La vie et la mort des étoiles massives révélées par l’observation des raies gamma nucléaires grâce au spectromètre INTEGRAL/SPI

La vie et la mort des étoiles massives révélées par
l’observation des raies gamma nucléaires grâce au
spectromètre INTEGRAL/SPI

L’astronomie gamma nucléaire 

Malgré les formidables raffinements apportés aux modèles numériques d’explosion de supernova, la question demeure toujours : comment les étoiles massives explosentelles ? La complexité des processus impliqués dans l’effondrement d’une étoiles massive apparaˆıt clairement dans l’exposé ci-dessus. Cette sophistication se double de la nécessité de connaitre avec exactitude les caractéristiques des progéniteurs de supernovae `a l’issue de plusieurs millions d’années d’évolution. Le besoin est donc grand pour des observations permettant de contraindre l’intérieur des étoiles et les profondeurs des supernovae. En attendant le développement `a maturité de l’astronomie des neutrinos et des ondes gravitationnelles, l’astronomie gamma nucléaire pourrait apporter une contribution appréciable. 

Le potentiel de l’astronomie gamma nucléaire 

A tous les stades de sa vie et de sa mort, une étoile massive est le siège de réactions nucléaires qui enrichissent sa composition chimique en éléments nouveaux dont certains sont radioactifs. Certains de ces noyaux instables possèdent une demivie suffisamment longue et sont produits en quantités suffisantes pour que leur signal de décroissance puisse être observé. L’étude de ce rayonnement gamma renseigne sur les conditions de production propres `a chaque radio-isotope et permet donc de sonder, indirectement et longtemps après les faits, les mécanismes à l’oeuvre dans les intérieurs stellaires et les supernovae. L’émission de décroissance des radio-isotopes n’est conditionnée que par la statistique et autorise donc une étude directe des processus de nucléosynthèse (nul besoin, sauf cas extrême, de s’interroger sur les conditions thermodynamiques du milieu qui baigne l’isotope). D’autre part, le rayonnement gamma des radio-isotopes libérés dans le milieu interstellaire ne souffre d’aucune extinction et peut donc, si son flux est suffisant, nous transmettre son information de n’importe quel point dans la Galaxie. 

 Le 44Ti

sonder la dynamique de l’explosion dernier argument a d’autant plus d’importance que nous nous trouvons actuellement en pleine pénurie de supernovae galactique ; leur taux moyen a été estimé à environ 2 par siècle (pour les supernovae de type core-collapse) et la dernière recensée remonte à 16801. Il est probable qu’un certain nombre de ces supernovae manquantes nous aient été dissimulées par le gaz et la poussière interstellaires et l’astronomie gamma nucléaire pourrait donc servir `a les révéler. Dans le cadre de ce travail de thèse, j’ai étudié le signal de décroissance de trois radio-isotopes accessibles aujourd’hui `a nos instruments (parmi une dizaine environ) : le 44Ti, l’26Al et le 60Fe. Je vais présenter dans les sections suivantes les origines de ces trois éléments, les mécanismes qui sont `a la base de leur nucléosynthèse par les étoiles massives, ainsi que les contraintes qu’ils sont susceptibles d’apporter sur les processus régissant la vie et la mort des étoiles massives. 

 Le 44Ti : sonder la dynamique de l’explosion

 Le 44Ti est issu de la combustion explosive du Si qui survient lors de l’épisode de supernova. La combustion du Si est un prolongement de la combustion de l’O et il est utile de considérer cette dernière avant de s’intéresser au Si. Pour des températures modérées de T9=T/109 K ! 2, la combustion de l’O se déroule selon les réactions suivantes : 16O +16 O → 32S∗ → 31S + n (2.1) 31P + p 30P + d 28Si + α Dans le cas d’une combustion explosive (T9 ! 3−4), la réaction de photodésintégration 16O(γ,α)12C devient aussi importante que celle de fusion mais n’altère que peu la nucléosynthèse. Les particules légères p, n et α produites dans la combustion de l’O sont consommées dans la synthèse de noyaux de plus en plus lourds; en particulier, après épuisement du 24Mg (issu de la combustion du C et du Ne), la réaction 24Mg(α,γ)28Si cède le pas à la chaˆıne de réactions 28Si(α,γ)32S(α,γ)36Ar(α,γ)40Ca, ces derniers éléments étant les principaux produits de la combustion de l’O. Une caractéristique importante de la combustion de l’O est l’émergence, en particulier en fin de combustion, de plusieurs groupes de quasi-équilibre (en anglais quasi-equilibrium clusters); il s’agit de groupes de noyaux couplés entre eux par des réactions électromagnétiques et nucléaires approximativement compensées par leurs inverses. C’est notamment le cas du groupe 28Si(α,γ)32S(α,γ)36Ar(α,γ)40Ca et du 1A noter la découverte récente par Chandra de G1.9+0.3, dont l’ˆage est estimé `a environ un siècle [Reynolds et al., 2008]. L’astronomie gamma nucléaire groupe 28Si(n,γ)29Si(p,γ)30P. Les abondances des éléments appartenant à un groupe de quasi-équilibre sont ainsi reliées les unes aux autres. Pour des températures et des échelles de temps suffisantes, un nombre toujours plus important de noyaux se trouvent impliqués dans des groupes de quasi-équilibre et ces derniers se fondent en des groupes de plus en plus grands. Au commencement de la combustion du Si, tous les noyaux plus lourds que 24Mg sont pris dans un seul et même groupe de quasi- équilibre. Les derniers noyaux à entrer en équilibre sont ceux de la gamme 40 ≤ A ≤ 50. En effet, les noyaux présentant une couche complète de protons (Z=20) et/ou de neutrons (N=20) sont extrêmement stables; les éléments suivants, Sc et Ti, sont beaucoup moins liés en comparaison et donc plus facilement détruits par photodissociation, ce qui limite la progression vers le groupe du Fe. Cependant, les noyaux riches en neutrons A=2Z+2 sont plus liés que les A=2Z dans ce domaine ; la progression vers les noyaux plus lourds se fait donc par ce chemin l`a, en particulier grˆace à la réaction 45Sc(p,γ)46Ti. La combustion du Si ne se fait pas par la réaction 28Si+28Si car la photodésintégration du 28Si se produit bien avant que la température requise pour vaincre la barrière de Coulomb soit atteinte. Une partie du 28Si est donc réduite en particules légères p, n et surtout α par une succession de réactions de photodésintégration telles que 28Si(γ,α)24Mg(γ,α)20Ne(γ,α)16O(γ,α)12C(γ,2α)α. Ces particules légères sont absorbées par le reste du 28Si et par les noyaux plus lourds du groupe de quasi-équilibre jusqu’`a la formation des éléments du groupe du Fe : 28Si(α, γ) 32S(α, γ) 36Ar(α, γ) 40Ca(α, γ) 44Ti(α, γ) 48Cr(α, γ) 52Fe(α, γ) 56Ni. (2.2) A un instant donné de la combustion, les abondances des noyaux du groupe de quasi-équilibre (au-dessus du 24Mg) ne dépendent que de 4 paramètres2 : densité ρ, température T, abondance Y(28Si) et excès de neutrons η. A l’épuisement du 28Si, l’essentiel de la composition est concentré dans les noyaux fortement liés du groupe du Fe. Le taux de combustion du Si est imposé par le taux de photodésintégration de l’espèce la plus légère en équilibre avec le 28Si. Initialement, c’est la photodésintégration du 24Mg qui constitue la réaction critique3. Pour des températures croissantes, c’est la photodésintégration de l’16O puis du 12C qui contrˆole la combustion du Si. Si la température et la durée caractéristique de la combustion sont suffisantes pour conduire à l’épuisement du 28Si, un état d’équilibre statistique nucléaire (NSE) est atteint, pour lequel toutes les réactions électromagnétiques et nucléaires sont 2Les abondances des particules légères sont quant `a elles reliées `a l’ensemble par des groupes de quasi-équilibre comme 28Si(n,γ)29Si(n,γ)30Si(p,γ)31P(p,γ)32S(γ,α)28Si. 3En réalité, la composition initiale est un mélange de 28,29,30Si par suite de réactions de capture électronique ; le taux de combustion du Si n’est donc pas uniquement contrˆolé par la photodésintégration du 24Mg mais également par des réactions (n,α) et (p,α) sur 25,26Mg. Le produit dominant n’est alors plus 56Ni mais 54Fe. 

 Le 44Ti : sonder la dynamique de l’explosion équilibrées par leurs inverses

En effet, la photodissociation continue du 28Si se traduit par une augmentation du nombre de particules α ; lorsque leur abondance est suffisante, les réactions liant l’16O, le 12C et les particules α s’équilibrent finalement. La dernière réaction à venir à l’équilibre est la réaction triple-α qui compense la photodésintégration du 12C. A ce stade, la composition chimique du milieu peut être spécifiée par 3 paramètres seulement : densité ρ, température T et excès de neutrons η. C’est dans ces conditions de NSE, aussi appelé e-process, que se forme le 44Ti [Woosley et al., 1973]. Pour des températures ”modérées” (T9 ≤ 10) d’une composition à l’équilibre statistique nucléaire, l’espèce dominante est le noyau le plus fortement lié présentant un excès de neutrons η : pour η ! 0 il s’agit du 56Ni mais pour des excès de neutrons croissants l’espèce dominante est tour `a tour le 54Fe, le 56Fe, le 58Fe et le 62Ni (le noyau le plus fortement lié). L’augmentation de la température d’une composition au NSE entraine une hausse du nombre de particules légères, tandis qu’un accroissement de la densité du milieu favorise la condensation des particules légères dans des noyaux. Ces tendances résultent d’une compétition entre le volume disponible dans l’espace des phases, la fonction de partition des noyaux (qui régit le peuplement de leurs états excités) et l’énergie de liaison des noyaux. Dans le cas d’une combustion explosive, le milieu est en expansion adiabatique et voit sa température diminuer; le NSE se déplace donc vers la condensation des particules légères dans les noyaux lourds jusqu’`a ce qu’un ou plusieurs des maillons de la chaˆıne se retrouvent hors équilibre (ce sont généralement les réactions impliquant les particules α, eu égard à leur barrière de Coulomb). Selon les conditions de température et densité, les produits du e-process à l’issue de l’expansion diffèrent. Pour une densité initiale élevée, l’abondance en particules légères est relativement faible ; sous l’effet de l’expansion, les particules α sont incorporées dans des noyaux mais les réactions de photodissociation ne fournissent pas suffisamment d’α pour permettre un ajustement du NSE en le temps imparti. L’équilibre est alors rompu par manque de particules α, avec comme conséquence que les noyaux les plus légers comme 16O, 20Ne,… etc ne sont pas consolidés en éléments du pic du Fe, contrairement `a ce qu’aurait exigé le NSE aux températures impliquées. La composition finale est donc caractérisée par une forte abondance des éléments les plus légers en de¸c`a du pic du Fe. Si la densité initiale est faible et/ou la température particulièrement élevée, le milieu contient un grand nombre de particules légères. Durant l’expansion, l’incorporation de ces particules, en particulier les α, dans les noyaux ne se fait pas à un rythme suffisant, principalement à cause de la très critique réaction triple-α. Il en résulte un excès de particules α par rapport aux exigences du NSE et par voie de conséquence une surabondance des éléments lourds par rapport aux éléments légers. Cette dernière situation porte le nom d’alpha-rich freeze-out, et est `a l’origine de la synthèse en quantités notoires du 44Ti. 16 Chapitre 2. L’astronomie gamma nucléaire Le rendement d’une supernova en 44Ti dépend ainsi fortement de l’évolution en température et densité de ses couches les plus profondes et c’est précisément ce qui rend le 44Ti si intéressant pour l’étude de l’explosion des étoiles massives. Par son rendement et sa cinématique, le 44Ti témoigne de la manière dont l’énergie de l’explosion a été communiquée à l’enveloppe stellaire. La quantité typique de 44Ti produite lors d’une explosion de supernova est de 10−5-10−4 M! et nous est révélée par la chaˆıne de décroissance : 44Ti 85 years −−−−→ 44Sc 5.6 hours −−−−−→ 44Ca (2.3) La durée de vie moyenne du 44Ti est de 85 ans et celle du 44Sc de 5.6 h [Ahmad et al., 2006]. La désexcitation du noyau fils 44Sc engendre une émission gamma `a 78.4 puis 67.9 keV, tandis que celle du 44Ca s’accompagne d’un rayonnement à 1157.0 keV. Dans les deux cas, les rapports de branchement sont proches de 1, ce qui fait que le même flux est attendu dans les trois raies. 2.3 L’26Al : tracer l’activité nucléosynthétique L’origine de l’26Al produit par les étoiles massives est multiple ; plusieurs phases de combustion hydrostatique comme explosive participent en effet à sa nucléosynthèse. Dans cette section, nous allons passer en revue ces différentes contributions en nous appuyant sur les travaux récents de Limongi and Chieffi [2006]. La synthèse de l’26Al s’effectue uniquement via la réaction 25Mg(p,γ)26Al, et sa destruction se fait principalement par décroissance β+ en 26Mg (avec une demi-vie dépendant très fortement de la température), capture neutronique (n,p) et (n,α) et photodésintégration dès que log(T) ≥ 9.3. Au cours de l’évolution stellaire, trois environnements distincts sont donc propices à une synthèse d’26Al en quantité notoire : la combustion centrale d’H, la combustion en couche du C/Ne et la combustion explosive du Ne. La conversion du 25Mg en 26Al dans le coeur convectif d’H s’effectue, pour les étoiles massives de métallicité initiale non-nulle, dès l’arrivée sur la séquence principale. La production d’26Al dure aussi longtemps que la combustion centrale d’H, mais la concentration maximale d’26Al dans le coeur est atteinte très tˆot, environ 1 Myr après commencement de la combustion ; au del`a, elle décline par suite de la décroissance β+. La quantité totale d’26Al produite durant cette phase dépend de la taille du coeur convectif d’H, et donc de la masse initiale de l’étoile ainsi que de la rotation comme nous le verrons plus tard4. Une certaine fraction de ce rendement peut être éjectée par suite d’une perte de masse modeste associée à une circulation 4A noter également que la taille du coeur convectif d’H détermine la taille du coeur d’He et la trajectoire empruntée dans le diagramme HR, dont dépend fortement l’évolution ultérieure de l’étoile et par l`a même sa nucléosynthèse. 

L’26Al

tracer l’activité nucléosynthétique méridienne et/ou `a des épisodes de dredge-up permettant de remonter les produits de combustion `a la surface ; pour les étoiles les plus massives (au dessus de 30-40 M!), la perte de masse est si forte qu’elle ronge l’étoile jusqu’`a la zone d’abondance variable en H (créée par la récession du coeur convectif d’H) et même au del`a jusqu’au coeur d’He. La fraction d’26Al qui n’est pas éjectée dans les vents stellaires demeure à l’intérieur de l’étoile et sera éjectée au moment de l’explosion finale, après avoir considérablement fondu suite à la décroissance ininterrompu de l’isotope et à sa destruction dans le coeur d’He. L’26Al produit durant cette phase est semi-secondaire car le 25Mg provient de la métallicité initiale, ce qui introduit une dépendance directe du rendement de la séquence principale à la métallicité initiale. Dans les phases avancées de l’évolution de l’étoile, l’26Al est produit par la combustion en couche du C et du Ne. La réaction de production est toujours 25Mg(p,γ)26Al mais l’origine des combustibles diffère : le 25Mg provient de l’abondance initiale en CNO via la transformation 14N(α,γ)18F(e−)18O(α,γ)22Ne(α,n)25Mg qui intervient durant la combustion centrale d’He ; les protons proviennent quant `a eux des réactions 12C(12C,p)23Na et/ou 23Na(α,p)26Mg. L’26Al produit dans ces phases est l`a encore d’origine semi-secondaire. Les facteurs cruciaux pour la synthèse de l’26Al dans la combustion en couche du C/Ne sont la température, qui active la production de protons et leur capture sur le 25Mg, ainsi que la convection, qui assure une alimentation continue en 25Mg, 12C et 23Na et emporte l’26Al fraichement synthétisé vers des températures plus basses ou` sa durée de vie augmente considérablement (la demi-vie de l’26Al `a température ambiante est d’environ 700000 ans et descend à 0.19 an pour log(T)=8.4 et `a 13 h pour log(T)=8.6). L’26Al ainsi produit n’est éjecté qu’au moment de la supernova mais est partiellement détruit par le passage de l’onde de choc. L’essentiel de la production d’26Al est en réalité d’origine explosive et provient de la combustion de la couche convective de C lors de l’explosion de supernova. La réaction de synthèse est l`a encore 25Mg(p,γ)26Al. Le 25Mg est issu d’une capture neutronique sur le 24Mg produit lors de la combustion du C/Ne ; les neutrons nécessaires sont produits par (α,n) sur 25,26Mg, 21Ne et 29Si tandis qu’ils sont consommés par (n,γ) sur 20Ne, 24Mg et 16O. Les protons sont quant `a eux formés par réaction (α,p) sur les espèces 20Ne, 24Mg, 27Al et 23Na, en compétition avec le processus (p,γ) sur 24,25,26Mg, 20Ne, 27Al et 30Si. La réaction (p,n) sur 28Al est également d’importance à la fois pour la concentration de protons et de neutrons. La dépendance de l’26Al à la métallicité initiale est dans ce cas l`a assez difficile `a démêler : la quasi-totalité des espèces mentionnées ci-dessus peut être produite par combustion du C pour une composition initiale de Population III (métallicité initiale nulle), mais la production de certains éléments, en particulier ceux comportant un excès de neutrons, dépend sensiblement de la température et de la métallicité initiale [Audouze et al., 1986, Arnett, 1996]. Par ailleurs, les rendements explosifs sont fortement liés au profil masse-rayon au moment de l’explosion car c’est ce profil qui détermine les conditions de combustion explosive de chaque couche de matière. La distribution masse-rayon dépend  grandement des phases de combustion en couche du C, Ne et O car ces dernières ralentissent la contraction de l’étoile. Un facteur important dans les rendements explosifs en 26Al est donc indirectement la convection, qui contrˆole l’intensité et l’étendue de ces épisodes de combustion en couche. L’26Al produit par ces différents canaux et éjecté dans le milieu interstellaire par les vents stellaires ou les supernovae possède une durée de vie moyenne d’environ 1 million d’années, à l’issue de laquelle il décroˆıt par capture électronique et β+ en 26Mg dont la désexcitation génère une émission `a 1808.6 keV. Les rendements totaux des modèles stellaires actuels s’échelonnent de 10−5 à presque 10−3 M! pour les étoiles les plus massives; la grande durée de vie de l’isotope par rapport à l’intervalle typique entre deux supernovae galactiques (quelques dizaines d’années) lui permet de s’accumuler et de diffuser largement dans le milieu interstellaire, d’ou` l’on attend une émission gamma étendue. L’26Al trace donc directement l’activité nucléosynthétique récente à l’échelle de la Galaxie. Son origine double, vents stellaires et supernovae, permet de sonder indépendamment la séquence principale et les phases tardives et explosives. Dans cette tˆache, l’étude d’un autre isotope, le 60Fe, s’avère extrêmement précieuse. 2.4 Le 60Fe : révéler les supernovae La synthèse du 60Fe s’effectue, comme pour l’26Al, à différentes époques de la vie d’une étoile massive ; toutefois, `a la différence de l’26Al, la production de 60Fe est uniquement libérée par l’explosion finale. Comme dans la partie précédente, nous nous appuierons pour ce qui suit sur les travaux de Limongi and Chieffi [2006]. Le 60Fe est produit via la réaction 59Fe(n,γ)60Fe. Le 59Fe est produit par captures neutroniques successives sur les différents isotopes du Fe présents dans la métallicité initiale. Le 59Fe est instable avec une durée de vie de 44 j à l’ambiante qui chute `a 6 j pour T=109 K ; de fortes densités de neutrons sont donc nécessaires afin que la capture neutronique sur le 59Fe puisse dominer sa décroissance. En conséquence, le principal canal de destruction du 60Fe n’est pas sa décroissance β− mais le processus (n,γ). Par ailleurs, la synthèse du 60Fe est limitée à des températures inférieures à 2.109 K car au del`a la photodissociation (γ,n) et (γ,p) du 59Fe et du 60Fe devient le processus dominant. Chronologiquement, la première phase de synthèse apparait lors de la combustion en couche de l’He ; toutefois, seules les étoiles de masse initiale supérieure `a 40 M! développent des conditions de température suffisantes à une production substantielle de 60Fe. Dans ce contexte, les neutrons sont produits par la réaction 22Ne(α,n)25Mg, ou` le 22Ne provient de la transformation de l’abondance initiale en CNO. Le 60Fe ainsi produit est donc d’origine purement secondaire puisque tous les ingrédients intervenant dans sa synthèse sont issus de la métallicité initiale.