00000000000000<br />
11111111111111<br />
00000000000000<br />
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00000000000000<br />
11111111111111<br />
25 34 40 60 100 140<br />
260<br />
initial mass (solar masses)<br />
Fig. 3.25 – Classification <strong>de</strong>s supernovae gravitationnelle en fonction <strong>de</strong> la masse initiale<br />
et <strong>de</strong> la métallicité du progéniteur (voir corps du texte pour plus <strong>de</strong> détails).<br />
produisent pour <strong>de</strong>s étoiles <strong>de</strong> gran<strong>de</strong> masse et <strong>de</strong> forte métallicité.<br />
Si l’étoile possè<strong>de</strong> encore son enveloppe d’hydrogène, alors on assiste à une supernova<br />
<strong>de</strong> type II. La taille précise <strong>de</strong> l’enveloppe permet <strong>de</strong> comprendre la distinction entre<br />
II-P et II-L. Si l’enveloppe est massive (typiquement M 2 M⊙), les rayons gamma<br />
émis par le coeur sont capturés par l’enveloppe et l’énergie est libérée progressivement,<br />
provoquant un plateau dans la courbe <strong>de</strong> lumière : ce sont les supernovae <strong>de</strong> type II-P.<br />
Si l’enveloppe d’hydrogène est présente mais avec M 2 M⊙, alors l’énergie est rayonnée<br />
directement et on assiste à une supernova <strong>de</strong> type II-L. Les SN II-P sont donc attendues<br />
pour <strong>de</strong>s progéniteurs <strong>de</strong> faible masses et les SN II-L comme <strong>de</strong>s transitions entre II-L et<br />
Ib/c. Enfin, si la proto-étoile à neutrons finit par s’effondrer en trou noir, une partie <strong>de</strong><br />
l’énergie y disparaîtra et la supernova résultante sera du plus faible intensité Tout ceci<br />
est résumé sur la Fig. 3.25.
54 Supernovae<br />
Fig. 3.26 – Neutrinos provenant <strong>de</strong> SN 1987A, vus par trois détecteurs terrestres.<br />
3.4.7 Neutrinos émis par 1987a<br />
Si le modèle <strong>de</strong>s supernovae gravitationnelles est correct, alors ces évènements doivent<br />
s’accompagner d’une intense émission sous forme <strong>de</strong> neutrinos. Une <strong>de</strong>s confirmations<br />
majeures <strong>de</strong> la théorie a eu lieu en 1987 quand on a pu mettre en évi<strong>de</strong>nce les neutrinos<br />
en provenance <strong>de</strong> la supernova 1987A. En effet, le 23 février 1987, à 7h35 TU, trois<br />
détecteurs terrestres (Kamioka II au Japon, IMB aux USA et Baksan en Russie) ont<br />
détecté <strong>de</strong> façon simultanée, un total <strong>de</strong> 24 neutrinos (11 pour Kamiokan<strong>de</strong>, 8 pour IMB<br />
et 5 pour Baksan ; voir Fig. 3.26). Quelques heures plus tard, la supernova 1987A, dans<br />
le Grand Nuage <strong>de</strong> Magellan, fut détectée optiquement. La coïnci<strong>de</strong>nce entre les <strong>de</strong>ux<br />
évènements, ainsi que l’énergie <strong>de</strong>s neutrinos (15 MeV) confirme tout à fait le modèle <strong>de</strong>s<br />
supernovae gravitationnelles. On peut noter que la section efficace <strong>de</strong>s neutrinos avec la<br />
matière est tellement faible que seuls 24 furent détectés, parmi les quelques 10 56 que l’on<br />
pense avoir été émis.
Chapitre 4<br />
Sursauts Gamma<br />
4.1 Les missions spatiales<br />
L’atmosphère terrestre est opaque au rayonnement γ et les observations à ces longueurs<br />
d’on<strong>de</strong> doivent donc se faire <strong>de</strong>puis l’espace. Nous allons présenter ici les quatre missions<br />
spatiales ayant le plus contribué à l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong>s sursauts γ.<br />
4.1.1 VELA<br />
Durant les années 60, en pleine guerre froi<strong>de</strong>, les États-Unis et l’URSS signent un traité<br />
pour interdire les tests atmosphériques d’armes nucléaires. Afin <strong>de</strong> contrôler l’application<br />
<strong>de</strong> cet engagement, la NASA lance une série <strong>de</strong> satellites équipés <strong>de</strong> détecteurs X et γ,<br />
afin <strong>de</strong> d’observer les rayonnements émis par d’éventuelles détonations atmosphériques :<br />
ce sont les missions VELA (cf Fig. 4.1).<br />
A partir <strong>de</strong> 1969, les satellites VELA détectent plusieurs (16) sursauts γ. En comparant<br />
les temps d’arrivées sur les différents satellites, il apparaît rapi<strong>de</strong>ment que ces évènements<br />
ne sont pas d’origine terrestre. Toutefois, la nouvelle est gardée secrète jusqu’en 1973, la<br />
cause mystérieuse <strong>de</strong> ces évènements les rendant suspects. Une émission par une civilisation<br />
extra-terrestre avancée est même un temps envisagée. En reprenant les données,<br />
on s’aperçoit que le premier sursaut γ détecté remonte en fait au 2 juillet 1967. La Fig.<br />
4.2 montre cette première détection historique. Durant une dizaine d’années, les satellites<br />
VELA observeront 73 sursauts γ.<br />
4.1.2 BATSE<br />
Les satellites VELA n’avaient aucune résolution spatiale et on doit attendre le lancement<br />
<strong>de</strong> CGRO (Compton Gamma Ray Observatory), avec l’instrument BASTE à son<br />
bord pour en savoir plus sur les sursauts γ (Fig. 4.3). L’instrument BATSE était sensible<br />
à tout le ciel et avait une résolution angulaire <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> quelques <strong>de</strong>grés. Les longueurs<br />
d’on<strong>de</strong> considérées allaient <strong>de</strong> 20 à 600 keV.
56 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.1 – Un <strong>de</strong>s satellite <strong>de</strong> la mission VELA avant son lancement.<br />
Fig. 4.2 – Première détection d’un sursaut γ par un <strong>de</strong>s satellites VELA, le 2 juillet 1967.
4.1 Les missions spatiales 57<br />
Fig. 4.3 – A gauche le satellite CGRO et à droite le module BATSE.<br />
Durant la durée <strong>de</strong> la mission BATSE, environ 2000 sursauts γ furent détectés. BATSE<br />
a permis en particulier <strong>de</strong> montrer que les sursauts sont répartis <strong>de</strong> façon isotrope sur le<br />
ciel, appuyant une origine cosmologique. Malgré <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>s différences dans les courbes <strong>de</strong><br />
lumière, les sursauts γ peuvent être subdivisés en <strong>de</strong>ux sous-groupes : les sursauts longs,<br />
<strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la centaine <strong>de</strong> secon<strong>de</strong> et les courts d’une durée <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la fraction <strong>de</strong><br />
secon<strong>de</strong>.<br />
4.1.3 BeppoSAX<br />
La mission BeppoSAX est une mission spatiale italo-néerlandaise qui fut lancée le 30<br />
avril 1996 (Fig. 4.4). L’objectif principal <strong>de</strong> cette mission était <strong>de</strong> permettre une bien<br />
meilleure localisation <strong>de</strong>s sursauts γ, avec une précision <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 5 minutes d’arc.<br />
Cette précision a permis, pour la première fois, <strong>de</strong> détecter la contrepartie optique <strong>de</strong><br />
sursauts γ. Un exemple <strong>de</strong> la résolution spatiale <strong>de</strong> BeppoSAX est donnée par la Fig. 4.5<br />
et un exemple d’observation <strong>de</strong> contrepartie optique est visible sur la Fig. 4.6.<br />
L’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> ces objets dans le visible ouvre alors un grand nombre <strong>de</strong> nouvelles possibilités<br />
avec, en particulier, la spectroscopie, la mesure précise <strong>de</strong>s distances (par décalage<br />
spectral), la détermination <strong>de</strong>s galaxies hôtes et la mesure <strong>de</strong> la taille caractéristique par<br />
scintillation. Des mesures précises <strong>de</strong> position furent possibles pour plus d’une centaine<br />
<strong>de</strong> sursauts. Toutefois, l’i<strong>de</strong>ntification optique <strong>de</strong>s sursauts n’a pu être faite que pour les<br />
sursauts longs.<br />
4.1.4 SWIFT<br />
SWIFT est une mission qui a été lancée le 20 novembre 2004 (Fig. 4.7). Outre une<br />
détection <strong>de</strong> plusieurs sursauts par semaine, l’avancée principale par rapport à Beppo-<br />
SAX est la capacité <strong>de</strong> communiquer rapi<strong>de</strong>ment au sol, en 15 s environ, la position <strong>de</strong>s<br />
évènements à quelques minutes d’arc près. De plus le satellite se positionne (en une mi-
58 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.4 – Le satellite BeppoSAX.<br />
Fig. 4.5 – Exemple <strong>de</strong> résolution spatiale obtenue par BeppoSAX. Il s’agit <strong>de</strong> GRB970228,<br />
premier sursauts γ dont la contrepartie optique a pu être observée.
4.2 Les observations 59<br />
Fig. 4.6 – Observation optique du sursaut γ 990123 par le télescope automatisé ROTSE.<br />
nute environ) automatiquement pour observer le sursaut avec <strong>de</strong>s détecteurs X et UV.<br />
Tout ceci permet une étu<strong>de</strong> précise <strong>de</strong>s sursauts (avec en particulier détermination <strong>de</strong>s<br />
décalage spectraux). La rapidité <strong>de</strong> SWIFT lui a permis, pour la première fois, le 9 mai<br />
2005, d’observer les restes d’un sursaut court et donc <strong>de</strong> placer d’importantes contraintes<br />
observationnelles sur la nature <strong>de</strong> ces <strong>de</strong>rniers.<br />
4.2 Les observations<br />
4.2.1 Deux familles <strong>de</strong> sursauts<br />
Dès la mission BATSE, il est apparut que les propriétés <strong>de</strong>s sursauts γ étaient très<br />
différentes d’un évènement à l’autre. Toutefois, il semble que les sursauts puissent être<br />
classés selon leur durée. En effet, sur la Fig. 4.8, on a porté la durée <strong>de</strong>s évènements<br />
détectés par BATSE (environ 2000). Cette distribution est clairement bimodale. On a<br />
donc une population <strong>de</strong> sursauts courts qui ont <strong>de</strong>s durées entre 0.03s. et 3s. et <strong>de</strong>s<br />
sursauts longs qui se situent plutôt dans la fourchette <strong>de</strong> 3 à 1000s. Il est également<br />
possible qu’une population intermédiaire soit présente pour <strong>de</strong>s durées <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10s.<br />
Un exemple <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> sursaut <strong>de</strong> chaque type est montre par la Fig. 4.9.<br />
Les <strong>de</strong>ux classes <strong>de</strong> sursauts peuvent également être vues d’un point <strong>de</strong> vue <strong>de</strong> l’énergie.<br />
En effet, sur le catalogue <strong>de</strong> BATSE, si l’on compare le flux émis en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> 100keV
60 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.7 – A gauche le lancement du satellite SWIFT et à droite une vue <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier.<br />
Fig. 4.8 – Nombre <strong>de</strong> sursauts détectés par BATSE en fonction <strong>de</strong> leur durée (mesurée<br />
comme le temps mis pour émettre entre 5% et 95% <strong>de</strong> l’énergie totale du sursaut). La<br />
distribution est clairement bimodale.
4.2 Les observations 61<br />
Fig. 4.9 – Deux exemple <strong>de</strong> courbes <strong>de</strong> lumière. Un sursaut long à gauche et un court à<br />
droite.<br />
à celui émis au <strong>de</strong>ssus, on peut voir que les sursauts courts sont généralement plus durs<br />
que les sursauts longs. On peut voir cette distinction sur la Fig. 4.10.<br />
De ces résultats, il semble donc probable que l’on doive invoquer <strong>de</strong>s mécanismes<br />
sensiblement différents pour expliquer les <strong>de</strong>ux populations <strong>de</strong> sursauts γ.<br />
4.2.2 Localisation<br />
Isotropie<br />
Un <strong>de</strong>s débat les plus ancien concernant les sursauts γ est <strong>de</strong> savoir si ils sont d’origine<br />
galactique ou bien cosmologique. En d’autre termes, il s’agit <strong>de</strong> savoir à quelle distance<br />
ils se produisent. Un premier élément <strong>de</strong> réponse a été obtenu par BATSE. En effet, grâce<br />
à la résolution spatiale <strong>de</strong> l’instrument (même limitée), il est possible <strong>de</strong> montrer que<br />
la distribution <strong>de</strong>s sursauts est isotropique sur le ciel (Fig. 4.11). Une telle distribution<br />
semble favoriser clairement une origine cosmologique pour les sursauts γ. Toutefois certains<br />
théoriciens peuvent encore invoquer <strong>de</strong>s modèles où les sursauts γ se produiraient<br />
dans le halo <strong>de</strong> la galaxie.<br />
Décalages spectraux<br />
Une réponse définitive au problème <strong>de</strong> la distance a été apporté par BeppoSAX. En<br />
effet, en fournissant <strong>de</strong>s positions précises, on a pu observer la contrepartie optique <strong>de</strong><br />
certains sursauts. L’observation <strong>de</strong> raies d’absorption du fer et du magnésium en particulier,<br />
permet alors <strong>de</strong> déterminer le décalage spectral, et donc la distance, <strong>de</strong> ces objets.<br />
Un exemple <strong>de</strong> raies d’absorption est donné par la Fig. 4.12.
62 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.10 – Corrélation entre la durée <strong>de</strong>s sursauts et l’énergie <strong>de</strong> l’émission. Les sursauts<br />
courts sont, en moyenne, plus durs que les sursauts longs.<br />
Fig. 4.11 – Distribution spatiale <strong>de</strong> quelques 2704 sursauts γ du catalogue <strong>de</strong> BATSE.<br />
La distribution est parfaitement isotropique.
4.2 Les observations 63<br />
Fig. 4.12 – Premier spectre d’un sursaut γ (GRB 970508) pris au télescope Keck II. Les<br />
raies d’absorption indiquent un décalage spectral <strong>de</strong> z 0.835.<br />
Sur la Fig. 4.13, on voit l’histogramme <strong>de</strong>s sursauts en fonction <strong>de</strong> z. Il apparaît alors<br />
clairement que ces objets sont extragalactiques. Le sursaut le plus lointain observé pour<br />
le moment (GRB 050904) a été mesuré à z = 6.29 par SWIFT. Il se trouve donc à une<br />
distance équivalente à celle <strong>de</strong>s galaxies les plus lointaines.<br />
Galaxies hôtes<br />
La détermination précise <strong>de</strong> la position <strong>de</strong>s sursauts permet l’observation continue <strong>de</strong><br />
ces <strong>de</strong>rniers, jusqu’à leur extinction. Il est alors possible <strong>de</strong> voir la galaxie dans laquelle<br />
le sursaut a eu lieu et d’en déterminer le type et les propriétés. La Fig. 4.14, montre<br />
une image HST <strong>de</strong> la contrepartie optique du sursaut GRB990123. Le galaxie hôte est<br />
clairement visible.<br />
Sur la Fig. 4.15, on a porté l’indice <strong>de</strong> couleur R-K en fonction du décalage spectral.<br />
Les galaxies hôtes <strong>de</strong> sursauts γ sont représentées par les diamants noirs. Des modèles<br />
correspondant au différents type <strong>de</strong> galaxies sont également indiqués. Il apparaît clairement<br />
que les sursauts <strong>de</strong> cet échantillon se produisent plutôt dans <strong>de</strong>s galaxies spirales ou<br />
irrégulières et sont pratiquement absents <strong>de</strong>s galaxies elliptiques. On peut donc en déduire<br />
que l’apparition <strong>de</strong>s sursauts est liée à la formation d’étoile, possiblement à la présence<br />
d’étoiles massives (situation analogue à celle <strong>de</strong>s supernovae gravitationnelles). Cette hypothèse<br />
est également appuyée par la présence <strong>de</strong> fer dans les spectres <strong>de</strong>s contreparties<br />
optiques (voir Fig. 4.12 par exemple).
64 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.13 – Sursauts γ dont le redshift a été mesuré confirmant la nature cosmologique<br />
<strong>de</strong> ces objets.<br />
Fig. 4.14 – Prise <strong>de</strong> vue HST <strong>de</strong> la contrepartie optique <strong>de</strong> GRB 990123, 16 jours après<br />
le sursaut. La galaxie hôte est visible au <strong>de</strong>ssus à gauche du sursaut.
4.2 Les observations 65<br />
Fig. 4.15 – Indice <strong>de</strong> couleur en fonction <strong>de</strong> z. Les galaxies hôtes <strong>de</strong> sursauts sont<br />
représentées par <strong>de</strong>s diamants pleins. Les différents type <strong>de</strong> galaxies sont également<br />
représentés.<br />
Toutefois, les sursauts portés sur la Fig. 4.15 sont tous <strong>de</strong>s sursauts longs. Récemment,<br />
grâce à l’apport du satellite SWIFT, <strong>de</strong>s chercheurs ont trouvé pour la première fois, un<br />
sursaut γ court dont la galaxie hôte était <strong>de</strong> type elliptique (cf. Fig. 4.16) et donc ne<br />
formant pas d’étoiles. Il apparaît donc peu probable que ce sursaut soit lié à la présence<br />
d’étoiles massives. Ceci plai<strong>de</strong> en faveur d’un mécanisme différent pour les sursauts courts<br />
et les sursauts longs.<br />
4.2.3 Courbes <strong>de</strong> lumière et variabilité<br />
En ce qui concerne les courbes <strong>de</strong> lumière, il n’existe pas à proprement parler, <strong>de</strong><br />
sursaut typique. Les formes <strong>de</strong>s courbes, ainsi que leur intensité et leur durée varient<br />
gran<strong>de</strong>ment d’un sursaut à l’autre. La Fig. 4.17 montre quelques exemples <strong>de</strong> courbes <strong>de</strong><br />
lumière.<br />
Le flux émis par les sursauts varie rapi<strong>de</strong>ment dans le temps. La Fig. 4.18 montre,<br />
par exemple, la courbe <strong>de</strong> lumière d’un sursaut court obtenue par SWIFT. On y voit<br />
clairement une variabilité temporelle du signal. Les variabilités mesurées peuvent être <strong>de</strong><br />
l’ordre δt ≈ 1 ms. Par l’argument <strong>de</strong> causalité classique, ceci permet d’obtenir une taille<br />
caractéristique <strong>de</strong> la source par : R = cδt ≈ 300 km. Cette petite taille s’avèrera par la<br />
suite l’un <strong>de</strong>s indices importants pour déterminer le mécanisme <strong>de</strong>s sursauts γ.<br />
4.2.4 Contenu énergétique<br />
Le flux total émis par les sursauts du catalogue BATSE est présenté sur la Fig. 4.19.<br />
On peut prendre comme valeur typique F ≈ 10 −5 erg cm −2 = 10 −8 J m −2 . Si maintenant
66 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.16 – Image VLT montrant la galaxie hôte du sursaut court GRB 050724. Les<br />
positions du sursauts données par Chandra et l’instrument XRT <strong>de</strong> SWIFT sont également<br />
indiquées.<br />
Fig. 4.17 – Gran<strong>de</strong> variété <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong>s sursauts γ.
4.2 Les observations 67<br />
Fig. 4.18 – Gran<strong>de</strong> variabilité dans la luminosité <strong>de</strong>s sursauts γ.<br />
GRB Redshift Energy<br />
isotropique (J)<br />
970508 0.835 8 10 44<br />
971214 3.418 3 10 46<br />
980425 0.0085 10 41<br />
990123 1.6 3 10 47<br />
991216 1.02 6.7 10 46<br />
Tab. 4.1 – Redshift et énergies isotropiques émises par quelques sursauts γ.<br />
on suppose que le sursaut se trouve à z = 3, ce qui correspond à une distance D ≈ 10 26 m,<br />
on peut estimer l’énergie émise, si l’on suppose l’émission isotrope. On trouve :<br />
E ≈ 10 45 J. (4.1)<br />
Cet ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur est comparable avec les énergies émises par les supernovae et<br />
est typique <strong>de</strong> celui <strong>de</strong>s objets <strong>compacts</strong> <strong>de</strong> masse stellaire. Ce fait est également compatible<br />
avec une taille caractéristique <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la centaine <strong>de</strong> kilomètres, comme<br />
vu précé<strong>de</strong>mment. Toutefois, les sursauts sont loin d’être <strong>de</strong>s chan<strong>de</strong>lles standard et les<br />
énergies isotropiques varient gran<strong>de</strong>ment d’un évènement à l’autre (voir Tab. 4.1). En<br />
particulier, l’évènement GRB990123 est le sursaut avec la valeur record E = 3.4 10 47 J.<br />
Cette valeur est très importante et il est difficile d’invoquer une source capable <strong>de</strong> la<br />
produire.<br />
Nous verrons que la solution au problème <strong>de</strong> l’énergie vient sans doute du fait qu’elle<br />
n’est pas émise <strong>de</strong> façon isotrope mais plutôt sous forme <strong>de</strong> jet.
68 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.19 – Flux totaux mesurés par BATSE pour les sursauts courts (rouge) et longs<br />
(bleus).<br />
4.2.5 Les spectres<br />
Les sursauts γ ne rayonnent pas comme un corps noir : ils ne sont pas thermalisés.<br />
Dans la plupart <strong>de</strong>s cas, on peut observer une émission jusqu’à <strong>de</strong> très hautes énergies (typiquement<br />
jusqu’au GeV). Cette émission très énergétique fut tout d’abord un problème<br />
pour les théoriciens, avant <strong>de</strong> fournir un <strong>de</strong>s clefs <strong>de</strong> ces phénomènes. Les spectres à hautes<br />
énergies sont bien représentés par la fonction <strong>de</strong> Band : il s’agit <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux lois <strong>de</strong> puissance<br />
qui sont jointes <strong>de</strong> façon régulière. Plus précisément, le spectre est ajusté à la somme <strong>de</strong> :<br />
– une loi <strong>de</strong> puissance avec coupure exponentielle : N (E) ∝ E α exp (E − E0)<br />
– une secon<strong>de</strong> loi <strong>de</strong> puissance décroissant plus rapi<strong>de</strong>ment : N (E) ∝ E β , avec α > β.<br />
Un exemple d’ajustement est donné par la Fig. 4.20, dans le cas <strong>de</strong> GRB911127. Les<br />
valeurs <strong>de</strong>s paramètres varient d’un sursaut à l’autre mais on a, typiquement : α ≈ −1 et<br />
β ≈ −2. L’énergie <strong>de</strong> coupure peut aller <strong>de</strong> E0 = 100 keV a plus <strong>de</strong> 1 MeV mais avec une<br />
valeur plus probable autour <strong>de</strong> 200 keV.<br />
4.3 Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu<br />
4.3.1 Des vitesses relativistes<br />
Création <strong>de</strong> paires e + e −<br />
Au <strong>de</strong>ssus <strong>de</strong> 511 keV (énergie <strong>de</strong> masse <strong>de</strong> l’électron), les photon γ, interagissent en<br />
créant <strong>de</strong>s paires électrons-positrons via :<br />
γ + γ ↔ e − + e + . (4.2)
4.3 Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu 69<br />
Fig. 4.20 – Spectre <strong>de</strong> GRB911127. La courbe représente un ajustement avec une loi <strong>de</strong><br />
Band avec les paramètres : α ≈ −1 et β ≈ −2.4. L’énergie <strong>de</strong> coupure est E0 ≈ 150 keV.<br />
Fig. 4.21 – Emission à très hautes énergies <strong>de</strong>s GRB (données issues <strong>de</strong> 5 sursauts<br />
différents).<br />
Or, <strong>de</strong>s émissions supérieures à 100 MeV sont typiques et par exemple, visibles sur les<br />
données <strong>de</strong> la Fig. 4.21. L’existence <strong>de</strong> photons aussi énergétiques semble indiquer que<br />
la réaction (4.2) ne se produit pas. En effet, les électrons et positrons créés perdraient<br />
rapi<strong>de</strong>ment <strong>de</strong> l’énergie (par rayonnement synchrotron principalement) et le spectre serait<br />
alors thermalisé aux alentours <strong>de</strong> 511 keV. On s’attend donc à ce que le milieu soit<br />
transparent à la production <strong>de</strong> paires.<br />
Toutefois, nous avons vu comment la variabilité rapi<strong>de</strong> <strong>de</strong>s courbes <strong>de</strong> lumière semblait<br />
indiquer une taille caractéristique <strong>de</strong> la région émettrice <strong>de</strong> quelque centaines <strong>de</strong> kilomètres,<br />
région dans laquelle <strong>de</strong>s énergies considérables <strong>de</strong>vaient être libérées. Un modèle<br />
simple montre, que dans ces conditions, le milieu est loin d’être transparent pour la<br />
création <strong>de</strong> paires, mais d’une profon<strong>de</strong>ur optique colossale (10 15 ). C’est le paradoxe dit
70 Sursauts Gamma<br />
<strong>de</strong> la compacité.<br />
Fig. 4.22 – Collision entre <strong>de</strong>ux photons sous un angle θ<br />
Énergie dans un référentiel en mouvement<br />
Nous allons voir comment ce paradoxe peut-être résolu en invoquant un milieu se<br />
propageant à <strong>de</strong>s vitesses relativistes. Dans le référentiel <strong>de</strong> centre <strong>de</strong> masse, le seuil<br />
<strong>de</strong> la réaction (4.2), est l’énergie <strong>de</strong> masse <strong>de</strong> l’électron, soit 511 keV pour <strong>de</strong>s photons<br />
i<strong>de</strong>ntiques. Toutefois, la valeur <strong>de</strong> ce seuil peut gran<strong>de</strong>ment augmenter si la collision ne<br />
se fait pas dans le référentiel du centre <strong>de</strong> masse. Considérons <strong>de</strong>ux photons γ i<strong>de</strong>ntiques<br />
qui se rencontrent selon un angle θ, comme indiqué sur la Fig. 4.22.<br />
Le quadrivecteur énergie-impulsion <strong>de</strong>s photons est donné par :<br />
Pc = (E ; pxc ; pyc ; 0) = (E ; E sin φ ; ±E cos φ ; 0) , (4.3)<br />
où E est l’énergie <strong>de</strong> chacun <strong>de</strong>s γ.<br />
Ce quadrivecteur se transforme selon les transformations <strong>de</strong> Lorentz. Considérons un<br />
“boost” à la vitesse v, dans la direction x. Dans ce nouveau référentiel, le quadrivecteur<br />
énergie impulsion est alors :<br />
P ′ c =<br />
<br />
ΓE 1 − v<br />
<br />
sin φ ; ΓE sin φ −<br />
c v<br />
<br />
c<br />
où Γ est le facteur <strong>de</strong> Lorentz habituel :<br />
Γ =<br />
<br />
1<br />
1 − v2<br />
c 2<br />
<br />
; ±E cos φ ; 0 , (4.4)<br />
. (4.5)<br />
Pour se placer dans le référentiel du centre <strong>de</strong> masse, il suffit d’annuler la composante<br />
du quadrivecteur selon x et donc <strong>de</strong> choisir : v = c sin φ. Le facteur <strong>de</strong> Lorentz associé est<br />
alors Γ = 1/ cos φ et l’énergie :<br />
E ∗ = E cos φ. (4.6)<br />
Dans le référentiel du centre <strong>de</strong> masse, l’énergie seuil pour la réaction (4.2) est l’énergie<br />
<strong>de</strong> masse <strong>de</strong> l’énectron soit mec 2 . L’énergie minimale que doivent avoir les photons dans
4.3 Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu 71<br />
2 mec<br />
le référentiel <strong>de</strong> départ est donc : E = , que l’on peut exprimer en fonction <strong>de</strong> l’angle<br />
cos φ<br />
θ entre les <strong>de</strong>ux photons pour obtenir :<br />
E 2 = 2 (mec2 ) 2<br />
. (4.7)<br />
1 − cos θ<br />
Il apparaît donc que pour que <strong>de</strong>s photons <strong>de</strong> hautes énergies survivent à la réaction<br />
(4.2), il faut diminuer l’angle moyen <strong>de</strong> rencontre, i.e. faire tendre θ vers 0.<br />
Collimation relativiste<br />
L’effet <strong>de</strong> collimation relativiste va permettre d’assurer que les photons ne se rencontrent<br />
que sous inci<strong>de</strong>nce rasante (i.e. θ ≪ 1) et donc ne créent <strong>de</strong>s paires e + e − qu’à<br />
très hautes énergies. Considérons, dans un référentiel au repos, un photon se propageant<br />
dans une direction faisant un angle α avec la direction x. Comme précé<strong>de</strong>mment, le quadrivecteur<br />
énergie-impulsion peut s’écrire :<br />
Pc = (E; E cos α; E sin α; 0) . (4.8)<br />
Si l’on effectue un “boost” dans la direction x, à la vitesse v, on obtient alors :<br />
P ′ <br />
c = ΓE 1 − v<br />
<br />
cos α ; ΓE cos α −<br />
c v<br />
<br />
; E sin α; 0 . (4.9)<br />
c<br />
La variation <strong>de</strong> l’énergie associée n’est rien d’autre que l’effet Doppler relativiste. L’angle<br />
entre la direction <strong>de</strong> propagation et l’axe x est également modifiée et l’on a :<br />
sin α ′ =<br />
sin α<br />
Γ 1 − v cos α.<br />
c (4.10)<br />
Il apparaît alors que l’angle α ′ est plus petit que l’angle α. On parle alors <strong>de</strong> collimation<br />
relativiste. Cet effet est illustré par la Fig. 4.23.<br />
Si, l’on prend α = π/2 et la limite que le facteur <strong>de</strong> Lorentz Γ ≫ 1, alors on obtient :<br />
α ′ ≈ Γ −1 . (4.11)<br />
L’essentiel <strong>de</strong> l’énergie rayonnée par une source <strong>de</strong> façon isotrope, dans le référentiel<br />
où elle est au repos, est désormais concentré dans un cône d’ouverture Γ −1 .<br />
Contraintes sur Γ<br />
L’observation <strong>de</strong>s spectres <strong>de</strong>s sursauts γ laisse penser que l’émission <strong>de</strong> photons à <strong>de</strong>s<br />
énergies <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> Elim = 100 MeV n’est pas rare. Il faut donc que l’énergie seuil <strong>de</strong><br />
la création <strong>de</strong> paire soit au moins égale à cette valeur. En utilisant la formule (4.7), cela<br />
permet <strong>de</strong> placer une contrainte sur l’angle <strong>de</strong> collision entre photons :<br />
1 − cos θ 5 10 −5 =⇒ θ 10 −2 . (4.12)
72 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.23 – Effet <strong>de</strong> collimation relativiste.<br />
Ceci peut-être obtenu par collimation relativiste si les photons sont émis par une source<br />
dont le facteur <strong>de</strong> Lorentz est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> :<br />
Γ 100. (4.13)<br />
Le problème <strong>de</strong> la compacité <strong>de</strong>s sursauts γ est donc résolu si l’on suppose que<br />
les régions émettrices <strong>de</strong>s photons γ se propagent à <strong>de</strong>s vitesses très relativistes. Ce<br />
modèle simple est tout à fait en accord avec ceux plus sophistiqués qui tiennent compte<br />
précisemment <strong>de</strong>s corrections relativistes dans le calcul <strong>de</strong> la profon<strong>de</strong>ur optique. Il apparaît<br />
donc que le facteur <strong>de</strong> Lorentz détermine l’énergie maximale que peuvent atteindre<br />
les photons gammas, comme illustré par la Fig. 4.24.<br />
4.3.2 Chocs internes et externes<br />
Pour pouvoir expliquer l’émission <strong>de</strong> particules à hautes énergies, on doit donc convertir<br />
l’énergie cinétique dont on dispose (qui est considérable vu les Γ considérés). On peut<br />
imaginer un phénomène <strong>de</strong> choc entre la matière éjectée par le sursaut et le milieu environnant<br />
: on parle alors <strong>de</strong> chocs externes. Toutefois, on peut montrer, que <strong>de</strong> tels chocs<br />
ne peuvent expliquer la variabilité importante observée au moment <strong>de</strong> l’émission γ.<br />
L’alternative proposée est basée sur le modèle <strong>de</strong>s chocs internes. Il s’agit <strong>de</strong> chocs<br />
se produisant à l’intérieur même du flux relativiste émis par le sursaut γ. En effet, si<br />
<strong>de</strong> l’énergie éjectée plus tardivement l’est plus rapi<strong>de</strong>ment, elle va entrer en collision avec<br />
celle émise précé<strong>de</strong>mment. L’éjection <strong>de</strong> différentes coquilles par une même source centrale<br />
est représentée, schématiquement, sur la Fig. 4.25. La variabilité est alors obtenue comme<br />
l’écart <strong>de</strong> distance entre les différentes coquilles, soit par L/c sur Fig. 4.25. La durée totale<br />
du sursaut est alors obtenue par le temps pendant laquelle la source interne émet, à savoir<br />
∆/c dans notre cas.<br />
Dans ce modèle, les particules sont accélérées par passages successive à travers les<br />
chocs. Les facteurs <strong>de</strong> Lorentz obtenus suivent alors une loi <strong>de</strong> puissance du type : N (Γ) ∝
4.3 Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu 73<br />
Fig. 4.24 – Influence du facteur <strong>de</strong> Lorentz sur l’émission à très haute énergie <strong>de</strong>s sursauts<br />
γ.<br />
Fig. 4.25 – Chocs internes dans les sursauts γ.
74 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.26 – Différentes étapes d’un sursaut γ, dans le modèle standard <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu.<br />
Γ −p avec p ≈ 2 − 3. L’essentiel du flux est composé <strong>de</strong> protons tandis que les électrons<br />
pourraient atteindre <strong>de</strong>s facteurs plus grands dans le rapport mp/me. Les électrons ainsi<br />
accélérés produisent les rayons γ observés par rayonnement synchrotron. Les photons <strong>de</strong><br />
très haute énergie (<strong>de</strong> l’ordre du GeV) sont produits par collision Compton inverse.<br />
Des estimations ont toutefois montré que les chocs externes ne pouvaient extraire<br />
qu’une partie <strong>de</strong> l’énergie du flux pour le convertir en rayonnement. Une fois que l’éjecta<br />
a suffisamment ralenti, les processus <strong>de</strong> chocs externes, avec le milieu interstellaire ou bien<br />
<strong>de</strong> la matière qui aurait pu être éjectée dans une phase précé<strong>de</strong>nte (par un vent stellaire<br />
par exemple), <strong>de</strong>viennent importants. Cette interaction est responsable <strong>de</strong>s rayonnements<br />
plus tardifs <strong>de</strong>s contreparties optiques et radio.<br />
Le facteur <strong>de</strong> Lorentz du flux décroît comme une puissance du temps (typiquement<br />
t −3/8 ) et c’est donc également le cas pour les facteurs <strong>de</strong> Lorentz <strong>de</strong>s électrons et pour le<br />
champs magnétique. L’énergie rayonnée <strong>de</strong>vient donc <strong>de</strong> plus en plus faible, passant <strong>de</strong>s<br />
X, au visible et aux on<strong>de</strong>s radios.<br />
Le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu est résumé sur la Fig. 4.26. Il peut donc se décomposer<br />
en quatre phases :<br />
– La source centrale produit un flux d’énergie, relativiste. Les quantités d’énergies<br />
mises en jeu, ainsi que la variabilité indiquent qu’il s’agit d’un objet compact mais<br />
sa nature précise n’est pas connue avec précision.<br />
– L’énergie cinénique est transférée à <strong>de</strong>s distances <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 12 m où le milieu<br />
<strong>de</strong>vient transparent aux γ.<br />
– Le flux perd <strong>de</strong> l’énergie par le processus <strong>de</strong>s chocs internes : c’est la phase d’émission<br />
<strong>de</strong>s rayons γ.<br />
– Lorsque l’on atteint <strong>de</strong>s tailles caractéristiques <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 14 m, le processus <strong>de</strong><br />
chocs externes, avec le milieu environnant, <strong>de</strong>vient important, expliquant l’émission<br />
tardive en X, dans le visible et le domaine radio.
4.4 Succès du modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu 75<br />
4.4 Succès du modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu<br />
4.4.1 Prédiction <strong>de</strong>s spectres<br />
Dans le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu, l’essentiel <strong>de</strong> l’énergie émise en X, visible et radio,<br />
l’est par rayonnement synchrotron d’une assemblée d’électrons relativistes. Ceci permet<br />
d’obtenir l’allure <strong>de</strong>s spectres attendus. Elle dépend typiquement <strong>de</strong> trois longueurs<br />
d’on<strong>de</strong>s :<br />
– νm qui est associée au facteur <strong>de</strong> Lorentz minimal <strong>de</strong>s électrons. En effet, on prend<br />
une distribution <strong>de</strong>s électrons en loi <strong>de</strong> puissance : N (Γ) ∝ Γ −p pour <strong>de</strong>s facteurs<br />
<strong>de</strong> Lorentz Γ ≥ Γm. On peut noter que l’essentiel <strong>de</strong>s électrons se trouve donc à<br />
Γ ≈ Γm.<br />
– νa est la fréquence en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> laquelle les photons sont réabsorbés par les électrons<br />
(self-absorption).<br />
– νc est la fréquence au <strong>de</strong>ssus <strong>de</strong> laquelle la perte d’énergie par rayonnement synchrotron<br />
est rapi<strong>de</strong>, c’est-à-dire plus rapi<strong>de</strong> que le temps caractéristique hydrodynamique.<br />
En fait, on peut montrer que νa est toujours la plus petite <strong>de</strong>s fréquences mais que les<br />
<strong>de</strong>ux autres peuvent êre dans les <strong>de</strong>ux situations suivantes :<br />
– νm > νc, alors tous les électrons per<strong>de</strong>nt rapi<strong>de</strong>ment <strong>de</strong> l’énergie et on est dans une<br />
phase <strong>de</strong> refroidissement rapi<strong>de</strong>.<br />
– νm < νc et l’essentiel <strong>de</strong>s électrons ne perd pas une quantité d’énergie importante :<br />
on parle <strong>de</strong> refroidissement lent.<br />
Les spectres correspondant aux <strong>de</strong>ux régimes sont représentés sur la Fig. 4.27. L’évolution<br />
<strong>de</strong>s différentes fréquences en fonction du temps est également donnée et on peut voir que,<br />
νm décroissant plus rapi<strong>de</strong>ment que νc, on va passer d’une régime <strong>de</strong> refroidissement rapi<strong>de</strong><br />
à un régime <strong>de</strong> refroidissement lent, pour un temps t = t0.<br />
L’observation multi-longueurs d’on<strong>de</strong>s <strong>de</strong>s contreparties X, optique et radio <strong>de</strong>s sursauts<br />
est en bonne adéquation avec le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu, comme on peut le voir<br />
sur la Fig. 4.28.<br />
4.4.2 Taille <strong>de</strong> l’éjecta<br />
On peut montrer que la fréquence <strong>de</strong> réabsorption νa dépend, entre autres, <strong>de</strong> la taille<br />
caractéristique <strong>de</strong> la région émettrice. Plus précisément, on obtient que νa ∝ R 2 . Les<br />
observations radios <strong>de</strong> certains sursauts permettent <strong>de</strong> mesurer la valeur <strong>de</strong> νa, comme<br />
on peut le voir sur la Fig. 4.29. Compte tenue <strong>de</strong> la valeur mesurée, on obtient, dans le<br />
cas <strong>de</strong> GRB970508, une taille caractéristique <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> R ≈ 10 15 m, un mois après le<br />
sursaut γ.<br />
Une estimation indépendante <strong>de</strong> cette taille peut également être obtenue grâce au<br />
phénomène <strong>de</strong> scintillation. Cet effet est bien connu pour les étoiles, où il est causé par la<br />
variation <strong>de</strong> l’indice optique <strong>de</strong> l’atmosphère. Ce phénomène peut également être observé<br />
dans le domaine radio pour <strong>de</strong>s sources extragalactiques où la cause <strong>de</strong> la scintillation est
76 Sursauts Gamma<br />
Flux (µJ)<br />
Flux (µJ)<br />
10 4<br />
10 2<br />
10 0<br />
10 4<br />
10 2<br />
10 0<br />
10 −2<br />
a<br />
10 8<br />
b<br />
10 8<br />
ν 2<br />
E<br />
ν 2<br />
A<br />
t 0<br />
t −1/2<br />
[t −4/5 ]<br />
10 10<br />
ν a<br />
10 10<br />
ν a<br />
ν 1/3<br />
F<br />
t −3/2<br />
ν m<br />
ν 1/3<br />
B<br />
10 12<br />
ν −(p−1)/2<br />
G<br />
t −1/2<br />
10 12<br />
ν c<br />
t −1/2<br />
[t −2/7 ]<br />
ν c<br />
10 14<br />
10 14<br />
ν −1/2<br />
C<br />
t −3/2<br />
[t −12/7 ]<br />
ν −p/2<br />
H<br />
ν m<br />
10 16<br />
10 16<br />
fast cooling<br />
tt 0<br />
Fig. 4.27 – Spectres d’émission prévus par le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu, dans un régime<br />
<strong>de</strong> refroidissement rapi<strong>de</strong> (en haut) et dans un régime <strong>de</strong> refroidissement lent (en bas).<br />
Fig. 4.28 – Spectre du sursaut GRB 970508, <strong>de</strong>s X au domaine radio, quelques 12 jours<br />
après le sursaut γ.<br />
ν (Hz)<br />
10 18<br />
10 18
F ν [µJy]<br />
10 3<br />
10 2<br />
10 1<br />
4.4 Succès du modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu 77<br />
F νa ,ext<br />
10 9<br />
ν a<br />
ν [Hz]<br />
Fig. 4.29 – Détermination <strong>de</strong> la fréquence <strong>de</strong> “self-absorption”, par observation <strong>de</strong> la<br />
contrepartie radio <strong>de</strong> GRB970508.<br />
la variation <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité électronique dans le milieu interstellaire. Schématiquement, la<br />
scintillation se produit selon <strong>de</strong>ux régimes différents :<br />
– Par diffraction : <strong>de</strong>s rayons en provenance du même point suivent <strong>de</strong>s chemins<br />
optiques différents et interfèrent (cas <strong>de</strong> gauche <strong>de</strong> la Fig. 4.30). L’émission <strong>de</strong> la<br />
source doit donc être cohérente et ce type <strong>de</strong> diffraction n’est donc possible que pour<br />
une taille caractéristique inférieure à une certaine limite.<br />
– Par réfraction : les photons subissent une variation aléatoire <strong>de</strong> trajectoire. Ce<br />
type <strong>de</strong> réfraction ne dépend pas <strong>de</strong> la longueur d’on<strong>de</strong> ni <strong>de</strong> la taille <strong>de</strong> la source<br />
(cas <strong>de</strong> droite <strong>de</strong> la Fig. 4.30).<br />
On peut montrer que la diffraction se produit tant que la taille angulaire <strong>de</strong> la source<br />
est inférieure à un angle limite θd. La valeur <strong>de</strong> θd en fonction <strong>de</strong> la longueur d’on<strong>de</strong> peut<br />
être estimée en se basant sur <strong>de</strong>s modèles plausibles pour le milieu interstellaire :<br />
10 10<br />
10 11<br />
<br />
ν<br />
θd ≈ 3<br />
10 10<br />
−11/5 µarcs. (4.14)<br />
Les observations radio <strong>de</strong> GRB 970508, à 8.46 GhZ, sont données par la Fig. 4.31.<br />
On voit qu’en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> 1 mois, les oscillations sont importantes mais qu’elles diminuent<br />
ensuite. Ce résultat est interprêté <strong>de</strong> la façon suivante : en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> 1 mois, la taille<br />
caractéristique <strong>de</strong> la source est plus petite que θd et la variabilité du signal est dominée<br />
par la scintillation diffractive. Après un moins, la taille est plus gran<strong>de</strong> que θd et ne<br />
subsiste plus que la diffraction réfractive. On peut donc en déduire une estimation <strong>de</strong> la<br />
taille <strong>de</strong> la source au bout d’un mois, par application <strong>de</strong> (4.14), ce qui permet d’obtenir<br />
θ ≈ 4µarcs. Le décalage spectral <strong>de</strong> GRB 970508 est connu z = 0.835, soit une distance
78 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.30 – Les <strong>de</strong>ux type <strong>de</strong> scintillation, par diffraction à gauche et par réfraction a<br />
droite.<br />
F ν [mJy]<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
8.46GHz<br />
0<br />
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90<br />
t [day]<br />
Fig. 4.31 – Observations radio <strong>de</strong> GRB970508, à 8.46 GHz.<br />
<strong>de</strong> d = 10 26 m. On peut donc estimer, que, au bout <strong>de</strong> 1 mois, la taille caractéristique <strong>de</strong><br />
la source est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> R ≈ 10 15 m. Il est remarquable que cet taille soit en bon accord<br />
avec celle obtenue <strong>de</strong> façon indépendante par <strong>de</strong>s considérations sur le spectre d’émission,<br />
confirmant ainsi le modèle <strong>de</strong> la boule <strong>de</strong> feu.<br />
4.5 Présence <strong>de</strong> jets<br />
Comme nous l’avons déjà mentionné si l’on suppose que l’énergie émise par les sursauts<br />
γ, l’est <strong>de</strong> façon isotrope, on se trouve confronté à un problème, tant les ordres<br />
<strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs mis en jeu sont importants. Toutefois, ce problème peut être résolu si l’on
4.5 Présence <strong>de</strong> jets 79<br />
Fig. 4.32 – Effet <strong>de</strong> collimation relativiste d’un jet.<br />
Fig. 4.33 – Simulation numérique d’un jet relativiste.<br />
invoque une émission en jet. Nous allons voir quelle est la signature <strong>de</strong> la présence d’un<br />
jet sur le signal.<br />
Supposons que le flot se fasse selon un jet d’ouverture Θ. Nous avons vu que toute<br />
émission par une source se déplaçant avec un facteur <strong>de</strong> Lorentz Γ se faisant dans un<br />
angle d’environ Γ −1 . Nous allons donc avoir <strong>de</strong>ux régimes :<br />
– Si Γ > Θ −1 , l’émission va donc rester confinée dans le cône initial <strong>de</strong> taille Θ. C’est<br />
la situation au début du sursaut, quand les facteurs <strong>de</strong> Lorentz sont importants.<br />
– Quand Γ Θ −1 , l’émission se fait dans un angle plus grand que la taille du cône et<br />
le flot s’étend rapi<strong>de</strong>ment sur les côtés.<br />
La situation est représentée <strong>de</strong> façon schématique sur la Fig. 4.32 et l’effet est confirmé<br />
par <strong>de</strong>s simulations numériques précises, comme celle vue sur la Fig. 4.33.<br />
Ce changement <strong>de</strong> régime quand Γ diminue suffisamment pour atteindre Θ −1 , provoque<br />
un changement <strong>de</strong> comportement dans le flux observé puisque ce <strong>de</strong>rnier décroît plus<br />
rapi<strong>de</strong>ment quand le jet commence à s’étendre sur les côté. Une étu<strong>de</strong> théorique permet<br />
<strong>de</strong> montrer que le temps tjet à partir duquel ce changement <strong>de</strong> comportement se produit,<br />
était relié à l’angle d’ouverture par :<br />
tjet<br />
1 h<br />
<br />
Eiso<br />
= 6.2<br />
1045 J<br />
1/3 1 cm −3<br />
n<br />
1/3 8/3 Θ<br />
. (4.15)<br />
0.1
80 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.34 – Changement <strong>de</strong> comportement dans les courbes <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> GRB 010222,<br />
interprêté comme l’indication d’une émission en jet.<br />
La démonstration <strong>de</strong> cette formule dépasse le cadre <strong>de</strong> ce cours mais on peut toutefois<br />
noter quelques unes <strong>de</strong> ses propriétés :<br />
– Eiso est l’énergie obtenue en supposant l’émission isotrope. Plus elle est importante,<br />
plus le facteur <strong>de</strong> Lorentz initial est grand et plus il faudra du temps pour atteindre<br />
Θ −1 .<br />
– n est la <strong>de</strong>nsité particulaire du milieu interstellaire : plus elle est importante, plus<br />
le jet est freiné et plus tjet est petit.<br />
Le premier sursaut pour lequel l’effet <strong>de</strong> l’émission en jet a pu être observée est<br />
GRB010222. Le changement <strong>de</strong> pente dans la courbe <strong>de</strong> lumière, à différentes longueurs<br />
d’on<strong>de</strong>, est clairement visible sur la Fig. 4.34.<br />
En conduisant une étu<strong>de</strong> sur un dizaine <strong>de</strong> sursauts dont la distance est bien connue,<br />
on peut obtenir la distribution <strong>de</strong>s angles d’ouverture par application <strong>de</strong> (4.15) (voir Fig.<br />
4.35). Il apparaît clairement que l’émission <strong>de</strong>s sursauts est loin d’être isotropique mais<br />
bien selon <strong>de</strong>s jets. Ceci a <strong>de</strong>ux conséquences importantes :<br />
– l’énergie émise n’est plus aussi importante que celle Eiso. L’énergie réelle (obtenue
4.6 Le moteur central 81<br />
Fig. 4.35 – Distribution <strong>de</strong>s angles d’ouverture <strong>de</strong>s jets pour une dizaine <strong>de</strong> sursauts γ.<br />
en tenant compte <strong>de</strong> Θ) est comparée à Eiso sur la Fig. 4.36. Il apparaît alors que<br />
l’effet <strong>de</strong> dispersion observé pour Eiso provient essentiellement <strong>de</strong> la distribution<br />
<strong>de</strong>s angles d’ouverture, puisque les vraies énergies sont beaucoup plus concentrées<br />
autour <strong>de</strong> la valeur E ≈ 10 44−45 J, énergie tout à fait comparable avec elle mise en<br />
jeu dans les supernovae.<br />
– Conjointement, la véritable fréquence <strong>de</strong>s sursauts γ pourrait être 500 fois supérieure<br />
à celle estimée par les observations, la majorité <strong>de</strong>s émissions se faisant le long <strong>de</strong><br />
jets qui ne sont pas sur la ligne <strong>de</strong> visée <strong>de</strong> la terre.<br />
4.6 Le moteur central<br />
Si le mécanisme d’émission par les chocs internes puis externes semble être bien accepté<br />
l’objet central, responsable <strong>de</strong> la formation <strong>de</strong> ce jet est plus sujet à caution. Cette<br />
précision étant faite, nous allons présenter ici le modèle prédominant à l’heure actuelle.<br />
Compte tenu <strong>de</strong>s énergies mises en oeuvre, et <strong>de</strong> la variabilité observée, nous avons<br />
déjà vu que nous <strong>de</strong>vions invoquer la présence d’un objet compact d’une dizaine <strong>de</strong> masses<br />
solaires, soit typiquement un trou noir. De plus, au moins dans le cas <strong>de</strong>s sursauts longs, le<br />
système doit avoir un temps <strong>de</strong> vie <strong>de</strong> plusieurs dizaines <strong>de</strong> secon<strong>de</strong>, ce qui semble pointer<br />
vers un disque d’accrétion. Ceci est consistant avec le taux d’apparition <strong>de</strong>s sursauts, qui<br />
est d’environ 10 −5 /yr/galaxy.<br />
Un système trou noir avec disque d’accrétion peut générer un jet principalement par<br />
<strong>de</strong>ux mécanismes :<br />
– Par annihilation <strong>de</strong> neutrinos. En effet, le disque d’accrétion se refroidit par
82 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.36 – Distribution <strong>de</strong>s énergies isotropiques (en haut) et <strong>de</strong>s énergies “réelles”,<br />
obtenues en tenant compte <strong>de</strong> l’émission en jet.<br />
émission <strong>de</strong> neutrinos qui peuvent êre suffisamment énergétiques pour causer la<br />
création <strong>de</strong> paires via ν + ¯ν → e + + e − . Cette réaction peut déposer suffisamment<br />
d’énergie pour créer un jet.<br />
– Par champs magnétique. Le disque d’accrétion est en rotation différentielle et un<br />
champs magnétique peut être créé par effet dynamo. Si ce champs est suffisamment<br />
intense, les particules chargées vont suivre les lignes <strong>de</strong> champs selon un jet.<br />
Plusieurs voies existent pour former le système disque d’accrétion-trou noir. Typiquement,<br />
on peut distinguer <strong>de</strong>ux catégories : <strong>de</strong>s coalescences <strong>de</strong> systèmes binaires (NS-<br />
NS, NS-BH essentiellement) et certaines supernovae gravitationnelles. Ceci est représenté<br />
schématiquement sur la Fig. 4.37.<br />
En fait, les simulations montrent que les disques formés par les systèmes binaires<br />
ont <strong>de</strong>s temps <strong>de</strong> vie trop courts pour expliquer les sursauts γ longs. Dans ce cas, on<br />
doit invoquer les collapsars, qui sont une certaine classe <strong>de</strong> supernovae gravitationnelles,<br />
avec une étoile très massive et en rotation rapi<strong>de</strong>. Ces <strong>de</strong>ux critères expliquent pourquoi<br />
l’on pense que seulement 1% <strong>de</strong>s supernovae gravitationnelles sont <strong>de</strong>s collapsars. Le coeur<br />
s’effondre alors en trou noir tandis qu’une partie <strong>de</strong> la matière forme le disque d’accrétion,<br />
comme indiqué sur la Fig. 4.38. Ce scenario est appuyé par le fait que l’on n’observe pas<br />
<strong>de</strong> sursaut longs dans les galaxies elliptiques (qui n’ont plus d’étoiles massives ; cf Fig.<br />
4.14).
4.6 Le moteur central 83<br />
Fig. 4.37 – Différents scenarii permettant la création d’un disque d’accrétion autour d’un<br />
trou noir stellaire.<br />
Fig. 4.38 – Formation d’un disque d’accrétion et d’un jet dans le scenario d’un collapsar.
84 Sursauts Gamma<br />
Fig. 4.39 – Courbe <strong>de</strong> lumière <strong>de</strong> GRB980326. La remontée à 10 jours est expliquée par<br />
la présence simultanée d’une supernova.<br />
L’hypothèse <strong>de</strong> collapsar est également confirmée par l’observation <strong>de</strong> GRB980326<br />
dont la courbe <strong>de</strong> lumière est donnée par la Fig. 4.39. Si les sursauts sont bien associés<br />
à certaines supernovae, la lumière <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière, plus faible que celle du sursaut, doit<br />
également apparaître. C’est ainsi que l’on explique la remontée observée sur la Fig. 4.39<br />
après une dizaine <strong>de</strong> jours.<br />
Toutefois, tous ces arguments ne tiennent que pour les sursauts longs. Pour les sursauts<br />
courts, il semble naturel d’invoquer <strong>de</strong>s disques formés par <strong>de</strong>s systèmes binaires.<br />
Des observations récentes par SWIFT ont permis, pour la première fois, d’observer les<br />
contreparties optiques <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux sursauts courts. Il apparaît que l’un <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux est associé<br />
à une galaxie elliptique (cf. Fig. 4.16) tandis que l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’autre a exclu la présence<br />
simultanée d’une supernova. Ces résultats semblent donc bien indiquer que les sursauts<br />
courts sont plutôt le résultat <strong>de</strong> la coalescence <strong>de</strong> systèmes binaires d’objets <strong>compacts</strong>.<br />
Notons pour finir que l’observation d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles <strong>de</strong>vrait permettre <strong>de</strong> vérifier<br />
cette hypothèse, les systèmes binaires en émettant, contrairement aux collapsars.
Chapitre 5<br />
Étoiles à neutrons<br />
5.1 Historique<br />
Dans cette section, nous allons présenter brièvement quelques unes <strong>de</strong>s gran<strong>de</strong>s étapes<br />
qui ont participé <strong>de</strong> la théorie et <strong>de</strong>s observations <strong>de</strong>s étoiles à neutrons. La plupart <strong>de</strong><br />
ces points seront repris plus en détail dans le reste du chapitre.<br />
La découverte du neutron, par l’anglais Chadwick, date <strong>de</strong> 1932. C’est pratiquement<br />
à cette époque que Landau et Chandrasekhar montrèrent, <strong>de</strong> façon indépendante, que<br />
les naines blanches <strong>de</strong>vaient avoir une masse maximale (cf Chap. 3). Le soir même <strong>de</strong><br />
l’annonce <strong>de</strong> la découverte du neutron, Landau suggère que <strong>de</strong>s étoiles très <strong>de</strong>nses, principalement<br />
composées <strong>de</strong> neutrons, pourraient exister.<br />
En 1934, Baa<strong>de</strong> et Zwicky, émettent l’hypothèse que : “sous toute réserve, les supernovae<br />
représenteraient <strong>de</strong>s transitions entre <strong>de</strong>s étoiles ordinaires et <strong>de</strong>s étoiles à neutrons,<br />
qui, dans leur état final, seraient formées <strong>de</strong> neutrons extrèmement comprimés.” Comme<br />
nous l’avons vu au Chap. 3, cette idée est essentiellement exacte pour les supernovae<br />
gravitationnelles.<br />
Les premiers calculs théoriques <strong>de</strong> structure d’étoiles à neutrons sont dus à Oppenheimer<br />
et Volkoff en 1939, dans un régime relativiste. Toutefois ces travaux tombent<br />
provisoirement dans un oubli relatif car on réalise alors que, si les étoiles à neutrons ont<br />
la même température que le soleil, elles seraient extrèmement difficiles à observer, au vu<br />
<strong>de</strong> leur petite taille.<br />
La fin <strong>de</strong>s années 60 marqua un grand pas dans l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong>s étoiles à neutrons. Au<br />
début <strong>de</strong> 1967, Pacini émet l’idée que la source d’énergie <strong>de</strong> la nébuleuse du crabe est une<br />
étoile à neutrons magnétisée, en rotation. En juillet 1967, Hewish et son étudiante Bell<br />
détectent le premier pulsar radio, découverte publiée en 1968 et qui valut le prix Nobel à<br />
Hewish. En 1968, <strong>de</strong>ux <strong>de</strong>s pulsars les plus étudiés sont découverts : Vela et le pulsar du<br />
Crabe, confirmant les hypothèses <strong>de</strong> Pacini ainsi que <strong>de</strong> Baa<strong>de</strong> et Zwicky.<br />
En 1969, la variation <strong>de</strong> la pério<strong>de</strong> du pulsar du Crabe est mesurée, confirmant une<br />
prédiction <strong>de</strong> Gold concernant la perte d’énergie par rayonnement électromagnétique. La<br />
même année on observe les pulsations du Crabe dans le domaine optique et X.<br />
En 1971, sont découverts les premiers pulsars X, qui n’émettent que dans ces longueurs
86 Étoiles à neutrons<br />
d’on<strong>de</strong>s. En 1974, le premier pulsar binaire est découvert par Hulse et Taylor. Cette<br />
découverte aura <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>s répercutions en particulier dans le domaine <strong>de</strong> la relativité<br />
générale et <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
Le premier pulsar millisecon<strong>de</strong>, d’une pério<strong>de</strong> P = 1.56 ms est découvert en 1982.<br />
Comme vu au Chap. 3, l’émission <strong>de</strong> neutrinos par SN 1987A est détectée, confirmant que<br />
la réaction <strong>de</strong> neutronisation <strong>de</strong> la matière a bien lieu dans les supernova : p+e − → n+νe.<br />
La première étoile à neutrons isolée et qui n’est pas un pulsar, est détectée en 1996 par son<br />
seul rayonnement thermique <strong>de</strong> surface. C’est l’une <strong>de</strong>s étoiles à neutrons la plus proche<br />
<strong>de</strong> la terre (120 pc).<br />
En 1998, le premier pulsar X millisecon<strong>de</strong> est découvert et en 2002, le satellite XMM-<br />
Newton mesure le paramètre <strong>de</strong> compacité d’une étoile à neutrons en obtenant le décalage<br />
spectral gravitationnel <strong>de</strong> raies. La valeur obtenue est Ξ = 0.23, qui est en parfait accord<br />
avec ce que l’on attendait (cf Chap. 1).<br />
5.2 Équations <strong>de</strong> structure<br />
Au Chap. 2, nous avons obtenu les équations permettant <strong>de</strong> déterminer la structure<br />
d’un astre auto-gravitant, à température nulle et dans le régime newtonien. L’application<br />
<strong>de</strong> ces équations au cas <strong>de</strong>s étoiles à neutrons n’est pas raisonnable. En effet, ces <strong>de</strong>rnières<br />
sont bien plus compactes que les naines blanches et une <strong>de</strong>scription valable doit se faire<br />
dans le cadre <strong>de</strong> la relativité générale.<br />
5.2.1 La métrique<br />
On va se placer dans le cas d’une étoile statique et à symétrie sphérique. En choisissant<br />
les coordonnées <strong>de</strong> Schwarzschild, la géométrie <strong>de</strong> l’espace-temps est décrite par <strong>de</strong>ux<br />
fonctions purement radiale N (r) et A (r) via :<br />
ds 2 = g αβ dx α dx β = −N 2 c 2 dt 2 + A 2 dr 2 + r 2 dθ 2 + sin θdφ 2 . (5.1)<br />
Le calcul explicite du tenseur d’Einstein permet <strong>de</strong> montrer que seules les composantes<br />
diagonales sont non nulles.<br />
5.2.2 Le tenseur énergie-impulsion<br />
En première approximation, nous allons considérer que l’étoile est composée uniquement<br />
d’un flui<strong>de</strong> parfait. En relativité générale, ce <strong>de</strong>rnier est défini par :<br />
– sa <strong>de</strong>nsité d’énergie propre ρ.<br />
– sa pression p.<br />
– et sa quadrivitesse uα .<br />
Le tenseur énergie impulsion est alors donné par :<br />
T αβ <br />
= ρ + p<br />
c2 <br />
u α u β + pg αβ . (5.2)
5.2 Équations <strong>de</strong> structure 87<br />
Compte tenu <strong>de</strong> la symétrie sphérique et <strong>de</strong> la staticité seule la composante u 0 <strong>de</strong> la<br />
quadrivitesse est non nulle. Il en résulte que seules les composantes diagonales <strong>de</strong> T αβ<br />
sont non nulles (compatible avec la mêrique !).<br />
5.2.3 Le système TOV<br />
Afin d’obtenir les équations <strong>de</strong> structure, on doit expliciter les equations d’Einstein :<br />
G αβ = 8πG<br />
c 4 T αβ . Dans notre cas, seules trois <strong>de</strong> ces équations sont indépendantes (les<br />
composantes (θθ) et (φφ) sont équivalentes). Afin d’écrire le système sous une forme plus<br />
élégante, on peut définir les <strong>de</strong>ux variables auxiliaires suivantes :<br />
m (r) telle que<br />
<br />
A = 1 − 2Gm<br />
c2 Φ (r) telle que<br />
−1/2 <br />
Φ<br />
N = exp<br />
c<br />
(5.3)<br />
2<br />
<br />
. (5.4)<br />
Sous ces conditions, les équations d’Einstein se réduisent aux trois équations suivantes<br />
(système <strong>de</strong> Tolman-Oppenheimer-Volkoff) :<br />
dm<br />
dr = 4πr2ρ (5.5)<br />
dΦ<br />
dr =<br />
<br />
1 − 2Gm<br />
c2 −1 <br />
Gm p<br />
+ 4πG r<br />
(5.6)<br />
r r2 c2 dp<br />
<br />
= − ρ +<br />
dr p<br />
c2 <br />
dΦ<br />
. (5.7)<br />
dr<br />
La limite newtonienne <strong>de</strong> ce système s’obtient très facilement en faisant tendre c → ∞.<br />
Il apparaît alors clairement que l’on retrouve les mêmes équations que celles dérivées pour<br />
les naines blanches (cf. Eqs. 2.44 du Chap. 2). Les fonctions m et Φ apparaissent donc<br />
comme les généralisations relativistes <strong>de</strong> la masse partielle et du potentiel gravitationnel,<br />
respectivement.<br />
5.2.4 Équation d’état<br />
Pour intégrer le système, on doit se donner la relation entre <strong>de</strong>nsité ρ et pression p,<br />
via une équation d’état. En fait les étoiles à neutrons se refroidissent relativement vite<br />
après leur formation (quelques heures à quelques semaines) et on fera l’approximation<br />
T = 0. De plus, on va supposer que toutes les réactions nucléaires sont à l’équilibre.<br />
On se trouve alors dans l’approximation dite <strong>de</strong> la matière froi<strong>de</strong> catalysée, où toutes<br />
les variables d’états dépen<strong>de</strong>nt d’une seule fonction, que nous choisirons comme étant la<br />
<strong>de</strong>nsité baryonique n, dans le référentiel <strong>de</strong> la matière.<br />
Par exemple, si on suppose que l’étoile est un mélange <strong>de</strong> protons, <strong>de</strong> neutrons et<br />
d’électrons à température nulle, on voit que toutes les <strong>de</strong>nsités peuvent se déduire <strong>de</strong> n<br />
car on a :
88 Étoiles à neutrons<br />
– np + nn = n, définition <strong>de</strong> n.<br />
– np = ne : condition <strong>de</strong> neutralité électrique.<br />
– µp + µe = µn, qui exprime le fait que la relation n ↔ p + e − est à l’équilibre.<br />
On appelle indice adiabatique la quantité :<br />
Γ (n) = n<br />
p<br />
dp<br />
. (5.8)<br />
dn<br />
Dans l’approximation <strong>de</strong> la matière froi<strong>de</strong> catalysée le système <strong>de</strong> TOV s’écrit :<br />
dm<br />
dr = 4πr2 dΦ<br />
dr<br />
ρ (n) (5.9)<br />
=<br />
<br />
1 − 2Gm<br />
c2 −1 <br />
Gm (n)<br />
+ 4πGp r<br />
r r2 c2 (5.10)<br />
dn<br />
dr<br />
=<br />
(n) + p (n) /c2 n dΦ<br />
−ρ .<br />
p (n) Γ (n) dr<br />
(5.11)<br />
On peut mentionner une famille particulière d’equations d’état : les équations d’état<br />
polytropiques, où la pression est une puissance <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité baryonique. On a alors :<br />
p (n) = κn Γ<br />
(5.12)<br />
ρ (n) =<br />
κnΓ c2 (Γ − 1) + mbn, (5.13)<br />
où l’on retrouve bien le cas newtonien quand c → ∞. L’indice adiabatique Γ est alors une<br />
vraie constante qui ne dépend plus <strong>de</strong> n.<br />
5.2.5 Intégration du système et raccord<br />
Étant donné une équation d’état, le système <strong>de</strong> TOV peut s’intégrer <strong>de</strong>puis r = 0<br />
jusqu’à la surface r = R <strong>de</strong> l’étoile, défini comme le rayon tel que p (R) = 0. Au centre,<br />
on doit imposer que m (r = 0) = 0, afin que la métrique soit régulière (cf. Eq. (5.3)).<br />
Le potentiel Φ n’apparaît que via sa dérivée et on peut donc intégrer le système en<br />
imposant que Φ = 0. Toutefois, à l’extérieur <strong>de</strong> l’étoile (pour r > R), la mêrique doit<br />
coïnci<strong>de</strong>r avec celle <strong>de</strong> Schwarzschild et donc, pour raison <strong>de</strong> continuité on doit avoir, à<br />
la surface <strong>de</strong> l’étoile :<br />
Φ (r = R) = c2<br />
2 ln<br />
<br />
1 −<br />
2Gm (R)<br />
Rc2 <br />
, (5.14)<br />
qui permet <strong>de</strong> fixer Φ <strong>de</strong> façon unique.<br />
Enfin, la valeur <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale n (r = 0) = nc permet <strong>de</strong> construire <strong>de</strong>s objets<br />
<strong>de</strong> différentes masses.
5.2.6 Gran<strong>de</strong>urs globales<br />
5.2 Équations <strong>de</strong> structure 89<br />
Une fois la solution du système <strong>de</strong> TOV connue, on peut calculer plusieurs gran<strong>de</strong>urs<br />
globales. Par exemple, la masse gravitationnelle est donnée par :<br />
M =<br />
R<br />
0<br />
4πr 2 ρ (r) dr = m (R) . (5.15)<br />
Compte tenu du raccord (5.14), cela signifie que M est la masse mesurée loin <strong>de</strong> l’objet,<br />
typiquement en observant le mouvement d’un corps en orbite autour <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier et en<br />
utilisant la troisième loi <strong>de</strong> Kepler.<br />
On peut également obtenir le nombre total <strong>de</strong> baryon contenus dans l’étoile par<br />
A =<br />
R<br />
0<br />
4πr 2 A (r) n (r) dr (5.16)<br />
où le facteur A (r) représente l’effet <strong>de</strong> dilatation <strong>de</strong>s longueurs en relativité. La masse<br />
baryonique <strong>de</strong> l’étoile est alors simplement Mb = mbA et est la masse qu’aurait les constituants<br />
<strong>de</strong> l’étoile si ils n’interagissaient pas. L’énergie <strong>de</strong> liaison se définit alors naturellement<br />
par :<br />
Eliaison = M − Mb<br />
(5.17)<br />
et est bien entendue négative.<br />
On peut également mesurer le décalage spectral gravitationnel entre la surface <strong>de</strong><br />
l’étoile et un observateur situé à l’infini (effet Einstein). Si un observateur situé à la<br />
surface émet <strong>de</strong>s signaux à une pério<strong>de</strong> TR cela correspond à un écart <strong>de</strong> temps coordonné<br />
∆ . Le temps propre <strong>de</strong> l’observateur à l’infini coïnci<strong>de</strong> avec le temps coordonné si<br />
N(r=R)<br />
1<br />
bien que ce <strong>de</strong>rnier mesure une pério<strong>de</strong> T∞ =<br />
N (r = R) TR. Le décalage spectral défini<br />
par z = T∞ − TR<br />
TR<br />
est donc :<br />
z =<br />
où Ξ est le paramètre <strong>de</strong> compacité <strong>de</strong> l’étoile.<br />
5.2.7 Masse maximale<br />
<br />
1 − 2GM<br />
Rc2 −1/2 − 1 = (1 − 2Ξ) −1/2 − 1, (5.18)<br />
Le système <strong>de</strong> TOV se comporte qualitativement <strong>de</strong> façon différente <strong>de</strong> son équivalent<br />
newtonien dans le sens que les objets auto-gravitants y admettent une masse maximale.<br />
Certes, au Chap. 2, nous avons vu que les naines blanches avaient une masse maximale.<br />
Cet effet était lié au fait que quand la masse augmentait, l’indice adiabatique Γ → 4/3,<br />
valeur critique qui n’admet qu’une seule valeur <strong>de</strong> la masse. Toutefois, les séquences à<br />
Γ = 4/3, fixé, n’admettent pas <strong>de</strong> masse maximale (i.e. les courbes <strong>de</strong> la Fig. 2.7 se<br />
prolongent vers les gran<strong>de</strong>s masses).
90 Étoiles à neutrons<br />
M in solar masses<br />
4<br />
3<br />
2<br />
1<br />
Γ=3<br />
Γ=2.5<br />
Γ=2<br />
0<br />
0 10 20 30<br />
n in nuclear <strong>de</strong>nsity<br />
c<br />
M in solar masses<br />
40<br />
30<br />
20<br />
10<br />
0<br />
0 5 10 15<br />
n in nuclear <strong>de</strong>nsity<br />
c<br />
Fig. 5.1 – Masse gravitationnelle en fonction <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale, pour une équation<br />
polytropique. A gauche les configurations relativistes admettent un maximum, ce qui n’est<br />
pas le cas pour leur équivalent newtonien.<br />
La situation est toute différente en tenant compte <strong>de</strong> la relativité générale. Tout<br />
d’abord, il semble que les observations <strong>de</strong>s étoiles à neutrons suggèrent une valeur <strong>de</strong><br />
l’indice Γ ≈ 2 − 3. Si l’on porte la masse gravitationnelle en fonction <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale,<br />
on voit que, même à Γ fixé cette <strong>de</strong>rnière admet une valeur maximale. Ceci est<br />
clairement visible sur la Fig. 5.1. On y a également porté les courbes newtoniennes qui<br />
se comportent <strong>de</strong> façon tout à fait différente, n’admettant pas <strong>de</strong> masse maximale. On<br />
peut mentionner que les configurations se situant après le maximum sont dynamiquement<br />
instables.<br />
Quelques unes <strong>de</strong>s gran<strong>de</strong>urs physiques <strong>de</strong>s étoiles polytropiques sont présentées sur<br />
la Fig. 5.2, comme l’énergie <strong>de</strong> liaison ou la compacité. Terminons en mentionnant que<br />
l’état <strong>de</strong> la matière aux <strong>de</strong>nsités extrèmes qui rêgnent dans les étoiles à neutrons est mal<br />
connu, ainsi que l’équation d’état qui la régit. Les modèles polytropiques que nous avons<br />
construit sont donc sans doute <strong>de</strong> piètres approximations. Le problème <strong>de</strong> l’équation d’état<br />
sera discuté à la Sec. 5.4.<br />
5.3 Pulsars<br />
5.3.1 Découverte<br />
Au milieu <strong>de</strong>s années 1960, Hewish, <strong>de</strong> l’université <strong>de</strong> Cambridge, lance un programme<br />
d’observations en radio. L’idée est <strong>de</strong> se baser sur le phénomène <strong>de</strong> scintillation radio par<br />
le milieu interstellaire, pour détecter <strong>de</strong>s objets quasi-ponctuels (voir Chap. 4 pour plus<br />
<strong>de</strong> détails sur la scintillation). L’objectif avoué <strong>de</strong> Hewish est alors <strong>de</strong> détecter <strong>de</strong>s objets<br />
Γ=3<br />
Γ=2.5<br />
Γ=2
n/n c<br />
Compacité Ξ<br />
1<br />
0.8<br />
0.6<br />
0.4<br />
0.2<br />
Γ=2 Γ=3<br />
0<br />
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1<br />
r/R<br />
0.4<br />
0.3<br />
0.2<br />
0.1<br />
Γ=3<br />
Γ=2.5<br />
Γ=2<br />
0<br />
0 5 10 15 20<br />
n in nuclear <strong>de</strong>nsity<br />
c<br />
5.3 Pulsars 91<br />
Mass in solar masses<br />
3<br />
2.5<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
0<br />
Γ=2<br />
Γ=2.5<br />
10 12 14 16 18 20<br />
Radius in km<br />
0 5 10 15 20<br />
n c in nuclear <strong>de</strong>nsity<br />
Fig. 5.2 – Quelques unes <strong>de</strong>s gran<strong>de</strong>urs physiques obtenues avec <strong>de</strong>s équations d’état<br />
polytropiques. En haut à gauche : profils <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité En haut à droite : masse totale en<br />
fonction du rayon. En bas à gauche : compacité Ξ en fonction <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité baryonique<br />
centrale. En bas à droite : énergie <strong>de</strong> liaison en fonction <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité centrale.<br />
M liaison<br />
0<br />
-0.1<br />
-0.2<br />
-0.3<br />
-0.4<br />
-0.5<br />
-0.6<br />
Γ=3<br />
Γ=2.5<br />
Γ=2<br />
Γ=3
92 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.3 – Notes d’observation montrant la première détection d’un pulsar par J. Bell en<br />
1967.<br />
<strong>de</strong> type quasar (<strong>de</strong>s trous noirs supermassifs au centre <strong>de</strong> galaxies). Le télescope radio<br />
spécialement conçu à cet effet entre en action en juillet 1967.<br />
Jocelyn Bell, une etudiante <strong>de</strong> Hewish, est en charge <strong>de</strong>s observations. Deux mois après<br />
le début <strong>de</strong> celles-ci, <strong>de</strong>s fluctuations importantes dans le signal du radiotélescope sont<br />
détectées (cf. Fig. 5.3). Assez vite, il apparaît que ces variations ne sont pas dues à <strong>de</strong> la<br />
scintillation et ne proviennent pas d’interférences <strong>de</strong> type terrestre. Au mois d’octobre, les<br />
observateurs réalisent que la source est périodique, avec une pério<strong>de</strong> très stable <strong>de</strong> 1.337 s.<br />
La durée <strong>de</strong> chaque pulsation est <strong>de</strong> seulement 16 ms., ce qui implique une source <strong>de</strong> la<br />
taille approximative d’une planête. Toutefois, vu la vitesse <strong>de</strong> rotation, il était difficile<br />
d’imaginer un astre tournant aussi rapi<strong>de</strong>ment. Le groupe <strong>de</strong> Hewish finit par envisager<br />
une source extra-terrestre et ce premier pulsar fut même nommé, pendant un temps, LMG<br />
pour “little green men”. Jocelyn Bell alla jusqu’à déclarer, non sans humour : “here was<br />
I trying to get a Ph.D. out of a new technique, and some silly lot of little green men had<br />
to choose my aerial and my frequency to communicate with us.”<br />
En poursuivant les observations, quatre autres sources pulsantes, <strong>de</strong>s pulsars, furent<br />
bientôt découvertes et le premier article fut publié sur le sujet en février 1968. On y<br />
mentionne <strong>de</strong>s oscillations <strong>de</strong> naines blanches ou d’étoiles à neutrons comme source possible.<br />
Quelques mois plus tard, une explication plus satisfaisante est proposée par Gold,<br />
celle d’un astre magnétisé dont l’axe magnétique selon laquelle la radiation est émise ne
5.3 Pulsars 93<br />
Fig. 5.4 – “L’effet phare” expliquant le phénomène <strong>de</strong> pulsar.<br />
coïnci<strong>de</strong> pas avec l’axe <strong>de</strong> rotation, créant un “effet <strong>de</strong> phare” (cf. Fig. 5.4). Nous verrons<br />
que seules <strong>de</strong>s étoiles à neutrons sont compatibles avec les vitesses <strong>de</strong> rotation observées.<br />
Cette découverte vaudra à Hewish le prix Nobel 1974.<br />
5.3.2 Nature <strong>de</strong> la source<br />
Depuis les années 1960, <strong>de</strong>ux principaux faits expérimentaux sont venus appuyer le<br />
fait que les pulsars étaient bien <strong>de</strong>s étoiles à neutrons en rotation :<br />
– le fait que l’on observe <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong> allant <strong>de</strong> la millisecon<strong>de</strong> à la dizaine <strong>de</strong> secon<strong>de</strong>s.<br />
– le fait que la pério<strong>de</strong> augmente lentement.<br />
Supposons que la source soit un astre en rotation. En théorie newtonienne, la vitesse<br />
<strong>de</strong> rotation est limitée par le fait que, à l’équateur, la force centrifuge doive être plus<br />
petite que la gravitation, sans quoi l’astre serait détruit. La force centrifuge est donnée<br />
par Ω2R et le poids par GM<br />
. La condition s’écrit donc, en terme <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité moyenne et<br />
2<br />
<strong>de</strong> pério<strong>de</strong> :<br />
R<br />
P ≥<br />
3π<br />
ρG<br />
≈ 3<br />
√ ρG . (5.19)<br />
Pour une naine blanche typique, ρ ≈ 10 9 kg m −3 ce qui donne P ≥ 10s. Même en<br />
poussant tous les facteurs dans le bon sens, on n’est loin d’atteindre <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s <strong>de</strong> l’ordre<br />
<strong>de</strong> la millisecon<strong>de</strong>. Le même critère exclut encore plus fermement un système binaire <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>ux naines blanches. Des oscillations <strong>de</strong> naines blanches sont également à exclure, se<br />
produisant avec <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la secon<strong>de</strong>.<br />
L’équation (5.19), appliquée au cas d’une étoile à neutrons typique, ρ ≈ 10 15 kg m −3 ,<br />
permet <strong>de</strong> montrer qu’une étoile à neutron peut supporter <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s <strong>de</strong> rotation <strong>de</strong><br />
l’ordre <strong>de</strong> la millisecon<strong>de</strong>. De plus, on peut exclure la présence d’un système binaire d’étoile<br />
à neutrons. En effet, ce système émettrait une importante quantité d’on<strong>de</strong> gravitationnelles,<br />
ce qui aurait pour effet <strong>de</strong> faire diminuer la pério<strong>de</strong>, contrairement à ce qui est
94 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.5 – Quelques exemples <strong>de</strong> pulses radio. A gauche : PSR B0329+54, pulsar standard<br />
P = 0.71 s. Au milieu le pulsar Vela P = 89 ms. A droite : le pulsar du Crabe P = 33 ms.<br />
Fig. 5.6 – Modèle du dipôle magnétique pour les pulsars. La valeur du champs magnétique<br />
Bp au pôle peut être déduite <strong>de</strong> la valeur du dipôle magnétique m.<br />
observé. Enfin <strong>de</strong>s oscillations d’étoiles à neutrons se font à <strong>de</strong>s fréquences trop gran<strong>de</strong>s<br />
pour expliquer la majorité <strong>de</strong>s pulsars dont la pério<strong>de</strong> se situe autour <strong>de</strong> la secon<strong>de</strong>.<br />
Une étoile à neutron magnétisée, en rotation, est donc bien l’explication la plus naturelle<br />
au phénomène <strong>de</strong>s pulsars. Les émissions radio <strong>de</strong> trois pulsars sont présentées sur la Fig. 5.5.<br />
5.3.3 Modèle du dipôle magnétique<br />
Le modèle le plus simple pour décrire un pulsar est <strong>de</strong> considérer que ce <strong>de</strong>rnier est<br />
un simple dipôle magnétique, faisant un angle α avec l’axe <strong>de</strong> rotation (cf Fig. 5.6). Soit<br />
Bp la valeur du champs magnétique au pôle <strong>de</strong> l’étoile à neutron et R son rayon. Ω est la<br />
vitesse angulaire <strong>de</strong> rotation <strong>de</strong> l’objet.
5.3 Pulsars 95<br />
Sous l’effet <strong>de</strong> la rotation, le dipôle magnétique va rayonner. Les équations <strong>de</strong> Maxwell<br />
permettent <strong>de</strong> montrer que l’énergie va diminuer comme :<br />
˙E = − 2π<br />
3c2 Ω<br />
µ0<br />
4 R 6 B 2 p sin 2 α = − (2π)5<br />
3c2 µ0<br />
1<br />
P 4 R6 B 2 p sin 2 α. (5.20)<br />
Le réservoir d’énergie est la rotation <strong>de</strong> l’étoile à neutron, si bien que E = 1<br />
2 IΩ2 qui<br />
se différencie en :<br />
˙E = IΩ ˙ Ω = −I (2π) 2 P˙<br />
. (5.21)<br />
P 3<br />
Il apparaît donc qu’à cause <strong>de</strong> la perte d’énergie par rayonnement, les pulsars doivent<br />
ralentir, conformément à ce qui est observé. De plus, en égalant (5.20) et (5.21), on peut<br />
estimer le champs magnétique via :<br />
B 2 p sin 2 α = 3c2 Iµ0<br />
(2π) 3<br />
1<br />
P P ˙ . (5.22)<br />
R6 Dans le cas du pulsar du Crabe, P = 33 ms et ˙<br />
P = 4.16 10 −13 . Si on suppose l’étoile<br />
à neutron homogène, <strong>de</strong> masse M = 1.5 M⊙ et <strong>de</strong> rayon R = 12 km, ce qui fait I =<br />
2/5MR 2 = 1.5 10 38 kg m 2 , on obtient :<br />
Bp sin α ≈ 5.3 10 8 T = 5.3 10 12 G. (5.23)<br />
De plus, on peut intégrer (5.22) <strong>de</strong> façon à obtenir :<br />
<br />
1<br />
2 P<br />
P =<br />
P0<br />
(2π)3<br />
3c2 R<br />
Iµ0<br />
6 B 2 p sin 2 αT. (5.24)<br />
Si on suppose que P0 ≪ P et que l’on remplace Bp par son expression, on trouve l’age<br />
caractéristique du pulsar :<br />
T = 1 P<br />
. (5.25)<br />
2 P ˙<br />
L’application <strong>de</strong> (5.25) au pulsar du Crabe permet d’obtenir : T ≈ 1250 ans qui est en<br />
bon accord avec le fait que la supernova associée ait été observée en 1054.<br />
5.3.4 Diagramme P ˙<br />
P<br />
La Fig. 5.7 montre les valeurs <strong>de</strong> P et <strong>de</strong> ˙<br />
P pour quelques 1500 pulsars. Les lignes d’âge<br />
constant et <strong>de</strong> champs magnétique constant sont également portées (valeurs obtenues par<br />
(5.25) et (5.22), respectivement). La ligne <strong>de</strong> mort délimite la région en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> laquelle<br />
les modèles théoriques prédisent l’absence d’émission radio.<br />
Il apparaît clairement qu’il existe <strong>de</strong>ux populations <strong>de</strong> pulsars : les pulsars “habituels”<br />
avec <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la secon<strong>de</strong> et <strong>de</strong>s champs magnétiques <strong>de</strong> 10 12 G et la classe<br />
dite <strong>de</strong>s pulsars millisecon<strong>de</strong>, dont les champs magnétiques sont beaucoup plus faibles. On
96 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.7 – ˙<br />
P en fonction <strong>de</strong> P pour quelques 1500 pulsars. Ceux entourés d’un cercle se<br />
trouvent dans <strong>de</strong>s systèmes binaires.
5.3 Pulsars 97<br />
Fig. 5.8 – Représentation schématique <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux régions susceptibles <strong>de</strong> produire le rayonnement<br />
<strong>de</strong>s pulsars.<br />
pense qu’il est difficile, voir impossible <strong>de</strong> former <strong>de</strong>s étoiles à neutrons avec <strong>de</strong>s vitesses <strong>de</strong><br />
rotation aussi importantes que celles observées pour les pulsars millisecon<strong>de</strong>. Or, comme<br />
vu précé<strong>de</strong>mment, la pério<strong>de</strong> augmente avec le temps. Ce problème trouve sa solution<br />
en remarquant que pratiquement tous les pulsars millisecon<strong>de</strong> sont dans <strong>de</strong>s systèmes<br />
binaires (cercles sur Fig. 5.7). On pense que les pulsars millisecon<strong>de</strong> ont été accélérés par<br />
transfert <strong>de</strong> masse <strong>de</strong>puis leur compagnon : c’est le phénomène dit <strong>de</strong> recyclage. Toutefois,<br />
certains pulsars millisecon<strong>de</strong> sont isolés et on ne connaît pas encore la façon dont <strong>de</strong> tels<br />
systèmes ont pu se former.<br />
5.3.5 Mécanisme d’émission<br />
Un <strong>de</strong>s problèmes encore ouvert à propos <strong>de</strong>s pulsars concerne la nature du mécanisme<br />
d’émission. La situation n’est pas tellement plus claire à l’heure actuelle qu’elle ne l’était<br />
au moment <strong>de</strong> la découverte <strong>de</strong>s pulsars. Il semble que la source d’énergie soit l’intense<br />
champs électrique généré par la rotation du champs magnétique qui est capable d’accélérer<br />
les particules émises par la surface <strong>de</strong> l’étoile. Il existe plusieurs familles <strong>de</strong> mécanismes<br />
d’émission, dont <strong>de</strong>ux sont représentées schématiquement sur la Fig. 5.8 :<br />
– Le modèle <strong>de</strong> la calotte polaire : la région d’émission se trouve juste au du pôle<br />
magnétique. Le champs magnétique y est intense et la création <strong>de</strong> paires se fait
98 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.9 – Spectre d’émission du pulsar Vela.<br />
principalement via interaction avec les lignes <strong>de</strong> champs :<br />
γ + B → e + + e − + B. (5.26)<br />
– Le modèle du “outer gap” : la région d’émission se trouve à la limite <strong>de</strong>s lignes <strong>de</strong><br />
champs fermées. Le champs électrique y est moins intense que dans le modèle <strong>de</strong><br />
la calotte polaire car on n’est plus loin <strong>de</strong> la surface <strong>de</strong> l’étoile. On pense que la<br />
réaction principale qui gère l’émission est :<br />
γ + γ → e + + e − . (5.27)<br />
Il n’est pas impossible que les <strong>de</strong>ux types <strong>de</strong> mécanismes se produisent <strong>de</strong> façon simultanée<br />
mais seul le modèle du “outer gap” semble pouvoir expliquer les émissions à hautes<br />
énergies observées, comme celles du pulsar VELA <strong>de</strong> la Fig. 5.9.<br />
5.4 Le problème <strong>de</strong> l’équation d’état<br />
Les étoiles que nous avons construites à la Sec. 5.2 ne sont pas extrèmement réalistes<br />
dans le sens que l’équation d’état polytropique est trop simple pour décrire la réalité <strong>de</strong><br />
l’intérieur <strong>de</strong>s étoiles à neutrons. Toutefois, d’un point <strong>de</strong> vue théorique, il est difficile<br />
d’étudier les propriétés <strong>de</strong> la matière à <strong>de</strong>s <strong>de</strong>nsités <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> la <strong>de</strong>nsité nucléaire. Ceci
5.4 Le problème <strong>de</strong> l’équation d’état 99<br />
Fig. 5.10 – Différents modèles d’intérieurs d’étoiles à neutrons.<br />
vient du fait que l’interaction dominante est l’interaction forte. C’est une théorie beaucoup<br />
plus complexe que l’électromagnatisme quantique, en particulier car on doit inclure <strong>de</strong>s<br />
parties tensorielles, <strong>de</strong>s couplages spin-orbite et les contributions <strong>de</strong>s interactions à trois<br />
corps. De plus les effets relativistes doivent être pris en compte.<br />
D’un point <strong>de</strong> vue expérimental, les conditions physiques au sein <strong>de</strong>s accélérateurs<br />
<strong>de</strong> particules, sont assez différentes <strong>de</strong> celles que l’on rencontre à l’intérieur <strong>de</strong>s étoiles à<br />
neutrons. En particulier :<br />
– Le rapport N/Z du nombre <strong>de</strong> neutrons par rapport au nombre <strong>de</strong> protons, est <strong>de</strong><br />
l’ordre <strong>de</strong> 10 dans les étoiles à neutrons (d’où leur nom) tandis que sur terre on ne<br />
peut obtenir que N/Z ≈ 1.5.<br />
– La température lors <strong>de</strong>s collisions est également bien plus importante, <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong><br />
T ≈ 10 12 K, contre seulement quelques 10 7 K dans les étoiles à neutrons.<br />
On doit donc procé<strong>de</strong>r à d’importantes extrapolations pour décrire la matière dans les<br />
étoiles à neutrons, extrapolations bien entendu sources <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>s incertitu<strong>de</strong>s.<br />
La gran<strong>de</strong> diversité <strong>de</strong>s possibilités est illustrée sur la Fig. 5.10. On y voit quelques<br />
uns <strong>de</strong>s modèles possibles pour l’intérieur <strong>de</strong>s étoiles à neutrons comme :<br />
– le modèle traditionnel constitué d’un mélange <strong>de</strong> neutrons, protons et électrons.<br />
– le modèle avec hypérons, qui sont <strong>de</strong>s nucléons lourds.<br />
– <strong>de</strong>s modèles avec l’apparition <strong>de</strong> mésons (particules composées <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux quarks).<br />
– <strong>de</strong>s modèles <strong>de</strong> quarks déconfinés, avec en particulier le cas <strong>de</strong>s étoiles étranges,
100 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.11 – Structure possible d’une étoiles à neutrons.<br />
constituées d’un plasma <strong>de</strong> quarks u,d et s, sur lequel nous reviendrons en 5.6.1.<br />
La vision la plus “classique” d’une étoile à neutrons est représentée sur la Fig. 5.11.<br />
On peut y voir les différentes zones suivantes :<br />
– la croûte externe où les noyaux forment un cristal soli<strong>de</strong> et les électrons sont<br />
dégénérés et relativistes. Une alternative au cristal serait la présence d’une atmosphère<br />
gazeuse.<br />
– A plus haute <strong>de</strong>nsité <strong>de</strong>s neutrons libres apparaissent et l’on a affaire à un cristal<br />
<strong>de</strong> noyaux riches en neutrons, avec un gaz <strong>de</strong> neutrons superflui<strong>de</strong>s et d’électrons<br />
dégénérés.<br />
– Une zone interne où il n’existe plus <strong>de</strong> noyaux mais où neutrons et protons sont<br />
superflui<strong>de</strong>s. Les protons sont également supraconducteurs et les électrons dégénérés.<br />
– Il est possible qu’un coeur soit présent au centre <strong>de</strong> l’étoile, coeur dont la composition<br />
est plus que spéculative (pions, hadrons, quarks etc...)<br />
5.5 Contraintes observationnelles<br />
5.5.1 Masse maximale<br />
On connait 80 pulsars membres <strong>de</strong> systèmes binaires. Quelques uns ont pour compagnon<br />
une autre étoile à neutrons. En mesurant l’effet du compagnon sur l’émission radio<br />
du pulsar, il est quelquefois possible <strong>de</strong> déterminer la masse <strong>de</strong>s composants du système.
5.5 Contraintes observationnelles 101<br />
Fig. 5.12 – Masses <strong>de</strong>s étoiles à neutrons mesurées pour <strong>de</strong>s pulsars en système binaire<br />
(les cinq systèmes du haut sont <strong>de</strong>s binaires <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux étoiles à neutrons et ceux du bas<br />
étoile à neutrons - naine blanche).<br />
Les résultats obtenus sont présentés sur la Fig. 5.12. Il apparaît alors que les valeurs<br />
mesurées sont relativement proches <strong>de</strong> M = 1.4M⊙.<br />
Il est alors possible <strong>de</strong> calculer les masses attendues pour différentes équations d’états<br />
en utilisant le système <strong>de</strong> TOV et <strong>de</strong> comparer les résultats avec les mesures observationnelles.<br />
Sur la Fig. 5.13, on a porté la masse en fonction du rayon pour plusieurs équations<br />
d’états différentes (qui varient selon l’approche théorique ou la composition chimique). Il<br />
apparaît que la plupart <strong>de</strong>s modèles, y compris ceux <strong>de</strong> matière étrange (courbes vertes),<br />
ne sont pas très contraignants sur la valeur <strong>de</strong> la masse et peuvent tous s’accommo<strong>de</strong>r <strong>de</strong><br />
masses comparables à celles observées. La limite <strong>de</strong> causalité est obtenue en <strong>de</strong>mandant<br />
que la vitesse du son dans le flui<strong>de</strong> soit plus petite que la vitesse <strong>de</strong> la lumière.<br />
On peut noter que dans le papier original <strong>de</strong> Oppenheimer et Volkoff <strong>de</strong> 1939, la source<br />
<strong>de</strong> pression était la pression <strong>de</strong> dégénerescence <strong>de</strong>s neutrons. Dans ce cas, la masse maximale<br />
est <strong>de</strong> 0.7 M⊙, qui est exclue par les observations. La stabilité <strong>de</strong>s étoiles à neutrons<br />
est bien assurée par l’interaction forte et non pas par la pression <strong>de</strong> dégénérescence <strong>de</strong>s<br />
neutrons, contrairement à ce que l’on peut lire ça et là...
102 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.13 – Masse en fonction du rayon pour différentes équations d’état. La matière<br />
habituelle est représentée par les courbes noires et la matière étrange par les courbes<br />
vertes (SQM). Les différentes contraintes observationnelles sont également représentées<br />
(voir le corps du texte pour plus <strong>de</strong> détails).<br />
5.5.2 Influence <strong>de</strong> la rotation<br />
Le système <strong>de</strong> TOV suppose que l’on se trouve en présence d’une étoile à symétrie<br />
sphérique. Si cette <strong>de</strong>rnière est en rotation rapi<strong>de</strong>, comme pour les pulsars millisecon<strong>de</strong>, ce<br />
n’est évi<strong>de</strong>mment plus le cas et l’étoile n’est plus qu’à symétrie axiale (voir, par exemple,<br />
Fig. 5.14). Si l’on veut tenir compte <strong>de</strong> cela, il faut utiliser une métrique plus générale<br />
que (5.1) :<br />
ds 2 = g αβ dx α dx β = −N 2 c 2 dt 2 + B 2 r 2 sin 2 θ dφ − N φ dt 2 + A 2 dr 2 + r 2 dθ 2 . (5.28)<br />
On doit alors résoudre les équations d’Einstein pour les coefficients A, B, N φ et N,<br />
fonctions <strong>de</strong> r et θ. Le système obtenu n’est pas aussi simple que celui <strong>de</strong> TOV et fait<br />
intervenir <strong>de</strong>s équations <strong>de</strong> second ordre <strong>de</strong> type elliptique. Il doit, bien entendu, être résolu<br />
numériquement, par exemple en supposant une rotation rigi<strong>de</strong>. On peut ainsi construire<br />
<strong>de</strong>s étoiles en rotation rapi<strong>de</strong>, comme celle <strong>de</strong> la Fig. 5.14.<br />
Il existe alors une vitesse <strong>de</strong> rotation maximale au <strong>de</strong>ssus <strong>de</strong> laquelle l’étoile perd <strong>de</strong> la<br />
matière à l’équateur. En effet, la force centrifuge y <strong>de</strong>vient plus importante que la gravité.<br />
Nous avons déjà discuté cet effet en 5.3.2, dans la théorie newtonienne. La résolution<br />
numérique <strong>de</strong>s équations d’Einstein permet <strong>de</strong> trouver la valeur relativiste <strong>de</strong> la vitesse<br />
<strong>de</strong> rotation maximale, la vitesse keplérienne ΩK. Lorsque Ω ≈ ΩK, l’étoile développe un
5.5 Contraintes observationnelles 103<br />
Fig. 5.14 – Profil d’une étoile à neutrons en rotation rapi<strong>de</strong> (proche <strong>de</strong> la limite <strong>de</strong> perte<br />
<strong>de</strong> masse), pour une équation d’état polytropique.<br />
point anguleux à l’équateur, indiquant l’existence <strong>de</strong> perte <strong>de</strong> masse, comme on peut le<br />
voir sur la Fig. 5.14.<br />
On peut obtenir la valeur <strong>de</strong> ΩK pour différentes équations d’état et <strong>de</strong>man<strong>de</strong>r qu’elle<br />
soit plus gran<strong>de</strong> que celle <strong>de</strong>s pulsars les plus rapi<strong>de</strong>s, à savoir ceux d’une pério<strong>de</strong> <strong>de</strong><br />
l’ordre <strong>de</strong> P = 1.5 ms.. La contrainte ainsi obtenue est indiquée sur la Fig. 5.13.<br />
La rotation peut également augmenter la masse maximale autorisée, la force centrifuge<br />
aidant la pression à supporter le poids <strong>de</strong> l’étoile à neutrons. L’influence <strong>de</strong> la rotation<br />
est clairement visible sur la Fig. 5.15 où l’on compare la relation masse-rayon pour une<br />
étoile sans rotation (courbe <strong>de</strong> gauche) et pour une étoile en rotation maximale (courbe<br />
<strong>de</strong> droite).<br />
Enfin, on peut mentionner que la vitesse <strong>de</strong> rotation maximale pourrait être limitée<br />
par l’excitation <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>s instables du flui<strong>de</strong>. Si <strong>de</strong> tels mo<strong>de</strong>s se développent, cela pourrait<br />
provoquer un freinage <strong>de</strong> l’étoile par émission d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
5.5.3 Mesure <strong>de</strong> la compacité<br />
Contrairement aux naines blanches, les étoiles à neutrons ne rayonnent pas comme<br />
<strong>de</strong>s corps noirs. Même si l’on a détecté l’émission thermique d’une dizaine d’objets, cette<br />
<strong>de</strong>rnière est difficile à modéliser car dominée par l’atmosphère <strong>de</strong> l’étoile où rêgne, en<br />
particulier, un intense champs magnétique, <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 12 G.<br />
Dans un unique cas, en 2002, on a pu détecter <strong>de</strong>s raies d’absorption à la surface <strong>de</strong><br />
l’objet. Il s’agit <strong>de</strong> la binaire X EXO 0748-676, système composé d’une étoile à neutrons<br />
qui accrète <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong>puis un compagnon remplissant son lobe <strong>de</strong> Roche. Les raies<br />
observées sont celles du fer et <strong>de</strong> l’oxygène fortement ionisé (cf. Fig. 5.16). Le décalage<br />
gravitationnel spectral mesuré est <strong>de</strong> z = 0.35. Compte tenu <strong>de</strong> la formule (5.18), on peut
104 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.15 – Relation masse-rayon pour une étoile sans rotation (courbe <strong>de</strong> gauche) et une<br />
étoile à rotation maximale (courbe <strong>de</strong> droite). Les <strong>de</strong>nsités centrales sont portées sur les<br />
courbes, en multiples <strong>de</strong> 10 18 kg m −3 .<br />
en déduire la compacité :<br />
Ξ = GM<br />
= 0.23 (5.29)<br />
Rc2 qui est consistant avec les valeurs typiques <strong>de</strong> M = 1.4 M⊙ et R = 9 km.<br />
5.5.4 Tremblements d’étoile à neutrons<br />
Dans le modèle du dipôle magnétique que nous avons vu à la Sec. 5.3.3, la fréquence<br />
d’émission <strong>de</strong>s pulsars <strong>de</strong>vrait diminuer régulièrement sous l’effet du freinage magnétique.<br />
Or, en certaines occasions, <strong>de</strong>s pulsars subissent <strong>de</strong>s augmentations soudaines <strong>de</strong> pério<strong>de</strong>.<br />
On retrouve une évolution dûe au freinage magnétique sur <strong>de</strong>s échelles <strong>de</strong> temps <strong>de</strong> l’ordre<br />
du mois. Ces évènements son connus sous le nom <strong>de</strong> “glitch”. Un tel évènement peut<br />
être vu sur la Fig. 5.17, où la variation <strong>de</strong> la fréquence due au freinage magnétique a été<br />
soustraite, ne montrant que le glitch. La Fig. 5.18 est une autre illustration du phénomène.<br />
Les <strong>de</strong>ux pulsars les plus célèbres où ce type <strong>de</strong> phénomène est observé sont les pulsars<br />
Vela et du Crabe avec <strong>de</strong>s variations relatives <strong>de</strong> vitesse angulaire <strong>de</strong> ∆Ω/Ω ≈ 10 −6 et 10 −8<br />
respectivement. L’explication <strong>de</strong>s glitches semble trouver sa source dans le fait que l’étoile<br />
à neutrons est constituée <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux composantes qui ne sont que faiblement couplées :<br />
– une croûte soli<strong>de</strong> dont nous observons la rotation.<br />
– un intérieur flui<strong>de</strong> qui peut être en rotation à une vitesse différente.<br />
Il existe au moins <strong>de</strong>ux modèles possibles pour expliquer les glitches. D’une part on<br />
peut invoquer la rigidité <strong>de</strong> la croûte. Dans ce modèle, l’étoile est légèrement aplatie par
5.5 Contraintes observationnelles 105<br />
Fig. 5.16 – Spectre <strong>de</strong> l’étoile à neutrons <strong>de</strong> la binaire X EXO 0748-676 obtenu par<br />
XMM-Newton.<br />
Fig. 5.17 – Glitch du pulsar PRS B1046-58.
106 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.18 – Représentation schématique <strong>de</strong> la vitesse <strong>de</strong> rotation au cours du temps pour<br />
un pulsar subissant une série <strong>de</strong> glitches.<br />
la rotation mais tandis que l’étoile ralentit, la croûte ne peut pas se déformer <strong>de</strong> façon<br />
continue et ceci crée une tension entre les <strong>de</strong>ux composantes. Lors d’un glitch, la tension<br />
est trop forte pour la croûte qui se “casse” brusquement, causant la variation brusque <strong>de</strong><br />
la vitesse <strong>de</strong> rotation.<br />
Le second modèle repose sur la présence d’un intérieur superflui<strong>de</strong>. Tandis que la<br />
croûte ralentit, une tension se crée entre la composante superflui<strong>de</strong> et la croûte. A un<br />
moment donné, cette force est suffisante pour provoquer un brusque transfert <strong>de</strong> moment<br />
cinétique entre la composante superflui<strong>de</strong> et la croûte, provoquant un glitch.<br />
Il semble qu’un modèle basé uniquement sur la rigidité ne soit pas suffisant pour expliquer<br />
les glitches du pulsar Vela. L’observation <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier semble être un indice précieux<br />
quand à la présence d’une composante superflui<strong>de</strong> à l’intérieur <strong>de</strong> l’étoile à neutrons.<br />
5.5.5 Scénario <strong>de</strong> formation<br />
Si la formation standard <strong>de</strong>s étoiles à neutrons se fait bien selon le processus <strong>de</strong><br />
supernovae <strong>de</strong> type gravitationnel, on doit pouvoir associer certains restes <strong>de</strong> supernovae<br />
avec la présence d’étoiles à neutrons. Une <strong>de</strong>s confirmations les plus convaincantes est<br />
sans doute la détection, dès 1968, d’un pulsar dans la nébuleuse du Crabe, reste <strong>de</strong> la<br />
supernova <strong>de</strong> 1054. On peut également mentionner la supernova <strong>de</strong> 1987 dont les neutrinos<br />
provenant <strong>de</strong> la neutronisation <strong>de</strong> la matière ont été détectés. Toutefois, l’association n’est<br />
pas toujours facile à confirmer tant les propriétés <strong>de</strong>s étoiles à neutrons nouvellement<br />
formées peuvent être différentes. Citons pas exemple la possibilité qu’elles ne soient pas<br />
<strong>de</strong>s pulsars, ou du moins que leur jet ne pointe pas dans notre direction. Il est également
5.5 Contraintes observationnelles 107<br />
Indice Nombre<br />
Pulsar + Nébuleuse X 11<br />
Source X ponctuelle + Nébuleuse X 3<br />
Nébuleuse X et radio 7<br />
Nébuleuse radio 6<br />
“Soft γ repeater” 3<br />
Source X ponctuelle 9<br />
Tab. 5.1 – Nombre d’association possibles entre <strong>de</strong>s restes <strong>de</strong> supernovae et <strong>de</strong>s étoiles à neutrons,<br />
pour <strong>de</strong>s critères <strong>de</strong> moins en moins contraignants (basé sur un article <strong>de</strong> Helfand).<br />
Fig. 5.19 – Vitesse <strong>de</strong> pulsars en fonction <strong>de</strong> leur champs magnétique.<br />
possible, et nous y reviendrons plus tard, que l’étoile à neutrons ai été éjectée du reste<br />
<strong>de</strong> la supernovae, rendant l’association difficile à faire. Le Tab. 5.1 présente le nombre<br />
d’associations possibles, selon <strong>de</strong>s critères <strong>de</strong> moins en moins forts.<br />
Un autre indice quand à la formation <strong>de</strong>s étoiles à neutrons peut être vu sur la Fig.<br />
5.19. On y a porté la vitesse d’un échantillon <strong>de</strong> pulsars en fonction <strong>de</strong> leur champs<br />
magnétique. Il apparaît que les vitesses moyennes sont <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 500 km s −1 , alors que,<br />
pour <strong>de</strong>s étoiles standard, cette valeur est plutôt <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 25 km s −1 . Ces vitesses<br />
importantes sont possiblement le signe <strong>de</strong> la naissance violente <strong>de</strong>s étoiles à neutrons<br />
au sein <strong>de</strong>s supernovae. Il est en particulier possible que ces vitesses s’expliquent par<br />
l’excitation d’une instabilité dipolaire comme celle <strong>de</strong> la Fig. 3.23 (voir Chap. 3 pour plus<br />
<strong>de</strong> détails).
108 Étoiles à neutrons<br />
5.6 Questions ouvertes<br />
5.6.1 Des étoiles étranges ?<br />
Les étoiles étranges sont parmi les alternatives les plus intéressantes au modèle classique<br />
<strong>de</strong>s étoiles à neutrons. Au lieu d’avoir affaire à une matière composée essentiellement<br />
<strong>de</strong> neutrons, il est possible que les quarks soient déconfinés et que l’état fondamental <strong>de</strong><br />
la matière soit alors un mélange d’une quantité égale <strong>de</strong> quarks u, d et s (d’où le nom<br />
d’étoiles étranges), ainsi que d’une fraction d’électrons. La réalité <strong>de</strong> cette proposition<br />
n’est pas encore avêrée mais si les étoiles à neutrons étaient vraiment <strong>de</strong>s étoiles étranges,<br />
cela aurait d’importantes répercutions sur leur structure.<br />
En particulier, la vitesse <strong>de</strong> rotation maximale pourrait être plus élevée. Comme nous<br />
l’avons vu en Sec. 5.5.2, cette <strong>de</strong>rnière pourrait être limitée par l’excitation d’une instabilitée<br />
du flui<strong>de</strong>. Il s’avère que cette instabilité peut être réduite par la viscosité du flui<strong>de</strong>.<br />
Or on pense que la matière étrange pourrait êre plus visqueuse que la matière normale<br />
et donc que les étoiles étranges pourraient être en rotation plus rapi<strong>de</strong>, sans pour autant<br />
ralentir par émission d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
Une autre différence importante est la relation entre la masse et le rayon. Typiquement,<br />
pour les étoiles à neutrons, la masse est une fonction décroissante du rayon tandis que<br />
c’est le contraire dans le cas <strong>de</strong> la matière étrange, comme on peut le voir sur la Fig. 5.13.<br />
En particulier, on peut voir que seules <strong>de</strong>s étoiles étranges pourraient avoir <strong>de</strong>s rayons<br />
R ≤ 8 km. Malgré quelques affirmations, démenties <strong>de</strong>puis, aucun rayon aussi petit n’a<br />
été mesuré pour l’instant.<br />
Enfin, l’équation d’état <strong>de</strong> la matière étrange provoque un saut <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité à la surface<br />
<strong>de</strong> l’étoile, contrairement à la matière habituelle où celle-ci tend vers 0 (voir les profils <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>nsité sur la Fig. 5.20). Ce saut <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité pourrait avoir <strong>de</strong>s implications observationnelles<br />
permettant <strong>de</strong> discriminer entre étoiles à neutrons et étoiles étranges, en particulier<br />
par <strong>de</strong>s différences <strong>de</strong> propriétés spectrales.<br />
5.6.2 Sursauts récurrents <strong>de</strong> γ mous (SGR) et magnétars<br />
Les SGR (pour Soft Gamma-ray Repeater) se rapprochent <strong>de</strong>s sursauts γ habituels<br />
et n’ont pas été immédiatemment reconnus comme une classe a part. Comme leur nom<br />
l’indique, ils émettent <strong>de</strong> l’énergie dans <strong>de</strong>s longueurs d’on<strong>de</strong>s plus gran<strong>de</strong>s que les sursauts<br />
typiques, plutôt dans le domaine <strong>de</strong>s X durs que <strong>de</strong>s rayons γ. De plus, ce sont <strong>de</strong>s<br />
évènements qui connaissent plusieurs épiso<strong>de</strong>s d’émission successifs, avec <strong>de</strong>s pério<strong>de</strong>s<br />
très variables, <strong>de</strong> quelques centaines à quelques épiso<strong>de</strong>s tous les dix ans. Ceci implique<br />
que la source survive à l’émission contrairement aux sursauts γ typiques (voir Chap. 4).<br />
La courbe <strong>de</strong> lumière du premier SGR, en date du 5 mars 1979, est présentée sur la<br />
Fig. 5.21. On interprête la pério<strong>de</strong> <strong>de</strong> 0.8 s. visible dans le signal, comme la pério<strong>de</strong> <strong>de</strong><br />
rotation <strong>de</strong> l’étoile à neutrons.<br />
Le modèle le plus en vogue pour expliquer les SGR repose sur la présence d’une étoile<br />
à neutrons jeune au champs magnétique très intense, <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 15−16 G, soit 4 ordres
ρ [10 14 g cm -3 ]<br />
14<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
5.6 Questions ouvertes 109<br />
0<br />
0 2 4 6 8 10 12<br />
r [km]<br />
Fig. 5.20 – Profiles <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsité pour une étoile étrange (courbe pleine noire) et une étoile<br />
polytropique <strong>de</strong> même masse (courbe tiret rouge).<br />
Fig. 5.21 – Courbe <strong>de</strong> luminosité du SGR en date du 5 mars 1979.
110 Étoiles à neutrons<br />
Fig. 5.22 – Position du SGR du 5 mars 1979 par rapport au reste <strong>de</strong> supernova N49.<br />
Le fait que la source soit excentrée semble indiquer que l’étoile à neutrons a une vitesse<br />
propre importante.<br />
<strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur <strong>de</strong> plus que les pulsars. On parle alors <strong>de</strong> magnétar. L’association d’au moins<br />
un SGR avec un reste <strong>de</strong> supernova, N49, semble confirmer ce fait (voir Fig. 5.22).<br />
On pense que le champs magnétique <strong>de</strong>s magnétars vient <strong>de</strong> l’effet dynamo. Il s’agit<br />
d’un couplage complexe entre le flui<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’étoile et le champs magnétique qui peut augmenter<br />
ce <strong>de</strong>rnier <strong>de</strong> façon très importante (on pense que les champs magnétiques terrestres<br />
et solaires sont également dus à cet effet). Pour que l’effet dynamo fonctionne, dans<br />
le cas <strong>de</strong>s étoiles à neutrons, il faut, que la pério<strong>de</strong> <strong>de</strong> rotation initiale soit très courte, en<br />
particulier plus courte que celles observées pour les pulsars. Mais cet état ne peut durer<br />
longtemps, l’étoile ralentissant par freinage magnétique qui, dans le cas <strong>de</strong>s magnétars est<br />
très efficace. On pense que la rotation rapi<strong>de</strong> ne peut durer que quelques secon<strong>de</strong>s, ce qui<br />
est toutefois suffisant pour produire un champs magnétique <strong>de</strong> 10 16 G qui perdurera une<br />
fois que l’étoile aura ralenti.<br />
Pour expliquer les épiso<strong>de</strong>s d’émission, on invoque un couplage entre la croûte <strong>de</strong><br />
l’étoile et le champs magnétique, un peu comme pour les glitches <strong>de</strong>s pulsars. Les sursauts<br />
se produisent quand le couplage induit une contrainte trop forte sur les lignes <strong>de</strong><br />
champs magnétique, provoquant une brusque émission d’énergie et un réarrangement <strong>de</strong><br />
ces <strong>de</strong>rnières. Notons que c’est un évènement <strong>de</strong> ce type qui, le 27 décembre 2004, a été<br />
responsable <strong>de</strong> l’émission la plus énergétique <strong>de</strong> rayons γ jamais observée. Il s’agissait<br />
d’un sursaut <strong>de</strong> SGR 1806-20 qui satura tous les satellites γ en orbite (voir Fig. 5.23) , à<br />
l’exception d’un satellite russe qui se trouvait dans l’ombre <strong>de</strong> la terre et qui détecta les<br />
γ réfléchis par la lune !
5.6 Questions ouvertes 111<br />
Fig. 5.23 – Sursaut <strong>de</strong> SGR 1806-20 en date du 27 décembre 2004, observé par le satellite<br />
INTEGRAL, qui fut saturé par l’émission.
112 Étoiles à neutrons
Chapitre 6<br />
Trous noirs<br />
6.1 Introduction<br />
Nous avons vu au Chap. 3 que les étoiles très massives <strong>de</strong>vaient terminer leur vie en<br />
formant un trou noir. Nous avons également montré au Chap. 5, que les étoiles à neutrons<br />
ne pouvaient pas avoir une masse arbitrairement gran<strong>de</strong>. Que se produit-il alors quand<br />
une étoile à neutron dépasse cette masse, par exemple par accrétion dans un système<br />
binaire ? Il semble qu’un trou noir doive alors se former.<br />
Si le terme <strong>de</strong> trou noir a été employé pour la première fois dans les années 60,<br />
par Wheeler, c’est une idée qui est bien antérieure. En effet, en utilisant seulement <strong>de</strong>s<br />
arguments issus <strong>de</strong> la mécanique newtonienne, Michell en 1784 et Laplace en 1796 furent<br />
capables <strong>de</strong> pressentir leur existence. En substance, leur raisonnement est le suivant.<br />
Supposons que la lumière est constituée <strong>de</strong> corps <strong>de</strong> vitesse c et <strong>de</strong> masse m. Chacun <strong>de</strong><br />
ces grains <strong>de</strong> lumière possè<strong>de</strong> donc une énergie cinétique<br />
Ec = 1<br />
2 mc2 . (6.1)<br />
Supposons maintenant que ces particules se trouvent à une distance r d’un corps attracteur<br />
<strong>de</strong> masse M. Leur énergie potentielle est alors simplement donnée par<br />
Ep = − GMm<br />
. (6.2)<br />
r<br />
La lumière ne pourra s’échapper à l’infini que si l’énergie ménanique totale est positive,<br />
soit si Ec > −Ep. Il existe donc une valeur critique Rg telle que pour r < Rg, le corpuscule<br />
<strong>de</strong> lumière se trouve piégé par attraction gravitationnelle. Dans ce cadre simpliste, Rg est<br />
simplement donné par<br />
Rg = 2GM<br />
c2 (6.3)<br />
et porte le nom <strong>de</strong> rayon gravitationnel. Pour les objets du système solaire ce rayon est<br />
très petit (∼ 3 km pour le Soleil et ∼ 1 cm pour la Terre) et est en particulier plus petit<br />
que le rayon <strong>de</strong>s objets eux-mêmes. Le rapport entre le rayon caractéristique <strong>de</strong> l’objet
114 Trous noirs<br />
et son rayon gravitationnel est, une nouvelle fois, donné par le paramètre <strong>de</strong> compacité<br />
(voir Chap. 1) :<br />
Rg<br />
R<br />
= 2Ξ. (6.4)<br />
On peut noter qu’un objet dont le rayon coïnci<strong>de</strong> avec le rayon gravitationnel n’est pas<br />
particulièrement <strong>de</strong>nse. En effet, si on introduit la <strong>de</strong>nsité moyenne ¯ρ par M = 4/3πR 3 g ¯ρ,<br />
on trouve que :<br />
¯ρR 2 g = 3c2<br />
8πG = 1.6 1026 kg m −1 . (6.5)<br />
On voit donc que ¯ρ peut être petit, pour peu que le rayon soit grand. Ainsi, le soleil<br />
pourrait être un astre noir si il avait un rayon 500 fois plus grand, à <strong>de</strong>nsité constante.<br />
6.2 Trous noirs en relativité générale<br />
Dans toute la suite, nous adopterons la convention habituelle <strong>de</strong> la relativité générale :<br />
G = c = 1.<br />
6.2.1 métrique <strong>de</strong> Schwarzschild<br />
Le champs gravitationnel <strong>de</strong>s trous noirs est tellement intense qu’ils doivent être décrits<br />
par la relativité générale. La solution mathématique décrivant un trou noir a été obtenue<br />
par le mathématicien allemand Schwarzschild, à peine quelques mois après la publication<br />
<strong>de</strong> la théorie par Einstein. Schwarzschild a obtenu la géométrie <strong>de</strong> l’espace-temps<br />
à l’extérieur d’un objet sphérique et statique. Einstein lui même fut très impressionné<br />
mais aucun <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux hommes ne réalisa l’importance astrophysique <strong>de</strong> la solution <strong>de</strong><br />
Schwarzschild.<br />
Dans les coordonnées qui portent son nom, la métrique <strong>de</strong> Schwarschild s’écrit :<br />
ds 2 = − (1 − 2M/r) dt 2 +<br />
dr 2<br />
(1 − 2M/r) + r2 dθ 2 + sin 2 θdϕ 2 . (6.6)<br />
Cette métrique ne dépend que d’un seul paramètre M. Ce <strong>de</strong>rnier est la masse gravitationnelle<br />
du système. En effet, comme nous l’avons vu au Chap. 5, pour le système <strong>de</strong><br />
TOV, la gran<strong>de</strong>ur Φ = ln (N), où N 2 est le coefficient <strong>de</strong> dt 2 , est l’équivalent, en relativité<br />
générale, du potentiel gravitationnel. Pour la métrique (6.6), on a :<br />
Φ = 1<br />
2 ln<br />
<br />
1 − 2M<br />
<br />
. (6.7)<br />
r<br />
Si l’on fait tendre r → ∞, on a alors Φ ≈ − GM<br />
, où l’on a réintroduit G par analyse<br />
r<br />
<strong>de</strong> la dimension. On retrouve donc la valeur newtonienne du potentiel, où M apparaît<br />
donc comme la masse vue par une particule orbitant le trou noir, à gran<strong>de</strong> distance.
6.2 Trous noirs en relativité générale 115<br />
Fig. 6.1 – Espace temps <strong>de</strong> Schwarzschild dans les coordonnées <strong>de</strong> Kruskal-Szekeres.<br />
On peut noter que la métrique (6.6) est solution du vi<strong>de</strong>, c’est à dire qu’elle est<br />
telle que G µν = 0. Si l’on ne retrouve pas l’espace-temps plat <strong>de</strong> Minkowski, celui <strong>de</strong> la<br />
relativité restreinte, c’est à cause <strong>de</strong> la singularité centrale, qui provoque un changement<br />
<strong>de</strong> topologie, topologie qui n’est pas contrainte par les équations d’Einstein. Le trou noir<br />
<strong>de</strong> Schwarzschild apparaît donc comme un objet purement géométrique.<br />
6.2.2 Singularité <strong>de</strong> coordonnée<br />
Il est clair que la métrique <strong>de</strong> Schwarzschild est singulière en RS = 2M<br />
<br />
= 2GM<br />
c 2<br />
<br />
. Il<br />
s’agit <strong>de</strong> la valeur du rayon <strong>de</strong> Schwarzschild, que nous avons déjà introduit au Chap. 1.<br />
Toutefois, comme toujours en RG, il faut se gar<strong>de</strong>r <strong>de</strong> tirer <strong>de</strong>s conclusions hâtives.<br />
Schwarzschild lui-même pensait que sa solution n’était valable que pour r > 2M. En<br />
fait il s’agit d’une singularité qui n’est pas intrinsèque et qui peut disparaître en introduisant<br />
d’autres coordonnées, comme, par exemple, celles <strong>de</strong> Kruskal-Szekeres :<br />
T =<br />
r<br />
2M<br />
La métrique s’écrit alors :<br />
<br />
r<br />
<br />
t<br />
− 1<br />
exp sinh<br />
4M 4M<br />
ds 2 =<br />
32M 3<br />
r<br />
, X =<br />
r<br />
2M<br />
<br />
<br />
− 1<br />
exp<br />
<br />
r<br />
<br />
t<br />
cosh<br />
4M 4M<br />
<br />
.<br />
(6.8)<br />
<br />
exp − r<br />
−dT 2 2<br />
+ dX<br />
2M<br />
+ r 2 dθ 2 + sin 2 θdϕ 2 . (6.9)<br />
Il apparaît alors clairement que la métrique est désormais régulière en r = 2M. Le diagramme<br />
<strong>de</strong> l’espace-temps dans les coordonnées <strong>de</strong> Kruskal-Szekeres est donnée par la<br />
Fig. 6.1.
116 Trous noirs<br />
6.2.3 La singularité centrale<br />
Une autre singularité <strong>de</strong> la métrique <strong>de</strong> Schwarzschild est visible en r = 0. Contrairement<br />
à la surface r = 2M, cette <strong>de</strong>rnière n’est pas modifiée par changement <strong>de</strong> variable.<br />
En effet, on peut montrer que <strong>de</strong>s quantité géométriques (i.e. qui ne dépen<strong>de</strong>nt pas <strong>de</strong>s<br />
coordonnées) sont divergentes en r = 0. C’est par exemple le cas pour l’invariant <strong>de</strong><br />
Kretschmann<br />
I = R αβγδ 2 48M<br />
Rαβγδ =<br />
r6 . (6.10)<br />
La singularité en r = 0 est donc une vraie singularité physique. C’est même sa présence<br />
qui fait que la topologie <strong>de</strong> l’espace-temps n’est pas triviale et que l’on ne se trouve pas<br />
en espace-temps plat.<br />
Le fait que la courbure soit infinie en r = 0 peut sembler délicat à interprêter. Il<br />
semble toutefois que l’on doive changer la physique à l’approche <strong>de</strong> la singularité centrale,<br />
les effets quantiques <strong>de</strong>vant apparaître. Malheureusement, la <strong>de</strong>scription quantique <strong>de</strong> la<br />
gravitation reste encore à faire. Un <strong>de</strong>s effets possible est une oscillation chaotique <strong>de</strong>s<br />
distances et du temps à l’approche <strong>de</strong> la singularité.<br />
6.2.4 “Un trou noir n’a pas <strong>de</strong> cheveux”<br />
Le trou noir <strong>de</strong> Schwarzschild représente un trou noir stationnaire, sphérique. La question<br />
est alors <strong>de</strong> savoir quels autres types <strong>de</strong> trous noirs stationnaires peuvent exister. En<br />
particulier quels sont les paramètres les définissant. La réponse à cette question a été l’une<br />
<strong>de</strong>s gran<strong>de</strong>s réussite <strong>de</strong> la physique <strong>de</strong>s trous noirs. On la doit principalement à Carter<br />
et Hawking. Le résultat a inspiré Wheeler la célèbre mais néanmoins salace formule : ‘’A<br />
black hole has no hair” (“un trou noir n’a pas <strong>de</strong> cheveux”). Autrement-dit, l’espacetemps<br />
d’un trou noir isolé, stationnaire est déterminé uniquement par un petit nombre<br />
<strong>de</strong> paramètres et il n’existe pas <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs cachées (les cheveux ...).<br />
Carter et Hawking ont montré qu’un trou noir était complêtement défini par trois<br />
gran<strong>de</strong>urs : sa masse M, son moment angulaire S et sa charge électrique Q. De ce point<br />
<strong>de</strong> vue les trous noirs sont donc <strong>de</strong>s objets très simples. La géométrie est alors donnée par<br />
la métrique <strong>de</strong> Kerr-Neumann. Toutefois en astrophysique, seul le cas Q = 0 est pertinent.<br />
En effet un trou noir chargé attirera rapi<strong>de</strong>ment, par attraction électromagnétique, une<br />
particule du milieu interstellaire <strong>de</strong> signe opposée qui sera absorbée. La charge résultante<br />
sera alors nulle. Il est donc extrêmement peu probable <strong>de</strong> trouver <strong>de</strong>s trous noirs globalement<br />
chargés et nous ne considérerons par la suite que le cas Q = 0, dit trou noir <strong>de</strong><br />
Kerr.<br />
6.2.5 La métrique <strong>de</strong> Kerr<br />
Dans les coordonnées <strong>de</strong> Boyer-Lindquist, qui sont une généralisation <strong>de</strong>s coordonnées<br />
<strong>de</strong> Schwarzschild, la métrique <strong>de</strong> Kerr prends la forme<br />
ds 2 = − ∆<br />
ρ2 2 2 sin<br />
dt − a sin θdϕ + 2 θ<br />
ρ2 2 2<br />
r + a dϕ − adt 2 ρ<br />
+ 2<br />
∆ dr2 + ρ 2 dθ 2<br />
(6.11)
où l’on a défini<br />
6.3 Quelques propriétés amusantes... 117<br />
∆ := r 2 − 2Mr + a 2<br />
ρ 2<br />
(6.12)<br />
:= r 2 + a 2 cos 2 θ (6.13)<br />
a := S<br />
M<br />
(6.14)<br />
Remarquons tout d’abord que, comme attendu, lorsque a = 0, on retrouve la mêrique<br />
<strong>de</strong> Schwarzschild. La métrique ne dépend ni <strong>de</strong> ϕ, ni du temps t et décrit donc un objet<br />
stationnaire et axisymmétrique.<br />
Comme pour le trou noir <strong>de</strong> Schwarzschild, une singularité géométrique est présente<br />
en r = 0 et θ = 0. Cette singularité a la topologie d’un anneau.<br />
D’un point <strong>de</strong> vu astrophysique, il faut imposer que a ≤ M, ce qui limite la rotation<br />
du trou noir.<br />
6.3 Quelques propriétés amusantes...<br />
6.3.1 Horizon <strong>de</strong>s évènements<br />
Une <strong>de</strong>s caractérisations possible d’un trou noir reponse sur la présence d’un horizon<br />
<strong>de</strong>s évènements. Par définition, il s’agit d’une surface qui délimite <strong>de</strong>ux régions <strong>de</strong> l’espacetemps<br />
:<br />
– une région extérieure (r > RS) à partir <strong>de</strong> laquelle on peut émettre <strong>de</strong>s photons<br />
jusqu’à l’infini.<br />
– une région intérieure (r < RS) <strong>de</strong>puis laquelle on ne peut pas envoyer <strong>de</strong> photons<br />
l’infini. La force gravitationnelle est tellement forte que la lumière ne peut s’échapper<br />
et on parle donc <strong>de</strong> trou noir.<br />
Dans le cas d’un trou noir <strong>de</strong> Kerr, l’horizon <strong>de</strong>s évènements a pour rayon : RH =<br />
M + √ M 2 − a 2 , dans les coordonnéés <strong>de</strong> Boyer-Lindquist.<br />
Rien ne pouvant se déplacer plus rapi<strong>de</strong>ment que la lumière, la région située à l’intérieur<br />
<strong>de</strong> l’horizon <strong>de</strong>s évènements, ne peut communiquer avec l’extérieur. On dit qu’elle est causalement<br />
déconnectée <strong>de</strong> l’extérieur. Mentionnons que la réciproque n’est pas vrai puisqu’un<br />
observateur situé l’infini peut parfaitement envoyer un signal à quelqu’un situé dans<br />
le trou noir. Du point <strong>de</strong> vue d’un observateur plongeant dans le trou noir, la traversée<br />
<strong>de</strong> l’horizon se fait sans que rien <strong>de</strong> particulier ne se produise.<br />
6.3.2 Horizon apparent<br />
La notion d’horizon <strong>de</strong>s évènements n’est pas la seule que l’on peut définir dans le<br />
cas d’un trou noir. Il peut être parfois utile d’utiliser la notion d’horizon apparent. Une<br />
nouvelle fois, ce <strong>de</strong>rnier est la frontière entre <strong>de</strong>ux régions :<br />
– une région extérieure où les faisceaux <strong>de</strong> photons sont divergents.<br />
– une région intérieure où les faisceaux ne peuvent que converger.
118 Trous noirs<br />
Dans <strong>de</strong>s cas stationnaires, et donc pour <strong>de</strong>s trous noirs <strong>de</strong> Schwarzschild et <strong>de</strong> Kerr, les<br />
<strong>de</strong>ux type d’horizons sont confondus mais ce n’est pas forcément le cas dans <strong>de</strong>s situations<br />
dépendant du temps. On peut noter que l’horizon apparent est une notion locale tandis<br />
que l’horizon <strong>de</strong>s évènements est une notion globale dont la détermination nécessite la<br />
connaissance <strong>de</strong> tout l’espace-temps. Enfin, on peut montrer qu’un horizon apparent est<br />
toujours situé à l’intérieur d’un horizon <strong>de</strong>s évènements.<br />
6.3.3 La censure cosmique<br />
La conjecture <strong>de</strong> censure cosmique est due à Penrose. Elle affirme qu’une singularité<br />
<strong>de</strong> l’espace-temps doit forcément être dissimulée au mon<strong>de</strong> extérieur par un horizon <strong>de</strong>s<br />
évènements. Il semble que, dans certaines situations très précises, pour certaines symétries<br />
ou théories, cette conjecture puisse être violée mais on ne s’attend pas à ce que cela soit<br />
le cas pour <strong>de</strong>s objets astrophysiques. De ce point <strong>de</strong> vue, l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong>s trous noirs peut<br />
donc se restreindre à l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> ce qui se passe à l’extérieur <strong>de</strong>s horizons.<br />
6.3.4 L’ergosphère<br />
La rotation d’un trou noir <strong>de</strong> Kerr, provoque un effet d’entraînement : elle tend à faire<br />
tourner, dans le même sens que le trou noir, tout son voisinage. En particulier, on peut<br />
montrer qu’en <strong>de</strong>ssous d’un rayon<br />
rstatique = M + √ M 2 − a 2 cos 2 θ (6.15)<br />
aucun observateur ne peux rester immobile par rapport à l’infini. rstatique est appelée la<br />
limite statique. Quelle que soit la force qui lui est appliquée, cet observateur est condamné<br />
à tourner avec le trou noir. Notons que la surface définie par rstatique est extérieure à<br />
l’horizon. On appelle ergosphère la zone telle que RH < r < rstatique. Dans une telle zone,<br />
un observateur ne peut donc rester immobile mais peut toutefois encore échapper à la<br />
singularité centrale.<br />
Pour mieux comprendre cette situation, nous pouvons faire une analogie avec le tourbillon<br />
marin <strong>de</strong> la figure 6.2. Situé dans la zone I, le nageur A peut nager suffisamment vite<br />
pour lutter contre l’effet d’entraînement. Le même nageur situé en B ne pourra contrer la<br />
vitesse <strong>de</strong> l’eau et sera entraîné par la rotation du tourbillon. Toutefois, il lui est encore<br />
possible <strong>de</strong> s’en échapper. Le frontière entre les zones I et II est donc l’équivalent <strong>de</strong> la<br />
limite statique. Si le nageur se trouve maintenant en C, il est tellement près du centre du<br />
tourbillon qu’il ne peux plus nager suffisamment vite pour s’échapper et sera happé par<br />
ce <strong>de</strong>rnier. La frontière entre les zones II et III est l’horizon du tourbillon.<br />
En 1969 Penrose a montré qu’il était possible d’extraire une partie <strong>de</strong> l’énergie <strong>de</strong><br />
rotation du trou noir, et donc <strong>de</strong> le ralentir, en invoquant <strong>de</strong>s trajectoires <strong>de</strong> particules<br />
passant dans l’ergosphère (cas B <strong>de</strong> Fig. 6.2).
6.3 Quelques propriétés amusantes... 119<br />
A<br />
B<br />
C<br />
Zone I Zone II<br />
Zone III<br />
Fig. 6.2 – Tourbillon marin. Les flêches en gras représentent la vitesse <strong>de</strong> l’eau. Les lignes<br />
pointillées sont les frontières entre les différents domaines. Les trajets suivis par trois<br />
nageurs sont représentés. A est plus loin que la limite statique, B est dans l’ergosphère et<br />
C en <strong>de</strong>ssous <strong>de</strong> l’horizon.<br />
6.3.5 Secon<strong>de</strong> loi <strong>de</strong> la thermodynamique<br />
En 1971-1972, Hawking a montré que lors d’un processus physique (absorption d’énergie,<br />
coalescence <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux trous noirs ...), la somme <strong>de</strong>s aires <strong>de</strong>s horizons ne pouvait pas<br />
décroître. Par exemple si <strong>de</strong>ux trous noirs d’aires A1 et A2, fusionnent pour former un<br />
troisième trou noir d’aire A3, on a forcément A3 ≥ A1 + A2. Ceci est l’analogue du second<br />
principe <strong>de</strong> la thermodynamique : l’entropie S d’un système isolé ne peut qu’augmenter.<br />
Si le processus est quasi-statique, alors l’aire <strong>de</strong>s horizons est constante. L’aire d’un trou<br />
noir <strong>de</strong> Kerr est donnée par<br />
A = 4π<br />
<br />
a 2 <br />
+ M + √ M 2 − a2 <br />
2<br />
. (6.16)<br />
On définit ensuite la masse irréductible, comme la masse associée a cette aire :<br />
<br />
A<br />
Mir = . (6.17)<br />
16π<br />
En combinant les équations (6.16) et (6.17) on trouve la formule <strong>de</strong> Christodoulou :<br />
M 2 = M 2<br />
ir + S2<br />
4M 2 . (6.18)<br />
Dans le cas <strong>de</strong> Schwarzschild, la masse irréductible coïnci<strong>de</strong> donc avec la masse gravitationnelle.<br />
Le critère d’augmentation <strong>de</strong> l’aire s’avêre parfois utile pour contrôler la précision<br />
<strong>de</strong> certains co<strong>de</strong>s numériques.<br />
ir
120 Trous noirs<br />
Fig. 6.3 – Illustration du processus <strong>de</strong> rayonnement Hawking.<br />
6.3.6 Radiation <strong>de</strong> Hawking<br />
En théorie classique, aucune radiation ne peut s’échapper d’un trou noir. La situation<br />
est légèrement différente quand on se place d’un point <strong>de</strong> vue quantique. Hawking a montré<br />
que les trous noirs avaient une température et qu’ils rayonnaient en fait comme <strong>de</strong>s corps<br />
noirs. L’idée <strong>de</strong> ce processus est représenté sur la Fig. 6.3. A cause du principe d’incertitu<strong>de</strong><br />
d’Heisenberg, on peut créer, à partir du vi<strong>de</strong>, <strong>de</strong>s paires particules-antiparticules. Dans<br />
l’espace usuel, ces paires sont virtuelles et s’annihilent très rapi<strong>de</strong>ment. Toutefois, si la<br />
création se produit à proximité <strong>de</strong> l’horizon, une <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux particules peut être absorbée<br />
par le trou noir, la secon<strong>de</strong> gagnant le statut <strong>de</strong> particule réelle. Tout se produit alors<br />
comme si le trou noir avait perdu un peu d’énergie en émettant cette particule.<br />
L’émission se fait à une température qui vaut :<br />
T = c<br />
4πkRS<br />
où RS est le rayon <strong>de</strong> Schwarzschild. La luminosité associée est donc :<br />
L = σ4 c 8<br />
256π 3 k 4 G 2<br />
1<br />
M 2<br />
(6.19)<br />
(6.20)<br />
qui est donc une fonction décroissante <strong>de</strong> la masse : plus un trou noir est petit et plus<br />
il rayonne. On peut toutefois noter que cette température est extrêmement faible. Un<br />
trou noir <strong>de</strong> M = 10 M⊙ a une température <strong>de</strong> seulement 2 10 −9 K et une luminosité <strong>de</strong>
6.4 Deux classes <strong>de</strong> trous noirs 121<br />
8 10 −31 W. Ces valeurs extrêmement faibles expliquent que le rayonnement Hawking ne<br />
sera sans doute pas détecté dans un futur proche (doux euphémisme !).<br />
L’énergie du trou noir étant E = Mc 2 , on peut intégrer la perte d’énergie par radiation<br />
Hawking entre le trou noir initial et l’évaporation totale (i.e. M = 0). Le temps qu’il faut<br />
à un trou noir <strong>de</strong> masse M pour s’évaporer est alors :<br />
τ = 256π3 G 2 k 4<br />
3σ 4 c 6 M 3 . (6.21)<br />
L’application numérique donne quelques 2 10 70 années ( !) pour un trou noir <strong>de</strong> 10 M⊙, ce<br />
qui est tout <strong>de</strong> même 60 ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur plus long que l’age <strong>de</strong> l’univers (re !).<br />
6.4 Deux classes <strong>de</strong> trous noirs<br />
Ce n’est pas parce que les trous noirs sont <strong>de</strong>s solutions admissibles <strong>de</strong> la relativité<br />
générale qu’il existe un processus physique capable d’amener à sa formation. Après tout,<br />
rien dans la théorie, n’exclut l’existence <strong>de</strong> trous blancs, sorte d’anti-trou noir émettant<br />
<strong>de</strong> l’énergie, même si il semble extrêmement improbable qu’il existe un moyen <strong>de</strong> créer <strong>de</strong><br />
tels objets.<br />
Dans l’état actuel <strong>de</strong> nos connaissances, il semble qu’il existe <strong>de</strong>ux classes <strong>de</strong> trous<br />
noirs :<br />
– les trous noirs stellaires, dont les masses sont <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 M⊙. Ces objets se<br />
forment, essentiellement, lorsqu’une étoile massive termine sa vie en supernova gravitationnelle<br />
(voir Chap. 5). On peut également imaginer <strong>de</strong>s processus <strong>de</strong> formation<br />
un peu plus rares, mettant en jeu <strong>de</strong>s étoiles à neutrons dépassant leur masse limite,<br />
soit par accrétion dans un système binaire, soit par coalescence.<br />
– les trous noirs supermassifs (SMBH), dont les masses sont <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 6−10 M⊙.<br />
On pense que ces trous noirs supermassifs sont présents au centre <strong>de</strong> la majorité, si<br />
ce n’est <strong>de</strong> toutes les galaxies.<br />
Une hypothétique classe <strong>de</strong> trous noirs dits <strong>de</strong> masses intermédiaires (IMBH)(M ≈<br />
10 4 M⊙) a également été envisagée. Des communiqués annonçant la détection d’IMBH,<br />
dans <strong>de</strong>s restes d’amas d’étoiles ont même été faits, avant d’être démentis. L’existence <strong>de</strong>s<br />
IMBH reste donc à démontrer.<br />
6.5 Trous noirs stellaires<br />
6.5.1 Critère <strong>de</strong> masse dans les binaires X<br />
Les binaires X sont <strong>de</strong>s systèmes constitués d’un objet compact, trou noir ou étoile à<br />
neutrons, autour duquel gravite une étoile. L’émission X vient du fait que la matière du<br />
compagnon tombe sur l’objet compact en formant un disque d’accrétion. La matière du<br />
disque est visqueuse ce qui provoque un échauffement, responsable <strong>de</strong> l’émission thermique
122 Trous noirs<br />
Fig. 6.4 – Vue d’artiste d’une binaire X <strong>de</strong> faible masse.<br />
en X. Selon les cas, il peut se former un jet qui émet également en X. (voir la vue d’artiste<br />
Fig. 6.4)<br />
Selon la nature du compagnon, les binaires X sont regroupées en <strong>de</strong>ux classes :<br />
– Si le compagnon est une étoile géante, on parle <strong>de</strong> binaire X <strong>de</strong> masse élevée<br />
(HMXB). On pense que les systèmes <strong>de</strong> ce genre sont le produit <strong>de</strong> l’évolution<br />
d’un système <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux étoiles binaires, la plus massives ayant formé un objet compact<br />
par supernova, cette <strong>de</strong>rnière n’ayant pas détruit la binaire. Les binaires <strong>de</strong> ce<br />
type émettent plutôt dans les X energétiques.<br />
– Si le compagnon est une étoile <strong>de</strong> la séquence principale, on parle <strong>de</strong> binaire X <strong>de</strong><br />
faible masse (LMXB). Le processus <strong>de</strong> formation <strong>de</strong> ces objets est moins clair que<br />
pour les HMXB mais on pense à la capture du compagnon par l’objet compact,<br />
potentiellement par interaction avec un troisième objet, dans <strong>de</strong>s amas d’étoiles par<br />
exemple. Le spectre <strong>de</strong>s LMXB est généralement plus mou que celui <strong>de</strong>s HMXB et<br />
l’émission n’est pas continue mais se fait plutôt selon <strong>de</strong>s phase éruptives.<br />
La compacité <strong>de</strong> l’objet qui accrête est clairement avêrée si l’on note que l’émission<br />
X varie <strong>de</strong> façon importante sur <strong>de</strong>s échelles <strong>de</strong> temps très courtes. Par exemple, pour<br />
l’objet Cygnus X1, la variabilité est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> δt ≈ 0.01 s., ce qui permet d’en déduire<br />
une taille caractéristique <strong>de</strong> moins <strong>de</strong> 3000 km, soit moins que la terre. Nous avons vu que<br />
<strong>de</strong>s objets aussi petits <strong>de</strong>vaient être <strong>de</strong>s objets <strong>compacts</strong>. Or, d’après les étu<strong>de</strong>s faites aux<br />
Chap. 2 et 5 nous avons vu que les naines blanches et les étoiles à neutrons avaient une<br />
limite supérieure pour leur masse. Tout objet compact plus massif que, disons, 5 M⊙ se<br />
doit donc d’être un trou noir.<br />
Pour plusieurs systèmes, on dispose d’observations précises sur le compagnon. En<br />
particulier, par spectroscopie et effet Doppler, on peut mesurer la vitesse radiale <strong>de</strong> ce<br />
<strong>de</strong>rnier. Un exemple d’observation <strong>de</strong> ce type est donné par la Fig. 6.5. En utilisant les<br />
lois <strong>de</strong> Kepler (les orbites sont newtoniennes même si on a affaire à un objet compact),
6.5 Trous noirs stellaires 123<br />
Fig. 6.5 – Vitesse radiale du compagnon <strong>de</strong> X V404 Cygni. Le meilleur ajustement est<br />
obtenu pour K = 208 km s −1 et P = 6.5 jours.<br />
on peut déterminer la fonction <strong>de</strong> masse :<br />
f (M1, M2, i) = M 3 1 sin 3 i<br />
(M1 + M2) 2 = K3 P<br />
2πG<br />
(6.22)<br />
où M1 est la masse <strong>de</strong> l’objet compact et M2 la masse du compagnon. i est l’angle<br />
d’inclinaison du plan <strong>de</strong> la binaire sur le plan du ciel. K est l’amplitu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’effet Doppler<br />
et P la pério<strong>de</strong> (Vrad = C + K cos (2πt/P )).<br />
On peut noter que M1 ≥ f (M1, M2, i) si bien que la fonction f est une borne inférieure<br />
pour la valeur <strong>de</strong> la masse <strong>de</strong> l’objet compact. Si cette borne est plus gran<strong>de</strong> que la masse<br />
maximales <strong>de</strong>s étoiles à neutrons, alors on se trouve bien en présence d’un trou noir. Dans<br />
quelques cas, l’observation du type spectral du compagnon permet <strong>de</strong> contraindre M2<br />
tandis que la présence d’éclipse indique une inclinaison proche <strong>de</strong> π/2 (voir exemple sur<br />
la Fig. 6.6). Quand cela est le cas, on peut alors calculer M1 plutôt que d’en donner une<br />
limite inférieure. Quelques uns <strong>de</strong>s résultats sont donnés par la Fig. 6.7, en comparaison<br />
avec les masses <strong>de</strong>s étoiles à neutrons.<br />
6.5.2 Horizon <strong>de</strong>s évènements<br />
Le critère <strong>de</strong> masse n’est pas un critère totalement satisfaisant. En effet, rien n’exclut,<br />
même si cela semble peu probable, qu’il existe <strong>de</strong>s objets stables à ces masses là. La<br />
différence fondamentale entre un trou noir et un autre objet est la présence d’un horizon<br />
<strong>de</strong>s évènements en lieu et place d’une surface physique. Quelques indices laissent à penser<br />
qu’il y a bel et bien absence <strong>de</strong> surface dans le cas <strong>de</strong>s candidats trous noirs.<br />
En effet, dans une binaire X, quand l’objet compact est une étoile à neutrons, la<br />
matière du compagnon finit par tomber sur la surface <strong>de</strong> l’étoile où elle libère son énergie
124 Trous noirs<br />
Fig. 6.6 – Observation d’une éclipse dans une LMXB : EXO0748-676.<br />
cinétique. Dans le cas d’un trou noir, la situation est bien différente puisque la matière<br />
disparaît <strong>de</strong>rrière l’horizon <strong>de</strong>s évènements. On pense donc que, toutes choses étant égales<br />
par ailleurs, les binaires contenant un trou noir doivent être moins lumineuses.<br />
Des observations en X par le satellite Chandra ont permis <strong>de</strong> comparer la luminosité<br />
<strong>de</strong> LMXB dans la phase <strong>de</strong> quiescence. Pour que la comparaison ait un sens, il faut la<br />
faire à taux d’accrétion équivalent. Or, on peut montrer que dans la phase <strong>de</strong> quiescence,<br />
ce <strong>de</strong>rnier ne dépend que <strong>de</strong> la pério<strong>de</strong> orbitale, paramètre que l’on a donc porté en<br />
abscisse <strong>de</strong> la Fig. 6.8. Il apparaît clairement que les binaires avec candidats trous noirs<br />
sont sous-lumineuses,<br />
Le même genre d’étu<strong>de</strong> a été mené sur <strong>de</strong>s données du satellite RXTE. Les binaires X<br />
subissent <strong>de</strong>s évènements appelés sursauts <strong>de</strong> type I. Le mécanisme est similaire à celui<br />
<strong>de</strong>s nova (cf. Chap. 2) : la matière composée d’hydrogène et d’hélium accrêtée par l’étoile<br />
à neutrons, s’accumule et finit par subir une explosion thermonucléaire. Le signal émis<br />
par un sursaut <strong>de</strong> ce type est présenté sur la Fig. 6.9.<br />
Sur une dizaine d’années, 15 binaires X contenant <strong>de</strong>s étoiles à neutrons ont subit 135<br />
sursauts <strong>de</strong> type I tandis que les 18 candidats trous noirs aucun, renforçant l’idée que<br />
la matière accrêtée ne s’accumule pas sur une surface physique mais plonge <strong>de</strong>rrière un<br />
horizon.
6.5 Trous noirs stellaires 125<br />
Fig. 6.7 – Masses <strong>de</strong>s candidates trous noirs dans les binaires X, ainsi que les valeurs<br />
obtenues pour les étoiles à neutrons.
126 Trous noirs<br />
Fig. 6.8 – Luminosité <strong>de</strong>s LMXB, dans la phase <strong>de</strong> quiescence en fonction <strong>de</strong> la pério<strong>de</strong>.<br />
Les candidats trous noirs, représentés par les cercles noirs, sont clairement sous-lumineux.<br />
Fig. 6.9 – Sursaut <strong>de</strong> type I dans une binaire X.
6.6 Trous noirs supermassifs 127<br />
Fig. 6.10 – Observation <strong>de</strong> l’orbite complête <strong>de</strong> l’étoile S2 autour du centre galactique.<br />
La position <strong>de</strong> la masse centrale est indiquée par la croix.<br />
6.6 Trous noirs supermassifs<br />
6.6.1 Sagittarius A<br />
Comme la plupart (toutes ?) les galaxies, il y a <strong>de</strong>s très fortes indications que la Voie<br />
Lactée possè<strong>de</strong> un trou noir supermassif en son centre. La proximité du centre galactique<br />
permet l’observation, sur plusieurs années, <strong>de</strong>s orbites d’étoiles proches <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier. Un<br />
exemple d’observation est donné sur la Fig. 6.10. Une fois que l’orbite est connue, tous les<br />
paramètres physiques du système peuvent être obtenus (y compris l’inclinaison du plan<br />
orbital). Ce faisant, on peut déterminer que la masse centrale est <strong>de</strong> M = 3.7±1.5 10 6 M⊙.<br />
Cette masse doit être contenue dans un volume relativement restreint, l’étoile s’approchant<br />
à moins <strong>de</strong> 40 UA <strong>de</strong> l’objet central (même si l’on est encore loin du rayon <strong>de</strong> Schwarzschild<br />
à 0.06 UA). Enfin, notons qu’aucune correction relativiste n’est à apporter à la trajectoire<br />
<strong>de</strong> l’étoile.<br />
6.6.2 Dynamique stellaire<br />
Pour un certain nombre <strong>de</strong> galaxies proches on a pu déterminer les profils <strong>de</strong> vitesse <strong>de</strong><br />
ces <strong>de</strong>rnières, par effet Doppler. Si l’on suppose que les étoiles sont en rotation képlerienne<br />
autour du centre, la masse contenue dans un rayon r est reliée à la vitesse V (r) par :<br />
M (r) = V 2r . (6.23)<br />
G
128 Trous noirs<br />
Fig. 6.11 – Dispersion et profil <strong>de</strong>s vitesses <strong>de</strong> la galaxie NGC3377.<br />
En réalité il s’avère que les étoiles ne sont pas sur <strong>de</strong>s orbites circulaires et on doit corriger<br />
la relation (6.23) pour tenir compte du côté aléatoire <strong>de</strong>s vitesses. Un exemple <strong>de</strong> mesure<br />
<strong>de</strong> dispersion et <strong>de</strong> profile <strong>de</strong> vitesse est donné par la Fig. 6.11.<br />
Lorsque la masse est dominée par la contribution <strong>de</strong>s étoiles, alors elle est proportionnelle<br />
à la luminosité et le rapport M/L est plus ou moins constant. Toutefois, si un objet<br />
sombre se trouve en r = 0, alors on aura un terme <strong>de</strong> masse supplémentaire et le rapport<br />
M/L sera plus important au fur et à mesure que la contribution <strong>de</strong> l’objet central sera<br />
plus importante. La présence d’un trou noir peut donc être mise en évi<strong>de</strong>nce comme une<br />
augmentation du rapport M/L en r = 0, comme cela est clairement le cas sur la Fig. 6.12.<br />
6.6.3 Dynamique dans les AGN<br />
On pense que les noyaux actifs <strong>de</strong> galaxies sont <strong>de</strong>s systèmes composés d’un trou<br />
noir supermassifs avec un disque d’accrétion, avec présence <strong>de</strong> jet. Une représentation<br />
schématique d’un AGN est visible sur la Fig. 6.13.<br />
Comme dans le cas <strong>de</strong>s galaxies proches, on peut considérer, en première approximation,<br />
que le disque d’accrétion est en équilibre képlerien autour du trou noir central.<br />
La mesure, par effet Doppler, <strong>de</strong>s vitesses dans le disque, permettent <strong>de</strong> déterminer la<br />
masse <strong>de</strong> l’objet central, comme on peut le voir sur la Fig. 6.14. Sachant, que dans le cas<br />
M87 (Fig. 6.14), le disque s’étend à moins <strong>de</strong> 5pc du centre, l’hypothèse d’un trou noir<br />
supermassif est plus que probable.
6.6 Trous noirs supermassifs 129<br />
Fig. 6.12 – Mise en évi<strong>de</strong>nce d’un trou noir <strong>de</strong> M ≈ 2 10 8 M⊙ au centre <strong>de</strong> NGC 3377,<br />
par divergence du rapport M/L au centre <strong>de</strong> la galaxie.<br />
Fig. 6.13 – Représentation schématique d’un AGN.
130 Trous noirs<br />
Fig. 6.14 – Mesure <strong>de</strong> la courbe <strong>de</strong> rotation du disque <strong>de</strong> M87, par le HST. La courbe du<br />
bas montre les résidus entre les données et le meilleur modèle qui indique une masse <strong>de</strong><br />
M = 3 10 9 M⊙ pour le candidat trou noir.
6.6 Trous noirs supermassifs 131<br />
Fig. 6.15 – Ajustement du spectre <strong>de</strong> RE J0134+396 par celui d’un disque illuminé par<br />
les régions centrales. La masse du trou noir central est 0.6 10 6 M⊙ ≤ MBH ≤ 3 10 6 M⊙.<br />
6.6.4 Mesures spectrales<br />
La présence <strong>de</strong> plusieurs régions d’émissions à proximité du trou noir permet d’avoir<br />
<strong>de</strong>s informations indirectes sur la masse du trou noir.<br />
On note dans les spectre <strong>de</strong> certains AGN un excès <strong>de</strong> rayonnement connu sous le nom<br />
<strong>de</strong> ”blue-bump”. Cet excès est expliqué par le rayonnement thermal du disque d’accrétion<br />
autour du trou noir. En première approximation, on peut supposer que, chaque anneau<br />
du disque rayonne comme un corps noir. Pour calculer le spectre complet on doit se<br />
donner la loi T (r) <strong>de</strong> variation <strong>de</strong> la température dans le disque. On peut alors obtenir<br />
une prédiction du spectre émis par le disque, en fonction <strong>de</strong> paramètres comme le taux<br />
d’accrétion ou la masse du trou noir central. Notons que, ce modèle est plus simpliste que<br />
la réalité, une <strong>de</strong>s difficultés possible étant que le disque n’émet pas comme un simple<br />
corps noir, car pouvant être illuminé par le rayonnement X provenant d’autres régions <strong>de</strong><br />
l’AGN. Un exemple <strong>de</strong> spectre d’un disque est visible sur la Fig. 6.15.<br />
Parmi les autres signatures spectrales, on peut mentionner l’observation optique <strong>de</strong> la<br />
région dite BLR (“broad line region”) (voir Fig. 6.13). Les raies émises par cette région<br />
turbulente sont élargies par <strong>de</strong>s vitesses importantes (quelques 1000 km s −1 ). Cette vitesse<br />
est reliée à la masse du trou noir via :<br />
MBH = η v2RBLR , (6.24)<br />
G<br />
où η est un paramètre <strong>de</strong> l’ordre unité, dépendant du modèle employé et <strong>de</strong> la géométrie<br />
<strong>de</strong> l’ensemble. RBLR est la taille caractéristique <strong>de</strong> la région BLR, estimé en observant les<br />
corrélations entre les émissions <strong>de</strong> la BLR et <strong>de</strong> la région centrale. Un exemple <strong>de</strong> raies<br />
d’émission dans une BLR est donné par la Fig. 6.16.
132 Trous noirs<br />
Fig. 6.16 – Observation du spectre <strong>de</strong> NGC 5506.<br />
Fig. 6.17 – Observation <strong>de</strong> la raie Kα du fer, avec le meilleur ajustement.<br />
Enfin, un <strong>de</strong>s critères spectraux utilisé est l’observation <strong>de</strong> lignes d’émission du Fer<br />
dans le domaine X (la raie Kα). On pense cette émission vient <strong>de</strong>s régions les plus internes<br />
du disque d’accrétion, et donc tout près du trou noir. Les effets <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier se<br />
font donc sentir fortement sur la forme <strong>de</strong> la raie. En particulier, on doit tenir compte<br />
<strong>de</strong> la collimation relativiste (cf Chap. 4), <strong>de</strong> l’effet Doppler relativiste et <strong>de</strong> l’effet Einstein.<br />
L’ajustement précis <strong>de</strong> la forme <strong>de</strong> la raie permet ainsi <strong>de</strong> contraindre le trou noir<br />
supermassif. Un exemple d’ajustement est donné par la Fig. 6.17.
6.6 Trous noirs supermassifs 133<br />
Fig. 6.18 – Corrélation entre la masse du trou noir supermassif et la masse du bulbe<br />
(gauche) ou la dispersion <strong>de</strong>s vitesses (droite).<br />
6.6.5 Démographie et formation<br />
Sur la Fig. 6.18, on a porté la masse <strong>de</strong>s trous noirs supermassifs en fonction et <strong>de</strong> la<br />
masse du bulbe <strong>de</strong> la galaxie hôte et en fonction <strong>de</strong> la dispersion <strong>de</strong>s vitesses. Premièrement<br />
on peut noter que la masse <strong>de</strong>s trous noirs se situe dans la fourchette 10 6 M⊙ ≤ MBH ≤<br />
10 10 M⊙. Il apparaît également une corrélation avec la masse du bulbe (mais pas avec la<br />
masse totale), corrélation encore plus nette avec σ. Le meilleur ajustement est obtenu par<br />
MBH = 1.3 10 8 M⊙<br />
<br />
σ<br />
200 km s−1 3.65<br />
(6.25)<br />
La raison précise <strong>de</strong> la corrélation MBH − σ n’est pas connue à l’heure actuelle et<br />
c’est un sujet <strong>de</strong> recherche très actif. Quoi qu’il en soit, cela indique que les processus<br />
<strong>de</strong> formation <strong>de</strong>s galaxie et <strong>de</strong>s trous noirs supermassifs sont intimement liés et ils doit<br />
exister <strong>de</strong>s processus agissant sur la formation <strong>de</strong> l’un et <strong>de</strong> l’autre.<br />
Concernant la formation <strong>de</strong>s trous noirs eux-mêmes, il existe essentiellement trois<br />
alternatives :<br />
– soit le trou noir se forme rapi<strong>de</strong>ment par effondrement d’un nuage <strong>de</strong> gaz en même<br />
temps que la formation <strong>de</strong> la galaxie.<br />
– soit les processus collisionnels entre étoiles, au coeur <strong>de</strong> la galaxie, provoquent une<br />
libération et une accumulation <strong>de</strong> gaz qui finit également par s’effondrer.<br />
– soit une première population <strong>de</strong> trous noirs <strong>de</strong> masse modérée se forme avec la<br />
première génération d’étoiles, la masse observée érant alors atteinte par accrétions<br />
et fusions successives. On parle <strong>de</strong> processus hiérarchique.
134 Trous noirs<br />
L’observation <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles, par la mission LISA, <strong>de</strong>vrait permettre d’observer<br />
directement les processus responsables <strong>de</strong> la formation <strong>de</strong> ces trous noirs supermassifs<br />
et donc <strong>de</strong> lever un coin du voile sur ce mystère...
Chapitre 7<br />
On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
7.1 Équations d’Einstein linéarisées<br />
7.1.1 Jauge harmonique<br />
Pour étudier la déviation d’un espace-temps par rapport à celui <strong>de</strong> Minkowski, il est<br />
naturel d’écrire la 4-métrique comme<br />
gµν = ηµν + hµν<br />
(7.1)<br />
où η est la 4-métrique plate et h représente donc l’écart à un espace-temps plat. On<br />
introduit les variables auxiliaires :<br />
h = η µν hµν (7.2)<br />
¯hµν = hµν − 1<br />
2 ηµνh. (7.3)<br />
Considérons maintenant que la métrique g est proche <strong>de</strong> la métrique plate. h est donc<br />
une perturbation <strong>de</strong> η. Dans le cas du vi<strong>de</strong>, et en ne conservant que les termes dominants<br />
en ¯ hµν, les équations d’Einstein s’écrivent simplement :<br />
✷ ¯ h µν − ∂ µ ∂ρ ¯ h νρ − ∂ ν ∂ρ ¯ h µρ + η µν ∂ρ∂σ ¯ h ρσ = 0 (7.4)<br />
où ✷ = η ρσ ∂ρ∂σ est le dalembertien usuel (associé à la métrique plate).<br />
Par analogie avec la jauge <strong>de</strong> Lorentz <strong>de</strong> l’électromagnétisme, on introduit la jauge<br />
harmonique<br />
∂µ ¯ h µν = 0. (7.5)<br />
Dans cette jauge les équations linéarisées (7.4) s’écrivent simplement<br />
✷ ¯ h µν = 0. (7.6)<br />
Toutefois, la jauge harmonique ne fixe pas complêtement le choix <strong>de</strong> coordonnées. En<br />
particulier, on peut encore faire un changement infinitésimal δx µ = ξ µ , pour peu que le<br />
vecteur ξ µ vérifie :<br />
✷ξ µ = 0. (7.7)
136 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
7.1.2 Solutions ondulatoires<br />
La résolution <strong>de</strong> (7.6) se fait naturellement en décomposant ¯ h en séries <strong>de</strong> Fourier. Si<br />
l’on ne considère qu’une on<strong>de</strong> plane monochromatique, <strong>de</strong> vecteur d’on<strong>de</strong> k, la solution<br />
est simplement, en notation complexe,<br />
¯h µν = A µν exp (ikαx α ) = A µν <br />
exp i kr − ωt<br />
(7.8)<br />
où A est un tenseur symétrique constant. Pour que (7.8) soit solution <strong>de</strong> (7.5) et <strong>de</strong> (7.6),<br />
il faut et il suffit que k et A vérifient<br />
kµA µν = 0 (7.9)<br />
kµk µ = 0 (7.10)<br />
La condition (7.9) montre l’orthogonalité <strong>de</strong> l’amplitu<strong>de</strong> et du vecteur d’on<strong>de</strong>, tandis que<br />
(7.10) montre que k est du genre lumière et donc que w 2 = k 2 . L’on<strong>de</strong> se déplace donc à<br />
la vitesse <strong>de</strong> la lumière c.<br />
7.1.3 Jauge transverse et sans trace<br />
Soit un quadrivecteur u constant non orthogonal à k. Les coordonnées sont alors<br />
totalement fixées en <strong>de</strong>mandant que la jauge soit transverse et sans trace (TT) :<br />
uµA µν = 0 ( transverse ) (7.11)<br />
A := η µν Aµν = 0 ( sans trace ). (7.12)<br />
En jauge TT, l’amplitu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> gravitationnelle est donc soumise aux quatre conditions<br />
(7.9), aux trois (7.11) (la quatrième étant déjà contenue dans (7.9)) et à l’unique<br />
condition (7.12). Au total, les dix composantes <strong>de</strong> l’amplitu<strong>de</strong> sont soumises à huit conditions.<br />
L’on<strong>de</strong> possè<strong>de</strong> donc <strong>de</strong>ux composantes libres, soit <strong>de</strong>ux états <strong>de</strong> polarisation.<br />
Par exemple, si l’on choisit le vecteur u comme étant la quadri-vitesse d’observateurs<br />
inertiels, une on<strong>de</strong> plane se propageant selon la direction z, est donnée par (dans le cas<br />
<strong>de</strong> la jauge TT on a ¯ h T T = h T T ) :<br />
T T<br />
hij =<br />
où h+ et h× sont <strong>de</strong>s fonctions du type :<br />
⎛<br />
⎝<br />
h+ h× 0<br />
h× −h+ 0<br />
0 0 0<br />
Notons qu’alors tous les termes du type h 0µ sont nuls.<br />
⎞<br />
⎠ (7.13)<br />
h+ = A+ cos (ω (t − z) + ϕ+) (7.14)<br />
h× = A× cos (ω (t − z) + ϕ×) . (7.15)
7.2 Génération d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles 137<br />
7.1.4 Action d’une on<strong>de</strong> plane sur la matière<br />
Soit <strong>de</strong>ux particules voisines, M0 et M1 initialement au repos et sans interaction.<br />
Soit X µ le système <strong>de</strong> coordonnées associé au référentiel propre <strong>de</strong> M0, la coordonnée<br />
temporelle τ = X0 étant le temps propre <strong>de</strong> M0. Mesurée dans ce référentiel, la séparation<br />
d entre M0 et M1 est simplement donnée par les coordonnées <strong>de</strong> M1, soit di = Xi (τ = 0).<br />
M1<br />
On peut montrer le passage <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> gravitationnelle, induit une modification <strong>de</strong> cette<br />
distance :<br />
<br />
δ j<br />
i<br />
<br />
. (7.16)<br />
d i (τ) = X j<br />
(τ = 0)<br />
M1<br />
1 T j<br />
+ hTi 2<br />
Le passage <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> provoque donc <strong>de</strong>s oscillations <strong>de</strong> M1, mesurées dans le référentiel<br />
<strong>de</strong> M0.<br />
Pour une on<strong>de</strong> se propageant selon la direction Z, on a alors :<br />
X (τ) = X (0) + 1<br />
2 h+ (τ) X (0) + 1<br />
2 h×Y<br />
Y (τ) =<br />
(0)<br />
Y (0) +<br />
(7.17)<br />
1<br />
2 h× (τ) X (0) − 1<br />
2 h+Y (0) (7.18)<br />
Z (τ) = Z (0) . (7.19)<br />
Dans le cas d’une polarisation rectiligne (+ ou ×), un anneau <strong>de</strong> matière, circulaire,<br />
situé dans la plan XOY , sera donc déformé par le passage d’une on<strong>de</strong> monochromatique<br />
en une ellipse pulsante à la fréquence ω, comme visible sur la Fig. 7.1.<br />
En résumé une on<strong>de</strong> gravitationnelle provoque une variation <strong>de</strong> la distance entre <strong>de</strong>ux<br />
points. En ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur, la variation relative <strong>de</strong> distance est donnée par :<br />
δL<br />
L<br />
où h est l’amplitu<strong>de</strong> caractéristique <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong>.<br />
∼ h (7.20)<br />
7.2 Génération d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
7.2.1 Formule du quadrupôle<br />
On souhaite ici calculer l’on<strong>de</strong> gravitationnelle émise par un système donné, à gran<strong>de</strong><br />
distance <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier. On doit alors résoudre les équations d’Einstein pour la source, à<br />
savoir :<br />
✷ ¯ h µν = −16πT µν . (7.21)<br />
Nous ne détaillerons pas le calcul mais mentionnons seulement, que pour <strong>de</strong>s sources<br />
faiblement relativistes (c’est-à-dire dont la vitesse caractéristique est faible <strong>de</strong>vant c), en<br />
jauge TT et à gran<strong>de</strong> distance, le résultat est donné par la formule du quadrupôle<br />
h T T<br />
ij = 2<br />
r Pijkl<br />
d 2 Qkl<br />
dt 2 (t − r) . (7.22)
138 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Sans on<strong>de</strong><br />
gravitationnelle<br />
X<br />
Y<br />
Y Y<br />
Polarisation rectiligne + Polarisation rectiligne x<br />
Fig. 7.1 – Action <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux états <strong>de</strong> polarisation rectiligne d’une on<strong>de</strong> se propageant selon<br />
Z, sur un anneau <strong>de</strong> matière.<br />
Dans cette formule, r est la distance à la source, et P l’opérateur <strong>de</strong> projection TT :<br />
Pijkl = (δik − nink) (δjl − njnl) − 1<br />
2 (δij − ninj) (δkl − nknl) (7.23)<br />
où n est le vecteur unitaire joignant la source et le point d’observation.<br />
Q (t) est le moment quadrupôlaire newtonien, donné par l’intégrale sur les points <strong>de</strong><br />
la source :<br />
<br />
<br />
Qkl (t) = ρ (x, t) xkxl − 1<br />
3 r′2 <br />
δkl dV. (7.24)<br />
source<br />
ρ est la <strong>de</strong>nsité <strong>de</strong> matière newtonienne, à savoir ρ ≈ T 00 . Notons que l’on<strong>de</strong> décrite par<br />
(7.22) est une on<strong>de</strong> sphérique.<br />
On peut également déterminer la quantité d’énergie et <strong>de</strong> moment cinétique émise<br />
dans tout l’espace par unité <strong>de</strong> temps<br />
dE<br />
dt<br />
dJj<br />
dt<br />
1 d<br />
=<br />
5<br />
3Qij dt3 = 2<br />
5 εjkl<br />
d 3 Qij<br />
dt 3<br />
d 2 Qkm<br />
dt 2<br />
X<br />
X<br />
(7.25)<br />
d 3 Qml<br />
dt 3 , (7.26)<br />
où εjkl est le symbole <strong>de</strong> Levi-Civita (1 si jkl est une permutation paire <strong>de</strong> 123, −1 si<br />
c’est une permutation impaire et 0 sinon).
7.2.2 Ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs<br />
7.3 Le pulsar binaire PSR 1913+16 139<br />
Estimons, en ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur, l’intensité <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles émises par une<br />
barre <strong>de</strong> masse M, <strong>de</strong> longueur L, en rotation à la vitesse angulaire ω autour d’un axe<br />
perpendiculaire à l’axe <strong>de</strong> la barre. Le moment quadrupôlaire est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> Q = ML 2<br />
et sa dérivée secon<strong>de</strong> ω 2 ML 2 .<br />
En réintroduisant les dimensions, on peut alors estimer l’amplitu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> h et la<br />
puissance rayonnées P :<br />
h ∼ GML2ω 2<br />
c4r P ∼ GM 2L4ω6 c5 (7.27)<br />
(7.28)<br />
En prenant une barre respectable <strong>de</strong> M = 500 tonnes, <strong>de</strong> L = 20 mêtres et tournant<br />
à ω = 5 rad/s (vitesse limite <strong>de</strong> rupture pour l’acier), on obtient les ordres <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>urs<br />
suivants :<br />
h ∼ 10 −38 pour r = 50 m (7.29)<br />
P ∼ 10 −32 W. (7.30)<br />
Ces valeurs sont extrêmement faible et montrent qu’il est illusoire d’espérer générer en<br />
laboratoire <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles détectables.<br />
Considérons maintenant une source <strong>de</strong> masse M, <strong>de</strong> taille caractéristique R et variant<br />
sur un temps caractéristique T . Soit, <strong>de</strong> plus, le facteur ε mesurant son asymétrie par<br />
Q ∼ ɛMR 2 . En introduisant le paramètre <strong>de</strong> compacité <strong>de</strong> cette source, on montre, qu’en<br />
ordre <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>ur, on a<br />
P ∼ ε 2 Ξ 2<br />
<br />
v<br />
6 10<br />
c<br />
52 W. (7.31)<br />
Pour que cette puissance soit importante, il faut donc considérer <strong>de</strong>s objets <strong>compacts</strong> se<br />
déplaçant à <strong>de</strong>s vitesses relativistes. Pour <strong>de</strong> tels objets, on voit que la puissance émise<br />
est colossale.<br />
7.3 Le pulsar binaire PSR 1913+16<br />
Si les on<strong>de</strong>s gravitationnelles n’ont pas encore été directement détectées, leur existence<br />
ne fait plus <strong>de</strong> doute <strong>de</strong>puis la découverte, en 1974, par Hulse et Taylor d’un pulsar dans<br />
un système binaire serré. Le pulsar a une pério<strong>de</strong> <strong>de</strong> 59 ms. et est en orbite autour d’un<br />
compagnon qui n’est pas détecté. La pério<strong>de</strong> orbitale est <strong>de</strong> 7.75 heures et l’excentricité <strong>de</strong><br />
0.617. Les observations <strong>de</strong> l’émission du pulsar ont permis <strong>de</strong> déterminer les paramètres<br />
du système. En particulier, on peut obtenir les masses du pulsar m1 = 1.4411±0.0007 M⊙<br />
et du compagnon m2 = 1.3873 ± 0.0007 M⊙. Compte tenu <strong>de</strong> la masse du compagnon et<br />
<strong>de</strong> l’absence d’accrétion, on pense que ce <strong>de</strong>rnier est une autre étoile à neutrons.
140 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.2 – Estimation <strong>de</strong>s masses en fonction <strong>de</strong> trois contraintes observationnelles.<br />
Pour expliquer les données observationnelles, on doit alors tenir compte <strong>de</strong> la relativité<br />
générale et en particulier <strong>de</strong> l’émission d’on<strong>de</strong> gravitationnelles. L’émission <strong>de</strong> ces<br />
<strong>de</strong>rnières provoque une perte d’énergie qui fait que le système se resserre, la pério<strong>de</strong> orbitale<br />
diminuant. Trois <strong>de</strong>s contraintes observationnelles sont portées sur la Fig. 7.2 :<br />
l’avance du périhélie ˙ω, l’effet Einstein γ et la variation <strong>de</strong> la pério<strong>de</strong> orbitale ˙ P . On peut<br />
voir sur la Fig. 7.2, que les masses données par les trois contraintes sont parfaitement<br />
consistantes.<br />
La Fig. 7.3 montre l’excellent accord entre la prédiction <strong>de</strong> la relativité générale et les<br />
observations, sur le temps <strong>de</strong> passage au périhélie, durant une trentaine d’années.<br />
7.4 Observation <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s<br />
L’amplitu<strong>de</strong> typique <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s astrophysiques est <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> h ≈ 10 −21 , au mieux.<br />
h représentant une variation relative <strong>de</strong> longueur, on imagine aisément la difficulté d’une<br />
telle mesure. Malgré cela, <strong>de</strong> gros efforts sont actuellement consacrés à la mise au point<br />
<strong>de</strong> détecteurs d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles. Si, dans un premier temps, il s’agit effectivement<br />
d’en faire la première détection directe, l’idée n’est pas <strong>de</strong> prouver leur existence, ce<br />
qui semble acquis <strong>de</strong>puis la découverte du pulsar <strong>de</strong> Hulse et Taylor. Les détecteurs<br />
doivent plus être vus comme <strong>de</strong>s instruments d’observation astronomique. L’observation<br />
<strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s <strong>de</strong>vrait permettre d’obtenir <strong>de</strong>s informations nouvelles sur <strong>de</strong>s phénomènes<br />
et <strong>de</strong>s situations astrophysiques pour lesquelles les données font défauts. On pense par
7.4 Observation <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s 141<br />
Fig. 7.3 – Comparaison du temps <strong>de</strong> passage au périhélie observationnel et théorique.
142 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
On<strong>de</strong>s électromagnétiques On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Superposition incohérente Mouvements cohérents<br />
État thermodynamique État dynamique<br />
Fortement couplées avec la matière Très peu couplées avec la matière<br />
Observable en 1<br />
r2 Observable en 1<br />
Taille > λ (Imagerie)<br />
r<br />
Taille < λ<br />
Observations directionnelles Observations peu directionnelles<br />
Tab. 7.1 – Différences observationnelles entre on<strong>de</strong>s électromagnétiques et gravitationnelles.<br />
exemple à contraindre la structure internes <strong>de</strong>s étoiles à neutrons, à mieux comprendre<br />
le processus <strong>de</strong> formation <strong>de</strong>s trous noirs supermassifs, ou à préciser les mécanismes à<br />
l’origine <strong>de</strong>s sursauts γ.<br />
D’un point <strong>de</strong> vu observationnel, les on<strong>de</strong>s gravitationnelles sont très différentes <strong>de</strong>s<br />
on<strong>de</strong>s électromagnétiques. Ces différences sont reprises par la Tab. 7.1. Le fait que les<br />
on<strong>de</strong>s gravitationnelles soient très peu couplées avec la matière est une difficulté pour<br />
leur détection mais cela permet <strong>de</strong> pouvoir observer <strong>de</strong>s régions <strong>de</strong> l’univers totalement<br />
opaques au rayonnement EM. L’observable pour les on<strong>de</strong>s gravitationnelle est la variation<br />
relative <strong>de</strong> distance, et donc l’amplitu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> elle-même. Cette <strong>de</strong>rnière décroît comme<br />
1/r, comme on peut le voir sur (7.22). C’est un avantage comparé au rayonnement EM,<br />
où c’est l’intensité, et donc un flux, décroissant en 1/r 2 que nous observons. Au vu <strong>de</strong> la<br />
Tab. 7.1, on peut dire que les on<strong>de</strong>s gravitationnelles sont plus proches <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s sonores<br />
et que nous cherchons à les écouter plutôt qu’à les voir.<br />
7.5 Les détecteurs terrestres<br />
7.5.1 Les barres résonantes<br />
Historiquement, les barres résonnantes constituent la première tentative <strong>de</strong> détection<br />
directe du rayonnement gravitationnel. Les premiers essais sont à porter au crédit <strong>de</strong><br />
Weber dans les années 60. Le principe est simple puisqu’il repose sur la capacités <strong>de</strong>s<br />
on<strong>de</strong>s gravitationnelles à exciter les mo<strong>de</strong>s <strong>de</strong> vibration d’une barre métallique. A la<br />
résonance, les vibrations induites sont, en théorie détectables. Une barre typique a une<br />
longueur <strong>de</strong> quelques mêtres et pèse quelques tonnes (voir Fig. 7.4). Elles sont construites<br />
<strong>de</strong> façon à détecter un signal dont la fréquence se situe autour <strong>de</strong> f ∼ 1kHz et la ban<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> fréquence est très étroite. La courbe <strong>de</strong> sensibilité <strong>de</strong> la barre Nautilus est donnée sur<br />
la Fig. 7.4.<br />
Malgré les progrès réalisés <strong>de</strong>puis le travail <strong>de</strong> Weber (utilisation <strong>de</strong> monocristaux,<br />
travail à faible température), les quelques barres résonnantes en activité dans le mon<strong>de</strong><br />
(cf Fig. 7.5) n’ont pas encore réussi à réaliser <strong>de</strong> détection.
7.5 Les détecteurs terrestres 143<br />
Fig. 7.4 – A gauche : le détecteur AURIGA. A droite : courbe <strong>de</strong> sensibilité <strong>de</strong> NAUTI-<br />
LUS.<br />
Fig. 7.5 – Détecteurs à barres résonnantes en activité.
144 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.6 – Banc optique du détecteur VIRGO.<br />
7.5.2 Détecteurs interférométriques<br />
Ce type <strong>de</strong> détecteur est basé sur le principe <strong>de</strong> l’interféromètre <strong>de</strong> Michelson. Un<br />
laser est envoyé sur <strong>de</strong>ux bras perpendiculaires et, après un aller-retour, on fait interférer<br />
les faisceaux. Le banc optique du détecteur VIRGO est représenté sur la Fig. 7.6 où<br />
l’interféromètre, ainsi que les diverses boucles <strong>de</strong> stabilisation sont visibles.<br />
La longueur <strong>de</strong>s bras est ensuite ajustée <strong>de</strong> façon à ce que la figure d’interférence<br />
soit centrée sur une frange noire. Au moment du passage d’une on<strong>de</strong> gravitationnelle, la<br />
longueur <strong>de</strong>s bras va varier (comme pour la Fig. 7.1), ce qui va provoquer un changement<br />
<strong>de</strong> luminosité sur la photodio<strong>de</strong> en sortie : c’est le signal gravitationnel. Chaque bras <strong>de</strong><br />
l’interféromètre est une cavité <strong>de</strong> Fabry-Perot si bien que le chemin optique effectif est<br />
<strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 150 km pour <strong>de</strong>s longueurs physiques <strong>de</strong> bras <strong>de</strong> quelques km (pour LIGO<br />
et VIRGO). A la sensibilité optimale, on <strong>de</strong>vrait pouvoir détecter une on<strong>de</strong> d’amplitu<strong>de</strong><br />
h ≈ 10 −21 , ce qui revient à mesurer, sur la longueur <strong>de</strong>s bras, une variation <strong>de</strong> distante<br />
<strong>de</strong> l’ordre du rayon d’un noyau ! On comprend dès lors la difficulté <strong>de</strong> l’entreprise, en<br />
particulier lorsqu’il s’agit d’extraire ce signal extrèmement faible <strong>de</strong>s autres sources <strong>de</strong><br />
bruit.<br />
Voici les sites actuels <strong>de</strong>s détecteurs interférométriques, par ordre <strong>de</strong> taille, ainsi que<br />
leur status :<br />
– TAMA300, situé au Japon, bras <strong>de</strong> 300m. La mission s’est achevée sur un succès,
7.5 Les détecteurs terrestres 145<br />
Fig. 7.7 – Détecteur interférométrique franco-italien VIRGO.<br />
atteignant les objectifs expérimentaux. L’intrument n’était pas assez sensible pour<br />
opérer une détection.<br />
– GEO600, situé en Allemagne, bras <strong>de</strong> 600m. En activité mais probablement une<br />
sensibilité trop faible pour une détection.<br />
– VIRGO, projet franco-italien, près <strong>de</strong> Pise, bras <strong>de</strong> 3km. Prise <strong>de</strong> données mais la<br />
sensibilité optimale n’est pas encore atteinte.<br />
– LIGO, projet américain, 2 sites, bras <strong>de</strong> 4km. Prise <strong>de</strong> données avant arrêt pour<br />
mettre en oeuvre advanced LIGO.<br />
Contrairement aux barres, les détecteurs interférométriques sont <strong>de</strong>s détecteurs à large<br />
ban<strong>de</strong>, leur sensibilité allant <strong>de</strong> la dizaine <strong>de</strong> Hz à plusieurs kHz. La sensibilité optimale<br />
<strong>de</strong> LIGO est représentée sur la Fig. 7.9, ainsi que le bilan <strong>de</strong>s différentes sources <strong>de</strong> bruit.<br />
A basse fréquence, le bruit est dominé par le bruit sismique, à savoir les vibrations <strong>de</strong><br />
l’appareil, en en particulier <strong>de</strong>s miroirs, à cause <strong>de</strong>s mouvements <strong>de</strong> l’écorce terrestre.<br />
Aux fréquences intermédiaires, c’est le bruit thermique dans les suspensions qui domine,<br />
bruit dû à l’agitation thermique dans le système <strong>de</strong> suspension <strong>de</strong>s miroirs. Enfin, à haute<br />
fréquence, c’est le bruit <strong>de</strong> grenaille (shot noise) qui domine. Il s’agit d’un bruit <strong>de</strong> nature<br />
quantique qui vient du fait que le nombre <strong>de</strong> photons <strong>de</strong> haute énergie <strong>de</strong>vient <strong>de</strong> plus<br />
en plus faible, provoquant une erreur statistique lors <strong>de</strong> la mesure. Ce bruit ne peut être<br />
réduit qu’en augmentant la puissance du laser.<br />
La Fig. 7.10 montre que la sensibilité <strong>de</strong> LIGO a atteint la sensibilité prévue.<br />
Les détecteurs interférométriques mesurent une quantité h qui est une combinaison<br />
linéaire <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux polarisations h+ et h×. Les coefficients <strong>de</strong> la combinaison linéaire<br />
dépen<strong>de</strong>nt <strong>de</strong> la direction <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> par rapport au détecteur (Θ, Φ) et <strong>de</strong> l’angle <strong>de</strong><br />
polarisation <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> Ψ. La réponse du détecteur est alors h = F+h+ + F×h×, où :<br />
F+ (Θ, Φ, Ψ) = 1 2<br />
1 + cos Θ cos 2Φ cos 2Ψ − cos Θ sin 2Φ sin 2Ψ (7.32)<br />
2
146 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.8 – Site <strong>de</strong> Livingston (Louisiane) <strong>de</strong> LIGO.<br />
Fig. 7.9 – Sources <strong>de</strong> bruit attendues pour LIGO.
7.5 Les détecteurs terrestres 147<br />
Fig. 7.10 – Sensibilité <strong>de</strong> LIGO et comparaison avec la sensibilité nominale.<br />
F× (Θ, Φ, Ψ) = 1 2<br />
1 + cos Θ cos 2Φ sin 2Ψ + cos Θ sin 2Φ cos 2Ψ (7.33)<br />
2<br />
qui définissent donc le diagramme d’antenne, comme celui qu’on peut voir sur la Fig. 7.11.<br />
Si les détecteurs ne sont pas directionnels, la mesure <strong>de</strong>s temps d’arrivée d’une éventuelle<br />
on<strong>de</strong> aux différents détecteurs (essentiellement les <strong>de</strong>ux sites LIGO et VIRGO) permettra<br />
<strong>de</strong> donner une estimation <strong>de</strong> la position <strong>de</strong> la source, avec une précision <strong>de</strong> l’ordre du<br />
<strong>de</strong>gré.<br />
7.5.3 Les binaires coalescentes<br />
Les binaires d’objets <strong>compacts</strong>, étoiles à neutrons ou trous noirs <strong>de</strong> masses stellaires,<br />
sont sans doute l’un <strong>de</strong>s objectifs principaux <strong>de</strong>s instruments LIGO/VIRGO. De tels<br />
systèmes sont fortement relativistes et per<strong>de</strong>nt <strong>de</strong> l’énergie et du moment angulaire par<br />
rayonnement gravitationnel. La binaire se resserre donc <strong>de</strong> plus en plus et les objets spiralent<br />
l’un vers l’autre, jusqu’à la collision et la fusion. Le produit d’une telle coalescence<br />
est, selon toute probabilité, un trou noir qui finit par se relaxer vers un trou noir stationnaire<br />
<strong>de</strong> Kerr, en émettant à son tour <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
L’étu<strong>de</strong> théorique <strong>de</strong> ce genre <strong>de</strong> système est très complexe et le problème à <strong>de</strong>ux corps<br />
n’est pas un problème totalement résolu en théorie <strong>de</strong> la relativité générale. L’évolution<br />
schématique d’une binaire est donnée par la Fig. 7.12. On peut y voir trois phases :
148 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.11 – Exemple <strong>de</strong> la réponse directionnelle d’un détecteur interférométrique.<br />
– la phase spiralante : les objets sont encore relativement éloignés et l’évolution est<br />
quasi-adiabatique. Dans cette phase, le système est bien décrit en théorie postnewtonienne<br />
(typiquement en faisant un développement <strong>de</strong>s équations en v/c et en<br />
assimilant les objets à <strong>de</strong>s masses ponctuelles).<br />
– la fusion : A un certain point les objets ne peuvent plus être considérés comme<br />
ponctuels et les traîtements post-newtoniens ne sont plus vali<strong>de</strong>s. Dans ce régime<br />
hautement linéaire, l’évolution est très rapi<strong>de</strong> et on doit se reposer sur <strong>de</strong>s métho<strong>de</strong>s<br />
numériques.<br />
– la relaxation : le trou noir nouvellement formé rayonne pour atteindre un état stationnaire.<br />
Le système peut alors être décrit dans une théorie <strong>de</strong>s perturbations <strong>de</strong><br />
la métrique <strong>de</strong> Kerr.<br />
En première approximation, on peut négiger le spin <strong>de</strong>s objets. De plus, on sait que<br />
l’émission d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles circularise les orbites et on pense donc que, au moment<br />
où le système entre dans la ban<strong>de</strong> <strong>de</strong>s détecteurs, les objets seront donc sur <strong>de</strong>s orbites<br />
quasicirculaires, comme celle visible sur la Fig. 7.13. L’essentiel du signal émis dans la<br />
ban<strong>de</strong> <strong>de</strong>s détecteurs provient alors <strong>de</strong> la phase spiralante. L’on<strong>de</strong> émise est connue sous le<br />
nom <strong>de</strong> “chirp” (gazouillis en anglais) où et la fréquence, et l’amplitu<strong>de</strong> augmentent avec<br />
le temps. La fréquence <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s est le double <strong>de</strong> la fréquence orbitale. De plus l’évolution<br />
est <strong>de</strong> plus en plus rapi<strong>de</strong>, la binaire passant <strong>de</strong> moins en moins <strong>de</strong> temps à une fréquence<br />
donnée. Une on<strong>de</strong> typique est présentée sur la Fig. 7.14, pour un système <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux étoiles<br />
à neutrons <strong>de</strong> 1.4 M⊙. La binaire fait 350 orbites dans la ban<strong>de</strong> du détecteur, pour une<br />
durée totale <strong>de</strong> 6 secon<strong>de</strong>s environ.<br />
Comme nous l’avons déjà mentionné, les signaux attendus sont très faibles (typiquement<br />
h ≈ 10 −21 ) et en particulier plus faibles que le bruit intrinsèque <strong>de</strong>s détecteurs. Ceci
7.5 Les détecteurs terrestres 149<br />
Fig. 7.12 – Évolution schématique d’une binaire compacte.<br />
Fig. 7.13 – Orbites quasicirculaires d’une binaire compacte.
150 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
h(t)<br />
0<br />
h(t)<br />
0<br />
N cycles = 350<br />
f = 40 Hz. -5 -4 -3 -2 -1 f = 400 Hz.<br />
time (s.)<br />
0.5 first second<br />
-5.5 -5.4 -5.3 -5.2 -5.1<br />
time (s.)<br />
h(t)<br />
0<br />
0.5 last second<br />
-0.5 -0.4 -0.3 -0.2 -0.1<br />
time (s.)<br />
Fig. 7.14 – Signal <strong>de</strong> “chirp” pour masses ponctuelles <strong>de</strong> 1.4M⊙.
7.5 Les détecteurs terrestres 151<br />
Fig. 7.15 – Simulation <strong>de</strong> la sortie d’un interféromètre, sans (gauche) et avec (droite)<br />
signal gravitationnel.<br />
est illustré par la Fig. 7.15, où l’on compare l’amplitu<strong>de</strong> mesurée par un détecteur en<br />
l’absence (figure <strong>de</strong> gauche) et en présence (figure <strong>de</strong> droite) d’un signal gravitationnel. Il<br />
apparaît clairement que le signal est noyé dans le bruit et l’on doit donc se baser sur <strong>de</strong>s<br />
techniques <strong>de</strong> traitement du signal évoluées pour extraire l’on<strong>de</strong>.<br />
La technique employée pour les binaires spiralantes est appelée filtrage adapté. L’idée<br />
est simple puisqu’il s’agit <strong>de</strong> faire une corrélation entre la sortie du détecteur et une bibliothèque<br />
<strong>de</strong> signaux tests. Si le signal en question est contenu dans la sortie du détecteur,<br />
alors la corrélation renverra une valeur importante. Plus précisément, on définit le produit<br />
scalaire <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux fonctions, dans l’espace <strong>de</strong> Fourier par :<br />
∞<br />
(h1|h2) = 2<br />
0<br />
˜h ∗ 1 (f) ˜ h2 (f) + ˜ h1 (f) ˜ h ∗ 2 (f)<br />
N (f)<br />
df (7.34)<br />
où N (f) est le bruit du détecteur. L’introduction du bruit du détecteur garantit que le<br />
produit scalaire est dominé par les fréquences <strong>de</strong> meilleure sensibilité. On peut montrer<br />
que (7.34) est le choix optimal <strong>de</strong> produit scalaire.<br />
Si la sortie du détecteur est la somme <strong>de</strong> bruit n et d’un signal W : h (f) = n (f)+W (f)<br />
et qu’un <strong>de</strong>s filtres coïnci<strong>de</strong> avec le signal, alors ce <strong>de</strong>rnier est extrait avec un signal sur<br />
bruit maximal <br />
S<br />
= (W |W )<br />
N max<br />
1/2 . (7.35)<br />
L’efficacité <strong>de</strong> la procédure est illustrée par la Fig. 7.16 où l’on montre le rapport<br />
signal-sur-bruit, accumulé en fonction <strong>de</strong> la fréquence, pour les cas sans (gauche) et avec<br />
signal (droite), correspondant à la Fig. 7.15.<br />
Bien entendu, si la bibliothèque ne contient pas <strong>de</strong> filtre coïncidant avec le signal, le<br />
signal-sur-bruit atteint est moindre. On appelle facteur <strong>de</strong> recouvrement (“fitting factor”
152 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.16 – Signal sur bruit associé aux cas <strong>de</strong> la Fig. 7.15. A gauche sans signal et à<br />
droite avec.<br />
en anglais, FF), la mesure <strong>de</strong> cet effet :<br />
<br />
S<br />
= FF ×<br />
N<br />
<br />
S<br />
N max<br />
(7.36)<br />
où, par construction 0 ≤ FF ≤ 1.<br />
La famille <strong>de</strong> filtres utilisés est basée sur un développement post-newtonien, pour <strong>de</strong>s<br />
masses ponctuelles en orbites circulaires. Dans le domaine <strong>de</strong>s fréquences, on obtient, à<br />
l’ordre 2PN pour la phase,<br />
˜h (f) = Af −7/6 exp [iφ (f)] (7.37)<br />
φ (f) = φconst + 2πftc + 3<br />
128 (πMf)−5/3<br />
<br />
1 + 20<br />
<br />
743 11µ<br />
+ (πMf)<br />
9 336 4M<br />
2/3 (7.38)<br />
<br />
3058673 5429µ 617µ2<br />
− 16π (πMf) + 10 + +<br />
1016064 1008M 144M 2<br />
<br />
(πMf) 4/3<br />
<br />
On peut se contenter d’une expression simple (ordre 0PN) pour l’amplitu<strong>de</strong> car cette<br />
<strong>de</strong>rnière influence peu la détection. C’est loin d’être le cas pour la phase qui doit être<br />
connue avec une gran<strong>de</strong> précision (idéalement au moins jusqu’à l’ordre 3.5PN). Une telle<br />
on<strong>de</strong> est représentée, dans le domaine temporel sur la Fig. 7.14 et dans le domaine <strong>de</strong>s<br />
fréquences sur la Fig. 7.17.<br />
La recherche <strong>de</strong> la corrélation maximale doit se faire sur tous les paramètres <strong>de</strong>s filtres.<br />
Dans le cas <strong>de</strong> (7.37), on peut montrer que la maximisation sur φconst est analytique et que<br />
celle sur tc peut être faite au moyen d’algorithmes rapi<strong>de</strong>s (FFT). La famille (7.37) est donc<br />
une famille <strong>de</strong> filtres à <strong>de</strong>ux paramètres effectifs, les <strong>de</strong>ux masses M et µ. C’est ce petit<br />
nombre <strong>de</strong> paramètres qui rend cette technique utilisable dans ce cas particulier. Notons<br />
que les autres paramètres physiques, comme la distance <strong>de</strong> la source ou son orientation<br />
par rapport au détecteur, n’apparaissent alors que comme <strong>de</strong>s facteurs constants dans A.
Fourier transform<br />
0<br />
7.5 Les détecteurs terrestres 153<br />
40 100 200 300 400<br />
Frequence<br />
Fig. 7.17 – Même signal que pour Fig. 7.14 mais dans l’espace <strong>de</strong> Fourier.<br />
Notons finalement que, pour les trous noirs, l’inclusion du spin pourrait être nécessaire,<br />
ce qui rendrait le nombre <strong>de</strong> paramètres beaucoup plus importants et la détection plus<br />
difficile.<br />
Pour en finir avec les binaires spiralantes, nous allons donner les taux <strong>de</strong> détection<br />
attendus pour la première et la secon<strong>de</strong> génération <strong>de</strong> détecteurs interférométriques terrestres.<br />
Ces résultats sont basés sur <strong>de</strong>s calculs <strong>de</strong> population où l’on simule l’évolution<br />
d’un grand nombre <strong>de</strong> systèmes binaires d’étoiles afin d’estimer la distribution <strong>de</strong> binaires<br />
compactes dans l’univers. Les incertitu<strong>de</strong>s sont importantes mais la Tab. 7.2 donne une<br />
idée du nombre <strong>de</strong> détections attendues. Notons enfin que les binaires d’étoiles à neutrons<br />
connues, comme le pulsar <strong>de</strong> Hulse et Taylor, ne fusionneront pas à temps pour être<br />
détectées.<br />
7.5.4 Les supernovae gravitationnelles<br />
On a longtemps pensé que l’effondrement <strong>de</strong>s coeurs d’étoiles massives était la meilleure<br />
source possible d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles. Les <strong>de</strong>rnières simulations ten<strong>de</strong>nt toutefois à<br />
montrer que l’émission n’est pas très importante, l’explosion étant essentiellement sphérique.<br />
De plus, la dynamique précise du flui<strong>de</strong> doit être prise en compte, les mouvements d’ensemble<br />
<strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier êtant responsable <strong>de</strong> la génération <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s.<br />
Parmi les processus susceptibles <strong>de</strong> produire les asymétries nécessaires à la production<br />
d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles, on pense à l’émission <strong>de</strong> neutrinos et à la turbulence. L’influence<br />
<strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière est visible sur la Fig. 7.18 où l’on compare la <strong>de</strong>nsité spectrale <strong>de</strong><br />
l’énergie émise, avec et sans turbulence, pour un modèle d’effondrement particulier (coeur<br />
en rotation, et effondrement retardé).<br />
La Fig. 7.18 illustre clairement le fait que l’émission dépend <strong>de</strong> façon importante <strong>de</strong>s<br />
détails, mal connus, <strong>de</strong> la dynamique. On voit également que la détection avec la première
154 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
initial-LIGO (yr −1 )<br />
Binary type Standard Mo<strong>de</strong>l All Range<br />
NS-NS 1 × 10 −2 2 × 10 −4 – 7 × 10 −1<br />
BH-NS 2 × 10 −2 2 × 10 −3 – 7 × 10 −2<br />
BH-BH 8 × 10 −1 0 – 2<br />
Total 8 × 10 −1 2 × 10 −3 – 2<br />
advanced-LIGO (yr −1 )<br />
Binary type Standard Mo<strong>de</strong>l All Range<br />
NS-NS 6 × 10 1 1 – 4 × 10 2<br />
BH-NS 8 × 10 1 9 – 4 × 10 2<br />
BH-BH 2 × 10 3 0 – 8 × 10 3<br />
Total 3 × 10 3 1 × 10 1 – 8 × 10 3<br />
Tab. 7.2 – Taux <strong>de</strong> détections attendus pour les différents type <strong>de</strong> binaires compactes,<br />
pour la première et la <strong>de</strong>uxième génération d’interféromètres terrestres.<br />
Fig. 7.18 – Densité spectrale <strong>de</strong> l’émission gravitationnelle, pour un modèle particulier<br />
d’effondrement. La figure <strong>de</strong> gauche montre l’émission totale et celle <strong>de</strong> droite celle due<br />
uniquement à l’émission <strong>de</strong> neutrinos. La supernova est placée à 10 kpc du détecteur
7.5 Les détecteurs terrestres 155<br />
génération d’interféromètres, est marginale. Même en prenant les cas les plus favorables,<br />
il semble que la première génération ne pourra détecter que <strong>de</strong>s supernovae situées à<br />
quelques 5 kpc contre une distance <strong>de</strong> 100 kpc pour la secon<strong>de</strong> génération. On pourrait<br />
alors observer le signal d’une supernova galactique ou dans une galaxie proche, comme le<br />
grand nuage <strong>de</strong> Magellan.<br />
Le signal dépendant gran<strong>de</strong>ment <strong>de</strong>s détails <strong>de</strong> l’explosion, il semble difficile, contrairement<br />
au cas <strong>de</strong>s binaires spiralantes, d’utiliser la technique du filtrage adapté. De plus,<br />
les prédictions a priori, <strong>de</strong> la forme d’on<strong>de</strong> émise, semblent beaucoup moins robustes. Les<br />
techniques employées sont donc suboptimale et sont basées, par exemple, sur la détection<br />
statistique d’un excès <strong>de</strong> signal ou d’une variation rapi<strong>de</strong> <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier.<br />
7.5.5 Étoile à neutrons en rotation<br />
On connait <strong>de</strong> nombreuses étoiles à neutrons en rotation rapi<strong>de</strong> (les pulsars). Ces objets<br />
sont a priori axisymétriques et ne <strong>de</strong>vraient donc pas émettre d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
Toutefois, il est possible que certains mécanismes puissent briser cette symétrie, rendant le<br />
corps tridimensionnel et donc émetteur d’on<strong>de</strong>s gravitationnel. Un <strong>de</strong>s avantages <strong>de</strong> telles<br />
sources est sans doute le fait qu’elles auraient une durée <strong>de</strong> vie relativement longue. Si, <strong>de</strong><br />
plus, la perte <strong>de</strong> moment angulaire peut être compensée, typiquement par accrétion, alors<br />
on pourrait même obtenir <strong>de</strong>s sources périodiques d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles. L’émission<br />
<strong>de</strong> tels systèmes se fait essentiellement à 2 fréquences : la fréquence orbitale et le double<br />
<strong>de</strong> cette-<strong>de</strong>rnière.<br />
Parmi les mécanismes susceptibles <strong>de</strong> briser l’axisymétrie on peut citer :<br />
– une irrégularité <strong>de</strong> la croûte <strong>de</strong> l’objet.<br />
– une déformation <strong>de</strong> l’étoile sous l’effet du champs magnétique.<br />
– une brisure spontanée <strong>de</strong> symétrie pour <strong>de</strong>s étoiles en rotation rapi<strong>de</strong>.<br />
Les résultats du détecteur LIGO permettent <strong>de</strong> placer une contrainte sur l’émission<br />
périodique du pulsar millisecon<strong>de</strong> J1939+2134 <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> h ≤ 5 10 −24 , limitant ainsi la<br />
déformation maximale possible <strong>de</strong> l’étoile à neutrons en question.<br />
Parmi les autres mécanismes susceptibles d’émettre <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles, on<br />
peut mentionner l’excitation <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>s instables du flui<strong>de</strong>, comme les célèbres r-mo<strong>de</strong>s.<br />
Ce sont <strong>de</strong>s mo<strong>de</strong>s d’oscillation du flui<strong>de</strong> dont la force <strong>de</strong> rappel est la force <strong>de</strong> Coriolis. Il<br />
est possible que l’excitation <strong>de</strong> ces mo<strong>de</strong>s provoque l’émission d’on<strong>de</strong>s gravitationnelles,<br />
qui elles-mêmes augmentent l’excitation <strong>de</strong>s mo<strong>de</strong>s. Un tel processus pourrait provoquer<br />
une émission détectable pour les étoiles à neutrons galactiques. La Fig. 7.19 montre la<br />
région dans laquelle le mo<strong>de</strong> m = 2 est instable. Toutefois, il n’est pas encore clair <strong>de</strong><br />
savoir si la structure précise <strong>de</strong> l’étoile à neutron, en particulier la viscosité du flui<strong>de</strong>, ne<br />
pourrait pas “tuer” ces mo<strong>de</strong>s avant que les on<strong>de</strong>s gravitationnelles ne soient émises.
156 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Ω c (πGρ) 1/2<br />
0.6<br />
0.4<br />
0.2<br />
0.0<br />
10 8<br />
^<br />
10 9<br />
10 10<br />
Temperature (K)<br />
Fig. 7.19 – Valeur <strong>de</strong> la valeur critique <strong>de</strong> Ω en fonction <strong>de</strong> la température, pour une étoile<br />
à neutrons classique. La zone au <strong>de</strong>ssus <strong>de</strong> la courbe noire est instable pour le r-mo<strong>de</strong><br />
m = 2. La courbe pointillée indique le chemin suivi par une étoile à neutrons.<br />
7.6 Détecteur spatial<br />
7.6.1 La mission spatiale LISA<br />
La mission spatiale LISA est un interféromètre spatial. Il s’agit d’une mission conjointe<br />
entre la NASA et l’ESA qui <strong>de</strong>vrait être lancée vers 2020. Il s’agit d’opérer à bien plus basse<br />
fréquence que pour les interféromètres terrestres, ce qui n’est possible que dans l’espace.<br />
LISA n’est donc pas un LIGO/VIRGO plus sensible, mais un instrument différent, travaillant<br />
à d’autres fréquences et donc observant d’autres types <strong>de</strong> sources, comme illustré<br />
par la Fig. 7.20.<br />
LISA <strong>de</strong>vrait être sensible entre 10 −4 et 10 −1 Hz, avec un maximum <strong>de</strong> sensibilité<br />
autour <strong>de</strong> 10 −3 Hz. La configuration prévue est celle <strong>de</strong> trois vaisseaux spatiaux sur un<br />
triangle équilatéral. Pour travailler aux basses fréquences, les bras <strong>de</strong> l’interféromètre<br />
doivent avoir une longueur <strong>de</strong> 5 10 6 km, sur lesquels on va mesurer <strong>de</strong>s variations <strong>de</strong><br />
distance <strong>de</strong> l’ordre du rayon d’un atome. L’orbite retenue se situe 20 ◦ <strong>de</strong>rrière celle <strong>de</strong> la<br />
terre, et le triangle est incliné à 60 ◦ (voir schéma <strong>de</strong> gauche <strong>de</strong> la Fig. 7.21). Avec une telle<br />
configuration, et au premier ordre dans sa taille, le triangle formé par les trois vaisseaux<br />
restera équilatéral, tournant lentement autour <strong>de</strong> son centre, comme indiqué sur la partie<br />
droite <strong>de</strong> la Fig. 7.21.<br />
Chacun <strong>de</strong>s vaisseaux contient une masse d’épreuve sur laquelle est envoyé un laser en<br />
provenance <strong>de</strong>s <strong>de</strong>ux autres satellites, soit un total <strong>de</strong> 6 laser (voir Fig. 7.22). Contrairement<br />
aux interféromètres terrestres, les laser ne parcourent les bras qu’une fois (la distance<br />
étant trop importante et les perte d’énergie trop gran<strong>de</strong>s pour faire un aller-retour). Les<br />
différents faisceaux sont alors recombinés dans chaque vaisseau. La combinaison utilisée<br />
peut être choisie <strong>de</strong> façon à minimiser les erreurs instrumentales (stabilisation <strong>de</strong>s lasers<br />
par exemple) et pour augmenter la sensibilité aux on<strong>de</strong>s gravitationnelles.<br />
^<br />
10 11
7.6 Détecteur spatial 157<br />
Fig. 7.20 – Comparaison <strong>de</strong> la sensibilité <strong>de</strong> LISA et <strong>de</strong>s interféromètres terrestres. Les<br />
principales sources attendues sont également mentionnées.<br />
Fig. 7.21 – A droite : géométrie prévue pour la mission LISA. A gauche : Mouvement du<br />
triangle équilatéral lors d’une année.
158 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.22 – Les différents liens laser entre les vaisseaux constituant la mission LISA.<br />
Tout revient donc à mesurer la distance entre les masses tests. Il est donc crucial que<br />
ces <strong>de</strong>rnières soient protégées <strong>de</strong>s perturbations extérieures. Ce sont les vaisseaux euxmêmes<br />
qui servent <strong>de</strong> bouclier. Les masses ne sont en effet pas attachées physiquement aux<br />
vaisseaux et ces <strong>de</strong>rniers corrigent sans cesse leur mouvement (par <strong>de</strong>s micro-réacteurs),<br />
<strong>de</strong> façon à maintenir la masse en leur centre (voir Fig. 7.23).<br />
La courbe <strong>de</strong> sensibilité <strong>de</strong> LISA est donnée par la Fig. 7.24. A basse fréquence, c’est le<br />
bruit instrumental sur les accéléromètres contrôlant le mouvement <strong>de</strong>s masses d’épreuve<br />
qui domine. Aux fréquences intermédiaires on est limité par le bruit <strong>de</strong> photons et, à<br />
hautes fréquences, par la taille trop importante <strong>de</strong>s bras.<br />
Contrairement aux détecteurs interférométriques terrestres, les sources <strong>de</strong> LISA ont<br />
<strong>de</strong>s durées <strong>de</strong> vie longues et LISA pourra les observer pendant <strong>de</strong> nombreux mois. Durant<br />
ce temps, la configuration <strong>de</strong>s trois vaisseaux par rapport à la source va changer (voir Fig.<br />
7.21) ce qui va provoquer une modulation du signal. Grâce à l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> cette modulation,<br />
on pense pouvoir déterminer la position <strong>de</strong> la source à environ un <strong>de</strong>gré près.<br />
7.6.2 Trous noirs supermassifs<br />
Les trous noirs supermassifs constituent la cible prioritaire <strong>de</strong> la mission LISA. Au vu<br />
<strong>de</strong> la ban<strong>de</strong> <strong>de</strong> fréquence <strong>de</strong> cette <strong>de</strong>rnière, on <strong>de</strong>vrait pouvoir détecter, avec un signal<br />
sur bruit très important <strong>de</strong>s binaires avec <strong>de</strong>s masses <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 10 6 − 10 8 M⊙, comme<br />
illustré par la Fig. 7.25. Si le scénario <strong>de</strong> formation <strong>de</strong>s trous noirs supermassifs n’est pas<br />
encore parfaitement connu, on sait néanmoins que <strong>de</strong>s systèmes binaires <strong>de</strong> tels objets<br />
existent, comme le prouve l’observation par Chandra du centre <strong>de</strong> la galaxie irrégulière<br />
NGC6240 (Fig. 7.26).
7.6 Détecteur spatial 159<br />
Fig. 7.23 – Le vaisseau doit protéger la masse d’épreuve <strong>de</strong>s perturbations extérieures.<br />
Fig. 7.24 – Courbe <strong>de</strong> sensibilité <strong>de</strong> LISA, avec les différentes sources dominantes <strong>de</strong><br />
bruit.
160 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.25 – Signal émis par la coalescence <strong>de</strong> trous noirs supermassifs par rapport au<br />
bruit <strong>de</strong> LISA.<br />
Fig. 7.26 – Observation par Chandra du coeur <strong>de</strong> NGC6240. Les <strong>de</strong>ux sources ponctuelles<br />
sont <strong>de</strong>s disques d’accrétion autour <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux trois noirs supermassifs.
7.6 Détecteur spatial 161<br />
Fig. 7.27 – Capture d’un objet compact par un trou noir supermassif.<br />
LISA <strong>de</strong>vrait observer ces systèmes avec <strong>de</strong>s SNR très importants, <strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> 1000<br />
et les binaires <strong>de</strong> tout l’univers <strong>de</strong>vraient être visibles. Ces binaires traversent la ban<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> LISA en un temps <strong>de</strong> quelques semaines à quelques mois. Un <strong>de</strong>s problèmes pourrait<br />
provenir du fait que l’on doive prendre en compte les spins <strong>de</strong>s objets. La dynamique<br />
du système <strong>de</strong>vient alors plus complexe et, en particulier les patrons d’on<strong>de</strong>s habituels<br />
(7.37) ne seraient plus utilisables. Toutefois pour inclure les spins, on doit tenir compte <strong>de</strong><br />
nombreux paramètres supplémentaires, décrivant l’orientation <strong>de</strong> la binaire par rapport<br />
au détecteur. Une solution à ce problème pourrait venir <strong>de</strong> l’utilisation <strong>de</strong> filtres effectifs,<br />
non physiques, mais capables <strong>de</strong> capturer l’essentiel <strong>de</strong>s propriétés <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s.<br />
Le taux <strong>de</strong> détection <strong>de</strong> la coalescence <strong>de</strong> trous noirs supermassifs est très incertain,<br />
<strong>de</strong> l’ordre <strong>de</strong> quelques évènements par an. L’observation et la démographie <strong>de</strong> ce genre<br />
d’évènements pourrait permettre <strong>de</strong> placer <strong>de</strong>s contraintes importantes sur les scénarii <strong>de</strong><br />
formation <strong>de</strong>s trous noirs supermassifs.<br />
7.6.3 Binaires à rapport <strong>de</strong> masse extrème<br />
Au centre <strong>de</strong>s galaxies, on pense que <strong>de</strong>s objets <strong>compacts</strong> <strong>de</strong> masse stellaire, trous noirs<br />
ou étoiles à neutrons peuvent être capturés par le trou noir supermassif, après avoir subi<br />
une interaction à trois corps. L’orbite initiale peut alors être très excentrique et l’essentiel<br />
du rayonnement est émis près du périhélie, comme illustré par la Fig. 7.27.<br />
Pour que ce genre <strong>de</strong> processus émette dans la ban<strong>de</strong> <strong>de</strong> LISA, il faut un trou noir<br />
central <strong>de</strong> masse modérée M ≈ 10 5−7 M⊙. Le corps capturé doit être un objet compact<br />
sans quoi il sera détruit par les forces <strong>de</strong> marée au voisinage du trou noir supermassif sans<br />
avoir le temps d’émettre <strong>de</strong>s on<strong>de</strong>s gravitationnelles. La fréquence astrophysique <strong>de</strong> tels
162 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
<br />
x<br />
S<br />
(t)<br />
<br />
M<br />
z<br />
Fig. 7.28 – Géométrie d’une binaire à rapport <strong>de</strong> masses extrème.<br />
évènements est mal connue mais doit être dans la fourchette 10 −8 − 10 −4 yr −1 Galaxy −1 .<br />
Ce taux dépend essentiellement <strong>de</strong> la masse du trou noir central et <strong>de</strong> la composition du<br />
coeur <strong>de</strong> la galaxie en question.<br />
De telles binaires sont appelées binaires à rapport <strong>de</strong> masses extrème (EMRI en anglais).<br />
Un formalisme théorique basé sur un développement limité dans le rapport <strong>de</strong>s<br />
masses a été dérivé mais son implémentation reste à faire. L’on<strong>de</strong> émise par ce genre <strong>de</strong><br />
système est beaucoup plus complexe que celle donnée par (7.37). En effet, on doit tenir<br />
compte <strong>de</strong> plusieurs effets supplémentaires, comme l’excentricité <strong>de</strong> l’orbite et le spin du<br />
trou noir central. Même en négligeant le spin du petit objet compact, l’on<strong>de</strong> obtenue<br />
dépend <strong>de</strong> 14 paramètres (orientation <strong>de</strong>s différents vecteurs essentiellement ; voir Fig.<br />
7.28). Parmi les effets relativistes qui influent sur la forme <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong>, on peut mentionner<br />
: l’avance du périhélie, la précession du plan orbital autour du spin etc... La Fig. 7.29<br />
montre par exemple l’influence <strong>de</strong> l’excentricité sur la forme <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong> et la Fig. 7.30 la<br />
modulation due à la précession du plan orbital. La Fig. 7.31 montre l’évolution <strong>de</strong> l’excentricité<br />
illustrant le fait que cette <strong>de</strong>rnière peut rester relativement importante jusqu’à<br />
la fusion.<br />
L’on<strong>de</strong> dépendant d’un trop grand nombre <strong>de</strong> paramètres, il semble difficile, voir impossible<br />
d’utiliser la technique du filtrage adapté. Une solution envisagée est l’utilisation<br />
d’une technique temps-fréquence. Il s’agit <strong>de</strong> mesurer la puissance contenue dans le signal<br />
pour chaque temps et chaque fréquence et <strong>de</strong> repérer <strong>de</strong>s excès <strong>de</strong> puissance. Un exemple<br />
d’application <strong>de</strong> cette technique est présenté par la Fig. 7.32. La binaire est clairement<br />
visible dans le plan temps-fréquence.<br />
L’observation <strong>de</strong> binaires <strong>de</strong> rapport <strong>de</strong> masses extrème <strong>de</strong>vrait permettre <strong>de</strong> placer<br />
<strong>de</strong>s contraintes importantes sur la géométrie autour du trou noir central, et, en particulier<br />
<strong>de</strong> tester l’absence <strong>de</strong> cheveux <strong>de</strong> ce <strong>de</strong>rnier (cf Chap. 6).<br />
<br />
~ (t)<br />
L(t)<br />
y
h I (t)<br />
x 10−22<br />
1<br />
e=0<br />
ν=2.20 mHz<br />
0<br />
−1<br />
0 5 10<br />
t (min)<br />
15 20<br />
h I (t)<br />
x 10−22<br />
1<br />
e=0.3<br />
ν=1.65 mHz<br />
0<br />
7.6 Détecteur spatial 163<br />
−1<br />
0 5 10 15<br />
t (min)<br />
20 25 30<br />
h I (t)<br />
1<br />
0<br />
x 10 −22<br />
e=0.5<br />
ν=1.13 mHz<br />
−1<br />
0 10 20 30 40 50<br />
t (min)<br />
Fig. 7.29 – Influence <strong>de</strong> l’excentricité sur la forme <strong>de</strong> l’on<strong>de</strong>. Masses <strong>de</strong> 10 M⊙ et 10 6 M⊙,<br />
spin maximum et λ = 30 ◦<br />
.<br />
h I (t)<br />
x 10−22<br />
1<br />
0<br />
−1<br />
0 0.5 1 1.5 2<br />
t (hours)<br />
2.5 3 3.5 4<br />
Fig. 7.30 – Modulation due à la précession, pour le même système que sur la Fig. 7.29,<br />
avec e = 0.
164 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.31 – Évolution <strong>de</strong> l’excentricité pour le même système que sur la Fig. 7.29. Les<br />
points sont placés à 10, 5, 2 et 1 an avant la coalescence.<br />
Fig. 7.32 – Technique <strong>de</strong> détection temps-fréquence, appliquée à une binaire <strong>de</strong> 10 et<br />
10 6 M⊙. S/M 2 = 0.8, e = 0.4 et D = 1 Gpc.
7.6 Détecteur spatial 165<br />
Fig. 7.33 – Nombre <strong>de</strong> binaires galactiques par intervalle <strong>de</strong> fréquence <strong>de</strong> LISA.<br />
7.6.4 Binaires galactiques<br />
Il existe <strong>de</strong>s centaines, voir <strong>de</strong>s milliers <strong>de</strong> binaires galactiques émettant dans la ban<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> fréquence <strong>de</strong> LISA, essentiellement composées <strong>de</strong> <strong>de</strong>ux naines blanches. Ces sources ont<br />
une durée <strong>de</strong> vie bien plus longue que celle <strong>de</strong> LISA et sont essentiellement monochromatiques.<br />
Le problème se pose alors <strong>de</strong> savoir si LISA pourra les résoudre individuellement.<br />
Ceci est impossible si, par intervalle <strong>de</strong> fréquence, on trouve plus d’une binaire. Une simulation<br />
du nombre <strong>de</strong> binaires par intervalle <strong>de</strong> fréquence est donnée par la Fig. 7.33 où<br />
l’on voit, qu’au basses fréquences, on ne peut résoudre les binaires individuellement.<br />
Les binaires galactiques vont donc apparaître comme une source <strong>de</strong> bruit supplémentaire,<br />
s’ajoutant au bruit instrumental, comme on peut le voir sur la Fig. 7.34. Notons toutefois<br />
que l’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> la courbe <strong>de</strong> sensibilité pourrait permettre d’obtenir <strong>de</strong>s informations sur<br />
la population <strong>de</strong>s dites binaires.<br />
7.6.5 Fond stochastique<br />
Il existe probablement un fond <strong>de</strong> rayonnement gravitationnel provenant du big-bang,<br />
l’analogue du rayonnement fossile <strong>de</strong> photons à 3K. Toutefois, les on<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
se sont découplées bien plus tôt que la lumière <strong>de</strong> la matière (10 −43 s contre 10 6 ans).<br />
L’observation <strong>de</strong> ce fond stochastique permettrait donc d’avoir accès à <strong>de</strong>s informations<br />
sur le tout début <strong>de</strong> l’univers. Différents modèles cosmologiques prévoient différents conte-
166 On<strong>de</strong>s gravitationnelles<br />
Fig. 7.34 – Sensibilité <strong>de</strong> LISA, obtenue en tenant compte <strong>de</strong> la confusion induite par les<br />
binaires galactiques non résolues.<br />
nus en on<strong>de</strong>s gravitationnelles et LISA, ainsi que VIRGO/LIGO, pourraient placer <strong>de</strong>s<br />
contraintes sur certains <strong>de</strong> ces modèles, comme illustré par la Fig. 7.35. Toutefois, on pense<br />
que cette question sera plutôt le sujet d’étu<strong>de</strong> <strong>de</strong> l’hypothétique successeur <strong>de</strong> LISA ...
Spectral <strong>de</strong>nsity (Ω h 2<br />
g )<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
-6<br />
-8<br />
-10<br />
-12<br />
-14<br />
-16<br />
COBE<br />
7.6 Détecteur spatial 167<br />
Pulsar<br />
timing<br />
Cosmic strings<br />
Global strings<br />
First-or<strong>de</strong>r<br />
EW-scale<br />
transition<br />
LISA<br />
-15 -10 -5 5 10<br />
10 10 10 1 10 10<br />
Frequency (Hz)<br />
LIGO I<br />
LIGO II/<br />
VIRGO<br />
Slow-roll inflation - upper bound<br />
Chaotic inflation<br />
Power law inflation<br />
0.9K graviton<br />
blackbody<br />
radiation<br />
Exten<strong>de</strong>d<br />
inflation<br />
transition<br />
Fig. 7.35 – Contenu <strong>de</strong> l’univers en rayonnement gravitationnel prévu par différents<br />
modèles cosmologiques, comparé aux contraintes que pourraient apporter LISA et<br />
LIGO/VIRGO.<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
10<br />
-6<br />
-8<br />
-10<br />
-12<br />
-14<br />
-16