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Physique de l’ignition
Chauffage compressionnel
La matière accrétée s’accumule progressivement dans l’enveloppe formant une couche d’hélium ou d’hydrogène sur le cœur de C+O, accroissant ainsi la masse totale de la naine blanche. En conséquence, l’intérieur est compressé, libérant ainsi de l’énergie gravitationnelle qui va chauffer la naine blanche. Ce chauffage est contrebalanc´ par des émissions de neutrinos et par la con-duction thermique qui évacuent la chaleur ainsi produite.
En réalit´ la température n’est pas nulle et ce coefficient n’est pas strictement nul, mais pour un état suffisamment dégénér´ il est très petit. Cela implique qu’une part importante de l’énergie gravitationnelle libérée sert à augmenter l’énergie de Fermi des électrons et que seule une petite fraction sert à chauffer le plasma. Cependant l’accrétion libère une telle énergie gravitationnelle que mˆeme une petite fraction de cette énergie peut avoir un effet thermique significatif. En suivant la démarche de Nomoto (1982), on peut scinder le taux de compression en deux contri-butions, τρ(M ) correspond à l’accroissement de la densit´ à q = Mr/M fixé, tandis que le terme τρ(q) correspond à la compression due au déplacement vers l’intérieur (q diminue) d’une coquille lagrangienne (Mr) .
Ignition, flashes et supernova
Dans cette section, on considère l’effet du chauffage compressionnel, jusqu’au moment de l’ignition. C’est à dire lorsque l’emballement thermonucléaire est inévitable. Cependant on dis-cutera de l’évolution possible de la combustion : combustion quasi-statique, nova ou supernova, en se limitant à une discussion qualitative. Ces questions sont complexes et encore non-résolues. L’ignition a lieu lorsque l’énergie nucléaire libérée est supérieure aux pertes thermiques et neutriniques. L’emballement de la combustion du carbone commence lorsque le coeur atteint des
températures de l’ordre de quelques 108K pour des densités supérieures à 2 × 109g cm−3` . A cause de la dégénérescence, la température va augmenter, diminuant le temps nucléaire τn, sans augmenter la pression. L’absence de rétroaction négative par la dilatation entraˆıne l’emballement thermonucléaire. Lorsque la température est finalement suffisante pour dilater un peu le plasma en combustion, la convection va dans un premier temps évacuer l’énergie nucléaire produite et réguler les réactions. C’est la phase dite de frémissement. Mais ǫn va continuer de s’accroˆıtre et τn de diminuer. Lorsque τn < 100τd, o`u τd est l’échelle de temps dynamique, la convection ne peut plus évacuer qu’une faible partie de l’énergie générée et le gradient de température s’accentue jusqu’à ce que la conduction thermique, qui est proportionnelle à ∇T , puisse prendre le relais : une déflagration thermonucléaire est née (une déflagration est un mode de propagation de la combustion basé sur la conduction thermique, contrairement à une détonation, basée sur un choc. Ces deux modes possibles de combustion seront étudiés dans le chapitre 3). Une autre possibilité est d’accumuler une surpression suffisante pour développer une détonation. Ces différentes possibilités, valables aussi pour l’emballement de l’hélium, sont discutées dans les paragraphes suivants.
Accrétion d’hydrogène : La matière accrétée est dans la majorité des cas de l’hydrogène, qui doit ˆetre d’abord brˆulé en hélium, qui lui mˆeme pourra ˆetre brˆulé en carbone. L’hydrogène est accrét´ d’un compagnon de la séquence principale ou de type géante rouge, lorsque celui-ci remplit son lobe de Roche. Selon le type de compagnon les taux d’accrétions peuvent ˆetre très différents. Les plus forts sont associés aux géantes rouges. Le maximum du taux d’accrétion est donné par la limite d’Eddington ((dM/dt)EH sur la figure 1.10(a)). Pour des taux plus faibles, le chauffage est suffisant pour brˆuler l’hydrogène en surface. Cependant, il existe une valeur critique au delà de laquelle l’accrétion d’hydrogène est trop rapide pour ˆetre convertie entièrement en hélium. Cette limite, (dM/dt)RH , correspond au taux de croissance d’un cœur d’hélium dans une étoile o`u l’hydrogène brˆule en couche. Pour des taux supérieurs à cette limite, le matériau non brˆulé forme une enveloppe de type géante autour de la naine blanche, qui perturbe l’accrétion. Si un tel taux se maintient, une enveloppe englobant les deux étoiles se forme, empˆechant la supernova. Pour des taux plus faibles, l’hydrogène peut brˆuler de manière quasi-statique et produire de l’hélium au taux MHe ≤ MH . Puis pour des taux encore plus faibles, l’hydrogène ne brˆule pas immédiatement, il s’accumule puis s’enflamme régulièrement en des novae récurrentes. Plus le taux est faible, plus la couche d’accumulation est épaisse et plus violente sera la nova.
Pour les plus violentes, de la matière est ejectée et le gain net de masse diminue : MHe ≤ MH . Ces différents régimes sont représentés sur la figure 1.10(a).
Accrétion d’hélium : Nomoto (1982) a etudi´ le cas d’accrétion d’hélium. L’hélium accrét´ provient soit d’une couche de combustion de l’hydrogène (décrit précédemment) soit directement du compagnon. Si le compagnon est une étoile d’hélium de masse comprise entre 1 et 2, 5 M⊙, alors son enveloppe va se dilater en structure de géante lors de la formation du cœur dégénér´ ce C+O. A ce moment l’enveloppe rempli son lobe de Roche et peut ˆetre accrétée par la naine blanche à des taux importants. Comme pour l’accrétion d’hydrogène, le taux maximum est donné par la limite d’Eddington ((dM/dt)EHe sur la figure 1.10(b)) et il se forme une enveloppe de type géante au delà du taux critique (dM/dt)RHe. Cette limite correspond au taux de gain de masse d’un cœur de C+O dans une étoile géante o`u l’hélium brˆule en couche. Pour des taux plus faibles l’hélium s’accumule et peut mener à l’ignition.
Ignition centrale du carbone : Pour des taux très faibles (M < 7 × 10 l’ignition en couche de l’hélium n’a pas lieu et l’ignition du carbone se fait au centre à très grande densit´ (ρc ∼ 1 × 1010 g cm−3). La combustion commence alors dans le régime pycno-nucléaire 2, lorsque la génération d’énergie nucléaire dépasse les pertes par neutrinos : ǫn > ǫν (le cœur étant presque isotherme, les pertes pas conduction et rayonnement sont faibles). Dans ce régime les réactions dépendent peu de la température et celle-ci ne va s’accroˆıtre que lentement ; lorsqu’elle a atteint 5×107 K la combustion passe du mode pycno au mode thermonucléaire, à ce moment la dépendance en température s’accroˆıt notablement et l’emballement thermonucléaire commence. Ce régime d’ignition pycno-nucléaire n’est accessible que pour des masse initiales de CO importantes, pour lesquelles la couche d’hélium est assez mince pour ne pas s’enflammer. Il correspond au coin inférieur droit de la figure 1.10(b) dans les études de Nomoto (1982).
Cependant, il semblerait que l’ignition du carbone dans le cœur sans ignition de l’enveloppe au préalable ne soit pas réalisée dans la nature. En effet les sources d’hélium (naine blanche ou étoile d’hélium), transfèrent la matière à fort taux, provoquant son ignition dans l’enveloppe. Et les sources pouvant fournir un taux faible et continu, sont riches en hydrogène, qui explose en nova pour ces taux. Les taux étant très faibles, la nova est violente et éjecte probablement de la masse. Ignition en couche de l’hélium : Pour des forts taux d’accrétion, ≥ 3 × 10−9 M⊙ an−1, le chauffage compressionnel est plus important que les pertes thermiques et la naine blanche se réchauffe. Le terme τρ(q), proportionnel au taux d’accrétion, domine et entraˆıne un chauffage préférentiel dans la couche d’hélium. L’ignition se fait dans cette couche, bien avant d’atteindre la masse de Chandrasekhar. La masse de la couche d’hélium au moment de l’ignition, dépend du taux d’accrétion. Pour des taux d’accrétion faibles, la couche d’hélium accumulée est massive et si une détonation s’allume dans la couche d’hélium elle pourrait initiée une détonation dans le cœur et mener à une supernova. C’est la partie notée Off-Center He-Detonation sur la figure 1.10(b).
Pour les forts taux d’accrétions M > 4 × 10 faible masse, dont la combustion n’est pas assez violente pour éjecter la masse accrétée. Flashes après flashes, la couche d’hélium est brˆulée en C+O qui s’accumule dans le cœur à un taux effectif : MC ≤ MHe ≤ MH . Nomoto et al. (1984), ont etudi´ le cas d’une naine blanche de ˙−7M⊙ an−1et 4 × 10−8M⊙ an−1. La masse du cœur augmente et1 M⊙ accrétant à M = 1 × 10 il s’échauffe jusqu’à ∼ 108 K, seuil au delà duquel les pertes neutriniques prennent le dessus et déterminent la structure thermique du cœur. La température est alors déterminée par l’équilibre entre les émissions de neutrinos et le chauffage compressionnel. Enfin l’ignition a lieu lorsque le taux de génération d’énergie nucléaire dépasse les pertes neutriniques. Les réactions s’embal-lent et finissent pas dilater le plasma qui devient convectif. Cette étape de frémissements dure une centaine d’année pendant laquelle l’énergie générée peut ˆetre evacuée par les mouvements convectifs. Cependant, au delà d’une certaine température une bulle de plasma brˆule si vite que la conduction thermique devient plus rapide que les mouvements convectifs. Dans ce cas la combustion se propage de proche en proche par conduction thermique, c’est à dire sous forme de déflagration. Cette phase détermine la géométrie d’ignition, notamment s’il y a plusieurs points d’ignition et s’ils sont décalés par rapport au centre. Des travaux récents de Zingale et al. (2011) et Nonaka et al. (2012) sur la phase de combustion convective lente, semblent indiquer que l’ignition aurait plutˆot lieu en un seul endroit. C’est le scénario typique d’ignition dans une naine blanche proche de Mch , noté Carbon-Deflagration sur la figure 1.10(b).
Finalement, le chauffage compressionnel dˆu à l’accrétion est un mécanisme robuste d’ignition. Pour des taux forts, on a des flashs d’hélium puis l’ignition du carbone au centre. Alors que pour des taux plus faibles, l’accumulation d’hélium pourrait ˆetre suffisante pour provoquer la détonation de la couche d’hélium puis du cœur. Cependant, cela suppose une accrétion effective jusqu’à la masse de Chandrasekhar dans le premier cas, et l’ignition d’une détonation d’hélium dans le second cas. Ces points sont toujours débattus et nous allons voir quels sont les avantages et les problèmes de ces scénarios d’ignition dans le chapitre suivant.
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Table des matières
Introduction
1 Contexte des supernovae thermonucl´eaires
1.1 Propri´et´es g´en´erales
1.1.1 Courbes de lumi`ere
1.1.2 Spectres
1.1.3 Supernovae anormales
1.1.4 Premi`eres cons´equences sur le prog´eniteur
1.2 Naine blanche de carbone-oxyg`ene
1.2.1 L’´equation d’´etat
1.2.2 Structure des naines blanches
1.2.3 Physique de l’ignition
2 Progéniteur et modèles d’explosion
2.1 Syst`emes prog´eniteurs et sc´enarios d’´evolution
2.1.1 Accr´etion jusqu’`a la masse de Chandrasekhar
2.1.2 D´etonation double
2.1.3 Coalescence de deux naines blanches
2.2 Contraindre le syst`eme prog´eniteur
2.2.1 Contraintes statistiques : taux d’occurrence
2.2.2 Contraintes ponctuelles
2.3 Finalement : n´ecessit´e des ´etudes physiques
3 La combustion dans les SNe
3.1 R´eactions thermonucl´eaires
3.1.1 Expression th´eorique
3.1.2 ´Ecrantage des r´eactions
3.1.3 Le r´eseau de r´eactions
3.2 Propagation d’une discontinuit´e et d´etonation
3.2.1 Chocs et relations d’Hugoniot
3.2.2 D´etonations et d´eflagrations planes
3.2.3 Le code ASTROLABE
3.2.4 D´etonations
3.3 D´eflagrations
3.3.1 Transfert thermique
3.3.2 D´eflagrations laminaires
3.3.3 D´eflagration magn´etique
3.3.4 Combustion turbulente
4 La Transition D´eflagration-D´etonation (TDD)
4.1 TDD terrestres
4.1.1 Acc´el´eration de flamme en milieu confin´e
4.1.2 M´ecanisme d’ignition d’une d´etonation en milieu confin´e
4.1.3 M´ecanisme de Zel’dovich
4.2 La TDD dans les supernovae
4.2.1 D´etonation par pulsation de l’´etoile
4.2.2 D´etonation par confinement gravitationnel
4.2.3 TDD induite par la turbulence
4.3 Initiation de d´etonations par amplification d’ondes sonores
4.3.1 Le code HERACLES
4.3.2 ´Evolution des perturbations de pression
4.3.3 Perturbations de pression dans un gradient de densit´e
4.3.4 Ignition par choc : cas plan
4.3.5 TDD non locale durant une supernova
4.4 Sources de perturbations durant l’explosion
4.4.1 Le code OHM et le traitement num´erique
4.4.2 Combustion et instabilit´es magn´etiques
4.4.3 Amplification et reconnexion
4.4.4 G´en´eration d’ondes sonores
Conclusion
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