LES ÉQUATIONS FONDAMENTALE DE LA THÉORIE DYNAMIQUE

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La raie d’annihilation à 511 keV

L’annihilation d’un électron et d’un positron (anti-électron) est à l’origine de l’émission de photons gamma. Les positrons sont principalement produits par décroissance des noyaux radioactifs, comme le 44Ti, ou le 56Co, issus de la nucléosynthèse, ou au voisinage d’un trou noir (Liang, 1988). Les positrons s’annihilent avec les électrons du milieu ambiant pour fournir deux photons à 511 keV (énergie de masse au repos de l’électron) par conservation de la quantité de mouvement. Ces anti-électrons pourraient aussi être produits dans les environs des étoiles à neutrons. Dans ce cas, un seul photon gamma serait produit car le champ magnétique de l’étoile à neutron absorberait une partie de la quantité de mouvement (Harding, 1986).

Le centre galactique

Une raie a été observée centrée sur 511 keV pour la première fois en 1970 (Johnson et al., 1972), mais l’énergie n’a été mesurée précisément qu’en 1977 (Leventhal et al., 1978) grâce aux détecteurs Ge ayant une meilleure résolution en énergie que le NaI, équipant les détecteurs précédents. La raie centrée sur 510.7 ± 0.5 keV établit clairement que la radiation est due à l’annihilation de positrons. Des mesures ultérieures (Smith D.M. et al., 1993; Gehrels N., 1991) effectuées avec des détecteurs Ge montrent une raie très fine, toujours inférieure à 3 keV.
L’émission présente au centre galactique a donné lieu à de nombreuses publications. La revue des diverses observations effectuées en direction du centre galactique (Teegarden, 1995) montre une variabilité de l’émission ainsi qu’une corrélation entre le champ de vue de l’instrument et le flux reçu. Ceci amène à suggérer une source ponctuelle productrice de positrons, entourée d’un rayonnement galactique diffus à 511 keV. La difficulté de bâtir un modèle provient du fait que dans les grands champs de vue des instruments actuels (plusieurs degrés) se trouvent plusieurs candidats possibles.
Une série d’observations menées par l’intermédiaire du satellite OSSE a permis à Purcell et al. (1998) de dresser la carte actuelle du centre galactique à 511 keV. On distingue trois grandes structures :
– la composante du bulbe (de la galaxie) qui contribue pour 15% du flux total
– la composante du disque galactique (40% du flux) qui est due à la décroissance radioactive d’éléments radioactifs à durée de vie longue (Knödlseder, 1997)
– une composante au-dessus du disque galactique

Sources possibles à 511 keV

Le microquasar 1E1740.9 –29.42
C’est grâce à une observation réalisée dans le domaine radio que l’on a découvert que la source 1E1740.9 -2942, située près du centre galactique, possédait des jets de matière (Mirabel, Messenger 1992, Mirabel et al., 1992). Cette source serait un trou noir attirant à lui des quantités énormes de matière (10-7 masse solaire/an; Chaty, 1998) qui spiralent en un disque d’accrétion avant de finir avalées par le trou noir. La vitesse du gaz, principalement de l’hydrogène, est telle à l’intérieur du disque d’accrétion que la dissipation visqueuse est prépondérante et chauffe le gaz à des températures de l’ordre de plusieurs millions de degrés. Au centre se situerait le trou noir, producteur de plusieurs centaines de millions de tonnes de positrons (Mirabel et al., 1992). Depuis peu de temps, cet objet est associé à un microquasar, c’est-à-dire un système binaire composé d’une étoile en orbite autour d’un trou noir de quelques masses solaires en rotation (voir figure I-III-1)
Cette source pourrait être celle citée dans le paragraphe III-1. Cependant, de trop nombreuses sources X se situent à l’intérieur des boîtes d’erreur des télescopes gamma actuels pour lever l’ambiguïté.
La nébuleuse du Crabe
Cet objet est un reste de supernova. Le cœur de l’étoile s’est effondré en étoile à neutrons, alors que son atmosphère, éjectée, continue encore aujourd’hui à s’étendre et forme la nébuleuse. Les paires d’électron/positron sont accélérées vers la surface de l’étoile à neutrons par le champ électrique induit par le champ magnétique de l’étoile. L’annihilation des positrons avec les électrons fournit une raie à 511 keV qui doit être décalée vers le rouge compte tenu du fort champ gravitationnel.
Ainsi, une raie à 440 ± 10 keV a été découverte dans la nébuleuse du Crabe (Massaro et al.,1991) grâce à l’expérience ballon FIGARO II. Une étude plus récente (Massaro et al., 1998) semble confirmer cette détection. Elle est interprétée comme une raie à 511 keV subissant le décalage gravitationnel (Bednarek et al., 1992; Zhu & Ruderman, 1997).
Nova Muscae
Cet objet est un candidat trou noir producteur de positrons (Sunyaev et al., 1991; Goldwurm et al., 1992) qui serait entouré par un disque d’accrétion. Deux raies centrées à 190 keV et 480 keV ont été observées dans le spectre (voir figure I-III-2) au cours de l’explosion du 20 janvier 1991. L’ajustement d’une gaussienne (Goldwurm et al., 1991) donne un flux de 6.01+−32..9576 10-3 ph s-1 cm-2 à 481.22 keV pour une largeur à mi-hauteur de 54 ± 54 keV. La raie de la rétrodiffusion centrée à environ 190 keV a un flux d’environ 1.8 10-3 ph cm-2 s-1. Les calculs montrent qu’une telle valeur ne peut pas être atteinte dans un milieu optiquement fin. Cette valeur suggère donc un milieu ambiant dense.

La raie de rétrodiffusion

La diffusion Compton correspond à l’interaction entre un photon et une particule chargée. La conservation de l’énergie et de la quantité de mouvement amène à définir l’angle de diffusion θ d’un photon d’énergie incidente E après interaction Compton par une particule chargée de la manière suivante : Ef = E où Ef est l’énergie finale du photon après la collision. 1 + E (1 − cos(θ)) me c2.
Dans le cas particulier où l’angle θ est égal à 180° (rétrodiffusion), l’énergie finale Ef est égale à un tiers de l’énergie initiale. Ainsi, la rétrodiffusion de la raie d’annihilation (511 keV) donne une raie centrée à 170 keV. La présence d’une grande quantité de matière ionisée (disque d’accrétion) autour d’objets compacts « comptonise » les photons de 511 keV. Cela a pour conséquence de dévier les photons de leur trajectoire initiale. Dans certains cas, la déviation peut aller jusqu’au demi-tour.
Cette source aurait été observée dans la région du centre galactique où la matière est présente en abondance. Ainsi, Le spectre issu de l’expérience ballon HEXAGONE en mai 1989 (Smith et al., 1993) aurait décelé une raie centrée à 163.7 ± 3.4 keV pour un flux de 1.55± 0.47 10-3 photons s-1 cm-2 et une largeur à mi-hauteur de 24.4 ± 9.2 keV. La différence d’énergie entre la valeur mesurée et la valeur théorique proviendrait d’un décalage gravitationnel. Une seconde source serait Nova Muscae (Fig I-III-2) où la présence d’un trou noir est suspectée.

Les réactions nucléaires

Ce type de processus est à l’origine des changements de nature des atomes. Le noyau fils, produit de la réaction, est souvent produit dans un état excité. Cela signifie que les nucléons du noyau (proton, neutron) ne se répartissent pas dans les couches de plus basse énergie. Quand l’un de ceux-ci tente de passer à une couche inférieure pour amener le noyau à un état énergétique plus stable, celui-ci doit perdre une certaine quantité d’énergie égale à la différence d’énergie entre les deux niveaux. Comme les énergies de liaison à l’intérieur du noyau sont de l’ordre du MeV, les photons gamma issus d’un tel phénomène auront une énergie de cet ordre de grandeur. Les paragraphes qui suivent illustrent ces processus, avec un exemple de source astrophysique.

La capture neutronique

Ce phénomène apparaît dans les sites où des neutrons thermiques sont produits (faible énergie cinétique). La production de ces neutrons provient des réactions inélastiques entre deux particules appartenant à un plasma chaud (grande vitesse). Ainsi, 4 He(p,pn)3He ou 3He(d,n) 4He sont des réactions nucléaires produites au sein du Soleil et qui fournissent chacune un neutron. Ce dernier est très énergétique à l’issue de la réaction nucléaire et doit être fabriqué dans un milieu dense (1016 particules cm-3) pour que le grand nombre d’interactions qu’il subit au gré de son mouvement rapide diminuent suffisamment son énergie cinétique (neutron thermique) en moins de 15 minutes, qui est la demi- vie du neutron (Wang & Ramaty, 1974). A faible énergie cinétique, le neutron peut alors être capturé par un proton, selon la réaction 1H+n -> 2H. Le deutérium, issu de cette réaction est dans un état excité et émet un photon gamma dont l’énergie est égale à 2.223 MeV pour trouver son état fondamental. Pour être observable, cette raie doit être produite dans un plasma relativement froid sans quoi la raie serait élargie et se confondrait avec le continuum.
Deux conditions sont donc à remplir. D’une part, il faut un milieu dense et chaud pour produire des neutrons. Puis, ces neutrons doivent être transportés vers des régions froides et thermalisés pour produire une raie visible.

Les éruptions solaires

Cette raie fut observée pour la première fois par Chupp et al. (1973), lors d’une éruption solaire. Grâce à l’apparition des détecteurs germanium et leur meilleure résolution spectrale, Prince et al. (1982) ont trouvé une raie à 2.2248 ± 0.001 MeV pour un flux de 0.29 ± 0.07 ph s-1 cm-2, démontrant ainsi grâce aux données du vol ballon HEAO3 qu’il existe une raie centrée à 2.223 MeV dans les éruptions solaires. C’est en effet l’un des endroits où la matière peut aller d’un plasma chaud (Soleil), où se passe la production de neutrons, vers un plasma froid, où la capture neutronique peut opérer. L’observation de cette raie a permis de rassembler un grand nombre d’informations sur le milieu où la capture neutronique opère. Ainsi, l’observation de l’une des éruptions les plus intenses (4 juin 1991) a permis à Murphy et al. (1993) de déduire le spectre en énergie des protons accélérés lors des éruptions solaires dans la gamme 10 MeV à 100 MeV. Le résultat est une loi en puissance d’index 4.0 à 4.4, selon le rapport α/p considéré (α est l’abréviation associée au noyau d’hélium). Ils ont aussi calculé une valeur limite supérieure de 2.3 10-5 (à 2σ) pour le rapport 3He/H de la photosphère (Murphy et al., 1997).
Sachant que la réaction p+α est producteur d’un neutron et d’un noyau 3He, on peut déduire qu’un neutron est produit pour chaque 3He. L’efficacité de la production de photon gamma par capture est de 0.1 dans l’atmosphère solaire (Wang & Ramaty, 1974). De ces résultats, Ramaty & Kozlovski (1974) ont pu déduire une relation liant le flux de la raie à 2.223 MeV observée et le nombre de noyaux de 3He produits par l’éruption. Partant des 200 ph cm-2 détectés lors de l’éruption du 4 août 1972, on peut avancer une quantité d’environ 1030 3He produits.

Les étoiles à neutrons

Une seconde zone où l’on devrait voir la raie à 2.223 MeV est la limite externe des disques d’accrétion. Ce dernier est chaud et dense, alors que l’extérieur est froid et propice à la capture neutronique (Shapiro et al., 1976). Pour la source Cygnus X-1, Guessoum & Dermer (1988) donne une estimation du flux de 10-5 ph s-1 cm-2. Scorpius X-1 serait aussi un candidat (Brecher & Burrows, 1980), mais les flux sont trop faibles pour avoir été détectés.

Les réactions de spallation

Les éruptions solaires

Le Soleil rayonne en permanence des photons mais aussi des particules dont l’énergie cinétique est suffisante pour échapper à l’attraction gravitationnelle du Soleil. Ces particules animées d’une vitesse d’environ 400 kms-1 au niveau de l’orbite de la Terre constituent le vent solaire qui baigne en permanence le système solaire. Parfois, le Soleil ajoute à tout cela une bouffée de particules énergétiques rapidement éjectées (quelques minutes à quelques dizaines de minutes). Ces manifestations sont appelées éruptions solaires et peuvent avoir des conséquences visibles sur Terre, comme la perturbation des communications radio. Les aurores boréales sont une belle manifestation de l’arrivée de ces particules dans l’atmosphère terrestre.
Les éruptions solaires intéressent l’astronomie des hautes énergies car des raies sont visibles au moment des éruptions. En effet, des électrons et des protons très énergétiques (ve=5800 kms-1 et vp=150 kms-1) dus à la température régnant à la base de la couronne (106 K) sont propulsés à travers cette couronne vers le vide interplanétaire. Ces particules traversent donc une zone de faible densité et de très haute température (couronne). Certaines des particules éjectées vont interagir avec des noyaux de la couronne et exciter ces derniers. Pour retrouver leur niveau fondamental, les noyaux excités doivent émettre un photon gamma, subir une décroissance radioactive ou passer par les deux phénomènes à la fois.
L’éruption du 4 juin 1991 a été observée par l’instrument OSSE à bord de CGRO (Compton Gamma Ray Observatory). Comme pour les éruptions précédentes (Murphy et al., 1991 pour l’éruption du 27 avril 1981 présentée en figure I-IV-1), de nombreuses raies ont été visibles, correspondant à la désexcitation des atomes de 7Li (429 et 478 keV), 12C (4439 keV), 16O (6129 keV), 20Ne (1634 keV), 28Si (1778 keV) et 56Fe (847 et 1238 keV) entre autres (Murphy et al., 1997). Les informations contenues dans ces raies (intensité, forme, largeur) fournissent des éléments inestimables pour calculer les abondances relatives des éléments présents dans le soleil ainsi que pour déterminer le spectre en énergie des protons et des électrons en provenance du soleil.

Le milieu interstellaire

Ce processus met en jeu une particule incidente de grande énergie (rayonnement cosmique) qui percute la matière du milieu interstellaire (MIS). L’énergie est telle que la réaction inélastique engendrée par les deux noyaux incidents donne naissance à de nouveaux noyaux. Comme dans le cas du Soleil (ci-dessus), ces noyaux nouvellement formés vont émettre des photons gamma pour atteindre un niveau énergétique stable.
On distingue trois processus possibles lors de la réaction inélastique :
– les protons et les α interagissent et cèdent de l’énergie aux noyaux du MIS. Les noyaux atomiques excités émettent un photon gamma pour revenir à leur niveau fondamental. Par conservation de la quantité de mouvement, les noyaux excités sont animés d’une vitesse qui élargie les raies émises.
– excitation des noyaux lourds du rayonnement cosmique avec les atomes d’hydrogène du MIS par collision inélastique. Dans ce cas la raie est aussi élargie du fait de la vitesse du noyau.
– les protons et les α incidents interagissent avec la poussière contenue dans le MIS. Cela donne une raie fine si la durée de vie du niveau excité est plus longue que le temps de ralentissement du noyau (faible énergie cinétique, faible élargissement de la raie).
Ces raies sont par conséquent larges, voire très larges, puisque la largeur à mi-hauteur peut atteindre 1 MeV. Le flux est donc réparti sur une large gamme d’énergie et ces raies sont difficilement détectables.
Elles devraient aussi être visibles à côté d’étoiles à neutrons. Les protons et hélions très énergétiques présents dans la haute atmosphère de l’étoile à neutrons exciteraient les noyaux de 12C, 14N et 16O (Bildstein et al., 1992). Ceux-ci se désexciteraient en émettant un photon dont l’énergie est caractéristique de l’atome. Cette signature permettrait de reconnaître la nature des éléments présents aux alentours de l’étoile à neutrons et rendrait peut être possible la mesure du décalage gravitationnel (détermination de la masse de l’étoile à neutron). Cependant, même avec les abondances que l’on mesure dans le Soleil, le flux en provenance d’une étoile à neutron serait très faible, de l’ordre de 10-8 photons s-1 cm-2.

La nucléosynthèse

La décroissance des noyaux radioactifs produits par nucléosynthèse explosive est aussi une source importante de raies gamma nucléaires. Ce type de nucléosynthèse se rencontre dans deux types d’objets : les supernovae et les novae.

Les supernovae de type II et Ib

Il existe deux types de supernova (type Ib et type II, le type Ia étant en fait associé aux systèmes binaires et abordé au paragraphe suivant). Au moment de l’explosion de l’étoile, l’onde de choc provenant du cœur de l’étoile comprime et réchauffe la matière présente dans l’atmosphère, où de nombreux éléments légers sont susceptibles de fusionner. Une nucléosynthèse très complexe s’établit dont le résultat final est la production de tous les éléments au-delà du fer (Chan & Lingenfelter, 1987; Chan & Lingenfelter, 1991). Les chaînes de décroissance des éléments radioactifs sont présentés dans le tableau I-V-1.
Les raies gamma issues des supernovae proviennent de la désexcitation du noyau atomique et sont caractéristiques de ce dernier. Trouver une raie gamma permet de remonter aux paramètres physiques tel que l’abondance relative des éléments radioactifs et impose de fortes contraintes sur les modèles théoriques (Tueller et al., 1990; Woosley & Weaver, 1994). A titre d’exemple, des calculs menés par Chan & Lingenfelter (1987) sur la production de 56Co suggère que les raies émises par ce type de noyau ne devraient pas être visible avant 600 jours après l’explosion. Les calculs ont été effectués en supposant que le 56Co reste confiné dans les couches intérieures de l’atmosphère éjectée. Or, la détection des raies à 847 keV et 1238 keV (Matz et al., 1988) à l’issue de l’explosion de SN 1987A au bout de 200 jours seulement montre qu’un mélange s’est produit dans l’ejecta (Gehrels et al., 1987) amenant le 56Co dans les hautes couches où l’absorption est moindre. Ces photons gamma représentent aussi un apport considérable d’énergie pour l’enveloppe en expansion. En effet, les photons fournis par la décroissance du 56Co sont absorbés par la matière en expansion qui ré-émet cette énergie en rayonnement de plus grandes longueurs d’ondes. Comme la demi-vie du 56 Co est de 77.7 jours, l’apport en énergie s’étale sur plusieurs mois et donne une courbe de décroissance lumineuse en fonction du temps relativement douce (Figure I-IV-2).
D’un autre côté, les résultats des travaux théoriques menés sur les quantités de 56Ni produits au cours de l’explosion (Pinto, 1988; Shigeyama, 1988) ainsi que sur les flux de photons gamma qui s’échappent de l’atmosphère en expansion supposent une explosion symétrique et une atmosphère éjectée peu dense. La masse de 56Ni est cruciale car elle détermine la quantité de 56Co présent dans l’éjecta et donc la pente de la courbe de luminosité. Cette masse permet aussi de calculer l’opacité du milieu en expansion en effectuant la différence entre le flux total émis par le 56Co et le flux effectivement reçu.
Grâce à la proximité de SN 1987A, à “ seulement ” 170 000 année-lumières, des mesures précises de flux des raies à 847 keV et 1238 keV ont été effectuées. De la courbe de luminosité, Woosley et al. (1987) ont calculé une masse de 56Ni produite par l’explosion égale à 0.075 masse solaire, ce qui suppose une étoile avant explosion de 16 masses solaires. Les observations effectuées dans le domaine des raies gamma nucléaires donnent des flux de 21 ± 10 10-4 ph s-1 cm-2 à 847 (Tueller et al., 1990) et 8.5 ± 2.2 10-4 ph s-1 cm-2 à 1238 keV (Teegarden et al., 1989) 433 jours après l’explosion. Si l’on compare avec le flux que l’on s’attend à recevoir d’une masse de 56Ni de 0.075 masse solaire, l’absorption de l’éjecta est égal à 87% (Teegarden et al., 1989), soit un milieu dense, contrairement aux prédictions des modèles. Elles n’expliquent pas non plus l’absence de décalage vers le bleu ou le rouge de la raie à 1238 keV.
Une raie à 122 keV est visible dans le spectre de la supernova SN1987A. Cette raie correspond aux noyaux de 57Co qui proviennent de la capture d’un neutron par un noyau de 56Ni. Le flux enregistré est d’environ 9 10-5 ph s-1 cm-2 et met là encore les modèles en défaut qui prévoient un flux trois fois moindre (Kurfess et al., 1992). Une solution serait d’imaginer une atmosphère en expansion plus dense et, pour conserver des flux comparables, une quantité de 56Ni produite au moment de l’explosion plus élevée.
Une troisième raie intéressante est celle du 44Ti. Sa courte demi-vie (environ 60 ans3) fait qu’une telle raie n’est visible qu’avec de jeunes supernovae (entre 300 ans et 400 ans), comme Cas A. Le télescope COMPTEL à bord de CGRO a observé cette source durant deux périodes en juillet 1992 et février 1993 et a vu la raie du 44Ti pour la première fois. De l’analyse des spectres, il ressort un flux de 7.0 ± 1.7 10-5 ph s-1 cm-2 qui peut être converti en masse de 44Ti produit par la supernova. Iyudin et al. (1994) trouvent une masse de 1.4 ± 0.4 10-4 masse solaire à 3.2 ± 0.8 10-4 masse solaire, selon le demi-vie du 44Ti utilisée.
Enfin, la présence de la raie du 22Na dans les supernovae a été suggérée par Clayton (1975) comme indicateur prometteur sur les conditions d’explosion d’une supernova. En effet, la quantité de 22Na produite dépend fortement des conditions physiques de départ qui induisent l’explosion de l’étoile (Arnould & Beelen, 1974). Pour une observation dans les premiers mois suivant l’explosion, la relation fournie par Clayton donne une contrainte sur la quantité d’hélium éjectée. Cependant, cette raie n’a encore jamais été observée, ce qui pourrait signifier une faible quantité produite ou bien une température différente de celle proposée par les modèles.
A l’image de l’26Al, le 60Fe a une demi-vie très longue (1.5 106 ans). Ces deux éléments ont donc largement le temps de se répandre dans toute la galaxie et de s’y accumuler. Les raies caractéristiques de ces éléments sont émises depuis toutes les directions de la galaxie (1809 keV pour l’26Al et 1173 keV et 1333 keV pour le 60Fe). Ce rayonnement diffus rend la recherche de son origine plus difficile. L’26Al proviendrait principalement des étoiles O (Knödlseder, 1997). D’un autre côté, les raies du 60Fe n’ont encore jamais été observées. Une raison est que la quantité de fer produite dans les supernovae est 10 fois inférieure à celle de l’aluminium.

Les supernovae de type 

Les supernovae de type Ia constituent l’une des morts d’étoile les plus spectaculaires. Le phénomène a lieu dans un système double et on distingue trois configurations. Dans le premier cas (modèle 1), une naine blanche de C-O (carbone et oxygène) proche de la masse de Chandrasekhar accrète de la matière en provenance d’une étoile compagnon arrivée au terme de sa vie et dont l’enveloppe, composée principalement d’hydrogène, déborde de son lobe de Roche. Lorsque les conditions de température et de pression sont réunies, une explosion thermonucléaire se déclenche, synthétisant de nombreux produits radioactifs émetteurs de photon gamma. Le second cas (modèle 2) diffère du premier en un point. Le système binaire est cette fois composé d’une naine blanche de faible masse (cœur de carbone et oxygène, croûte d’hélium), dont les couches d’hélium et de carbone-oxygène explosent en même temps. Cette double explosion amène un apport d’énergie supplémentaire par rapport au modèle précédent. Dans le troisième cas (modèle 3), le système est constitué de deux naines blanches de faible masse et peu distantes qui perdent du moment cinétique par émission d’ondes gravitationnelles et se rapprochent. L’une des deux finit par remplir complètement son lobe de Roche et déverse de la matière vers son compagnon. Là encore, ce scénario se termine par une explosion thermonucléaire.
Les raies nucléaires constituent un outil intéressant pour étudier ces supernovae car elles proviennent directement des éléments radioactifs synthétisés au cours de l’explosion. Ces photons gamma fournissent une énergie considérable à l’enveloppe de matière en expansion dont le résultat est la courbe de lumière observée. Les différents scénarios énumérés ci-dessus ne produisent pas les mêmes quantités de matériau radioactif et l’enveloppe engendrée affecte différemment le rayonnement selon son épaisseur optique. L’étude détaillée des raies gamma constitue donc un moyen d’analyse puissant pour tester la validité de ces modèles.
Ainsi, l’étude de la largeur à mi-hauteur des raies du spectre permet de distinguer le modèle 2 des deux autres. En effet, la fusion de l’hélium apporte une bouffée d’énergie supplémentaire qui engendre des vitesses plus élevées pour l’enveloppe. En conséquence, les raies observées sont élargies. Ce phénomène est visible dans les deux spectres présentés en figure I-IV-3 et devient particulièrement sensible aux alentours de 830 keV où se situent deux raies proches (810 keV du 56Ni et 847 keV du 56Co). Les modèles numériques prévoient pour la raie située à 480 keV une largeur à mi-hauteur de 26 keV pour les modèles 1 et 3, contre 29 keV pour le modèle supposant une détonation de l’hélium, soit environ 15% de plus. De plus, comme la section efficace de l’effet Compton décroît lentement avec l’énergie et que l’expansion domine, cet élargissement, visible pour toutes les raies, est insensible à l’énergie. On peut obtenir ainsi une moyenne significative de la largeur (6 raies) avec un seul spectre.
Une seconde possibilité est l’analyse du flux intégré des raies. Le modèle 2 fournit plus de matière radioactive (explosion de l’hélium), ce qui se traduit par un flux plus élevé dans les premiers jours de l’explosion. Les simulations réalisées par Höflich et al. (1997) montrent que ce modèle peut fournir un flux jusqu’à 2 fois plus élevé que les autres modèles pour la raie à 840 keV du 56Ni.
La discrimination entre les modèles 1 et 3 et plus ardue. L’étude approfondie du décalage vers le bleu des raies ou de leur largeur à mi-hauteur en fonction du temps offrirait une solution. Ainsi, on peut voir à l’aide de la figure I-IV-4 que l’évolution de la largeur des raies diffère entre les modèles 1 (à gauche) et 3 (à droite) au cours des cent premiers jours. Après, les courbes tendent toutes une valeur asymptotique différente, permettant la discrimination sur des durées encore plus longues. Néanmoins, il faut être capable de discerner des vitesses dont la différence est de l’ordre de 1000 km s-1. Pour la raie à 847 keV, cela suppose une résolution en énergie inférieure à 3 keV.
Au delà de la simple compréhension des SN Ia, les astronomes tentent depuis 40 ans de mesurer les variations de l’expansion de l’Univers afin de déterminer sa densité et sa géométrie. Le but est de prédire l’évolution de son expansion, découverte par Edwin Hubble. En 1998, deux groupes de travail ont reportés que l’expansion de l’Univers ne serait pas décroissante mais au contraire accélérée. Cette étude est basée sur des explosions de supernovae à grandes distances. Si ces travaux se trouvent confirmés, les cosmologistes devront ajouter au meilleur modèle d’univers actuel une forme d’énergie du vide qui régit l’expansion (Hogan et al., 1999). La détermination des paramètres de l’expansion de l’Univers bute sur les problèmes observationnels. Il faut trouver des objets visibles à de grands décalage vers le rouge (z) au moins égaux à 1 où les effets cosmologiques sont assez important pour être mesurables. Les galaxies sont exclues en raison de leur évolution, trop rapide pour être utilisées en temps que « chandelles standards ». Les supernovae de type Ia sont aussi visibles à des décalages vers le rouge de l’ordre de 1 grâce à leur luminosité intrinsèque élevée (M ≈ -19), mais la disparité de leur luminosité (40%, voir par exemple la supernova 1991T, 3 magnitudes plus brillante que la majorité) donnent des barres d’erreurs trop grande pour distinguer les diverses géométrie à z = 1.
Récemment, Riess et al. (1995) ont développé une méthode basée sur l’étude du pic de luminosité de la courbe de lumière et de sa pente pour déduire plus précisément la luminosité de la supernova et réduire l’erreur à 15%. Cette méthode empirique est étalonnée à partir des supernovae observées dans l’Univers local. Elle n’est donc pas exempte de l’évolution possible des progéniteurs des SN Ia.
L’énorme luminosité de ces dernières provient d’une nucléosynthèse explosive où de nombreux éléments radioactifs sont produits. Ces éléments émettent des photons gamma et fournissent de l’énergie à l’enveloppe, qui rayonne. Dans le cas des supernovae de type Ia, il s’agit du 56Co et 57Co. La quantité d’énergie apportée à l’enveloppe, et donc, la luminosité de la supernova, dépend de la masse de cobalt synthétisée durant la nucléosynthèse, de l’opacité de l’enveloppe gazeuse soufflée par l’explosion et des mélanges de matériau qui se produisent
à l’intérieur de cette enveloppe. En effet, les matériaux présents à la surface apportent moins d’énergie (les photons émis sur 2 stéradians s’échappent directement dans l’espace) que ceux qui se situent à l’intérieur. La compréhension de la nucléosynthèse et des mouvements d’expansion sont par conséquent essentiels pour connaître le mécanisme des SN Ia. En cela, l’étude des raies gamma nucléaires émises par ce type d’objet peut apporter un début de réponse car les photons gamma détectés proviennent des éléments radioactivités récemment élaborés dans la supernova. C’est un outil extrêmement intéressant pour tenter de diminuer de manière plus déterministe les barres d’erreurs dont sont entachées les mesures de luminosité. Ce travail ne peut aboutir qu’avec l’arrivée d’instruments d’observations ayant une sensibilité élevée (10-5 à 10-6 ph cm-2 s-1) pour atteindre les distances extragalactiques. INTEGRAL et la version spatiale de la lentille (quelques 10-6 ph cm-2 s-1) pourront aider à la compréhension de la géométrie de l’Univers.

Les novae

Le scénario couramment adopté pour les novae est celui d’un système binaire composé d’une naine blanche et d’une étoile en fin de vie dont l’atmosphère s’étend. Lorsque l’atmosphère de l’étoile dépasse le lobe de Roche, la matière commence à tomber vers l’objet compact. Cette dernière, riche en hydrogène, spirale dans un disque avant d’arriver sur la surface de la naine blanche où l’hydrogène s’accumule. Quand les conditions de température et de pression sont idéales, une très forte explosion thermonucléaire survient. De nombreux éléments sont synthétisés et éjectés dans le milieu interstellaire.
L’aspect qui nous intéresse ici est la production de 7Be lors de l’explosion des novae. En effet, des mesures d’abondances (Lemoine et al., 1993) montrent une surabondance criante de l’élément 7Li par rapport à celle attendue selon le modèle du Big Bang. Après cette explosion primordiale, seuls trois processus peuvent fournir de grandes quantités de 7Be pour expliquer une telle surabondance : les réactions de spallation, mais le taux de formation n’est pas assez élevé pour expliquer en totalité la différence, les étoiles AGB (Asymptotic Giant Branch) et les novae.
La recette pour synthétiser du 7Li est de fabriquer du 7Be dont la demi-vie est de 53.3 jours. Au bout de cette durée, la moitié du 7Be aura subi une décroissance radioactive donnant du 7 Li. Cependant, cet élément est très sensible à la température. En moins de 53 jours, le 7Be doit être transporté dans des régions “ froides ” (moins de quelques millions de degrés) où le 7Li ne risque plus d’être anéanti. C’est pour cette raison que les candidats potentiels aujourd’hui acceptés pour la fabrication de 7Be sont les objets possédant des mouvements de convection, capables de transporter rapidement la matière, comme les AGB et les novae.
Chacun de ces candidats pose problème quant à la détermination de la quantité de 7Be produite et/ou éjectée dans le MIS. Les étoiles AGB souffrent de la méconnaissance de leur population; la détermination de la quantité absolue de 7Be éjecté s’en ressent. Les novae ont elles aussi de solides appuis théoriques (Hernanz et al., 1996), mais la raie produite par la décroissance du 7Be en 7Li (478 keV) n’a jamais été observée. Or, une telle raie apporterait des informations sur la quantité produite de 7Be. Il est par conséquent important de tenter de détecter cette raie dès que possible.

Table des matières

CHAPITRE I
I. CONTEXTE SCIENTIFIQUE : LES RAIES GAMMA NUCLÉAIRES
II. LES RAIES CYCLOTRON
III. LA RAIE D’ANNIHILATION À 511 KEV
III.1. LE CENTRE GALACTIQUE
III.2. SOURCES POSSIBLES À 511 KEV
III.3. LA RAIE DE RÉTRODIFFUSION
IV. LES RÉACTIONS NUCLÉAIRES
IV.1. LA CAPTURE NEUTRONIQUE
IV.1.1. Les éruptions solaires
IV.1.2. Les étoiles à neutrons
IV.2. LES RÉACTIONS DE SPALLATION
IV.2.1. Les éruptions solaires
IV.2.2. Le milieu interstellaire
IV.3. LA NUCLÉOSYNTHÈSE
IV.3.1. LES SUPERNOVAE DE TYPE II ET IB
IV.3.2. Les supernovae de type Ia
IV.3.3. LES NOVAE
CHAPITRE II
I. CAPTER LA LUMIÈRE GAMMA : LES TÉLESCOPES ACTUELS
I.1. LES DÉTECTEURS
I.2. LES TÉLESCOPES ACTUELS
II. CAPTER LA LUMIÈRE : LA LENTILLE GAMMA
CHAPITRE III
I. RELATIONS DE BASE
I.1. LA STRUCTURE CRISTALLINE
I.2. LA LOI DE BRAGG
I.2.1 Equation de Laue – Détermination de la loi de Bragg
I.2.2. Le réseau réciproque et la condition de Bragg
II. LA DIFFRACTION DES RAYONS X
II.1. LA DIFFUSION PAR LES ÉLECTRONS
II.2. LE FACTEUR DE FORME
II.3. LE FACTEUR DE STRUCTURE
II.4. LE FACTEUR DE DEBYE-WALLER
III. LA THÉORIE DYNAMIQUE
III.1. LES ÉQUATIONS FONDAMENTALE DE LA THÉORIE DYNAMIQUE
III.2. SOLUTION GÉNÉRALE
III.2.1. La reflectivité
III.2.2. La largeur de Darwin
III.2.3. La réflectivité intégrée
IV. LA THÉORIE CINÉMATIQUE
IV.1. FORMULES GÉNÉRALES
IV.2. LE MODÈLE DE DARWIN
IV.3. L’absorption
CHAPITRE IV
I. PRINCIPE D’UNE LENTILLE GAMMA
II. LE CHOIX DU MATÉRIAU
III. LE CHOIX DE LA MOSAÏCITÉ
IV. FABRIQUONS DES CRISTAUX MOSAÏQUES
IV.1. INTRODUCTION
IV.2. LA CROISSANCE DE CRISTAUX MOSAÏQUES
IV.2.1. Le principe
VI.2.2. La mise en route
VI.2.3. Les mesures
VI.2.4. Étude de l’homogénéité de la concentration en Si d’un cristal Ge(Si)
VI.3. CONCLUSION
CHAPITRE V
I. LE PRINCIPE DU RÉGLAGE DE LA LENTILLE
I.1. NOTIONS DE BASE
I.2. LES MARGES D’ERREUR
I.3. ALIGNEMENT DES ÉLÉMENTS
II. LA SOURCE X
III. LE DÉTECTEUR
IV. RÉALISATION DE LA LIGNE DE RÉGLAGE
V. LA STRATÉGIE DE RÉGLAGE
V.1. PRÉPARATION
V.2. MISE EN PLACE DU RÉGLAGE
V.3. LA MÉTHODE DE RÉGLAGE
V.3.1. Le principe
V.3.2. Quelques valeurs numériques
V.3.3. Optimisation de la plaque en aluminium
V.3.4. Le choix de la motorisation
V.3.5. Le régleur
V.3.6. Quelle fixation?
V.3.7. Le programme de réglage
V.4. LA FIABILITÉ DU RÉGLAGE
CHAPITRE VI
I. INTÉGRATION DE LA LENTILLE
I.1. PRÉSENTATION DU TÉLESCOPE
I.2. L’INTÉGRATION
II. PRÉPARATION DU DÉTECTEUR
II.1. LES DÉTECTEURS EN GE
II.2. L’ENSEMBLE DE DÉTECTION DE CLAIRE
II.2.a. Le bouchon
II.2.b. L’électronique
II.2.c. Simulation du signal et taille du blindage
III. LES OBJECTIFS DU VOL BALLON
III.1. LE CHOIX DE LA SOURCE
III.2. LE CHOIX DU SITE D’OBSERVATION
III.3. SIMULATION DE L’OBSERVATION

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