Étoile à neutrons

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Structure d'une étoile à neutrons.

Une étoile à neutrons est le nom donné à un astre principalement composé de neutrons maintenus ensemble par les forces de gravitation. De tels objets sont le résidu compact issu de l'effondrement gravitationnel du cœur d'une étoile massive quand celle-ci a épuisé son combustible nucléaire, d'où leur nom. Cet effondrement s'accompagne d'une explosion des couches externes de l'étoile, qui sont complètement disloquées et rendues au milieu interstellaire, phénomène appelé supernova. Le résidu compact n'a d'étoile que le nom : il n'est plus siège de réactions nucléaires, et sa structure est radiacalement différente de celle d'une étoie ordinaire. En effet sa densité y est extraordinairement élevé, de l'ordre de 10¹⁵ grammes (soit un milliard de tonnes) par centimètre cube, et sa masse restreinte à une fourchette très étroite autour de 1,4 fois la masse du Soleil, correspondant à ce que l'on appelle la masse de Chandrasekhar. Une telle masse aussi dense occupe un volume très restreint, d'un rayon d'environ 10 kilomètres seulement. À leur naissance, les étoiles à neutrons sont dotées d'une vitesse de rotation très élevée, de plusieurs dizaines de tours par seconde. elles possèdent également un champ magnétique très intense, allant jusqu'à 10¹¹ teslas. L'intérieur d'une étoile à neutrons est également très atypique, et est principalement composé de neutrons dans un état superfluide. Y coexistent également une portion plus modeste de protons et d'électrons supraconducteurs. La région la plus centrale d'une étoile à neutrons est mal connue du fait de sa densité trop élevée pour être déduisible des connaissances actuelles. Elle peut être composée de neutrons, ou des formes de matière plus exotiques.

Selon les circonstances, une étoile à neutrons peut se manifester sous divers aspects. Si elle tourne rapidement sur elle-même et qu'elle possède un puissant champ magnétique, elle projette alors le long de son axe magnétique un mince pinceau de radiations, et un observateur placé approximativement dans la direction de cet axe observera une émission pulsée par un effetde phare, appelée pour cette raison pulsar. Un étoile à neutrons située dans un système binaire peut arracher de la matière à son étoile compagnon est donner lieu à une émission pulsée ou continue dans le domaine des rayons X. Isolée et sans son émission pulsée, une étoile à neutrons est nettement plus difficile à détecter car seule l'émission thermique de sa surface est éventuellement décelable.

Sommaire

1 Historique
2 Structure d'une étoile à neutrons
3 Détermination des masses et rayons des étoiles à neutrons
- 3.1 Masses
4 Voir aussi
- 4.1 Articles connexes
5 Notes

[modifier] Historique

Le concept d'étoiles à neutrons est né immédiatement après la découverte du neutron en 1932 par James Chadwick. Le physicien Lev Landau proposa alors qu'il puisse exister des astres presque, entièrement composés de neutrons et dont la structure serait déterminée un effet de mécanique quantique appelé pression de dégénérescence, à l'instar d'une autre classe d'astres, les naines blanches dont la structure est déterminée par la pression de dégénérescence des électrons. Deux ans plus tard, en 1934, les astronomes Walter Baade et Fritz Zwicky eurent l'intuition que la passage d'une étoile ordinaire à une étoile à neutrons libèrerait une quantité considérable d'énergie et donc de rayonnement électromagnétique, donnant l'illusion de l'allumage d'un astre nouveau. Ils proposèrent le terme de « super-nova » qu'il proposèrent alors pour décrire ce phénomène, par opposition au phénomène de nova bien documenté et largement moins énergétique^[1], terme finalement transformé en « supernova ».

L'étude des étoiles à neutrons n'a pris son essort qu'à partir de leur phénomène d'émission pulsée les révélant sous la forme de pulsar. Le premier pulsar découvert fut PSR B1919+21 en 1967, par Jocelyn Bell, alors étudiante d'Antony Hewish. Le lien entre pulsar et étoiles à neutrons fut fait presque immédiatement par l'identification d'un pulsar au sein de la Nébuleuse du Crabe, le rémanent de la supernova historique SN 1054, prouvant ainsi que les étoies à neutrons étaient effectivement produits lors de l'explosion de supernovae. Par la suite de nombreux autres pulsars furent découverts au sein de rémaments de supernova. Cependant, la durée de vie d'un rémanent de supernova avant que celui-ci ne se disperse dans le milieu interstellaire est nettement plus brève que la durée pendant laquelle l'émission pulsée de l'étoile à neutrons est observable, aussi la plupart des pulsars ne sont-ils pas associés à un rémanent^[2].

Aujourd'hui (2008) près de 2000 pulsars sont connus, la majeure partie — plus de 1500 — étant détectée sous la forme de pulsars, l'autre sous la forme de sources de rayons X (principalement binaires X ou plus rarement par leur émission de surface). Leur étude permet de reconstituer certains aspects de la physique des étoiles à neutrons.

[modifier] Structure d'une étoile à neutrons

Comme dans tout astre, la densité d'une étoile à neutrons augmente à mesure que l'on s'approche du centre. On distingue ainsi plusieurs zones en couches dans une étoile à neutrons, selon leur densité et les propriétés de la matière qui les composent

À la surface, on parle d'atmosphère ou plus rarement d'océan pour désigner la couche de quelques centimètres où la matière est partiellement liquide, bien que de densité très élevée
En-dessous existe la croûte externe, composé de la même matière que l'intérieur d'une naine blanche, c'est-à-dire des noyaux atomiques très fortement ou totalement ionisés et d'électrons libres. Quand la densité augmente sont favorisées des réactions de fusion entre protons des noyaux atomiques et électrons libres qui forment des neutrons. Ceci à pour conséquence d'enrichir les noyaux atomiques en neutrons par rapport à leur état à basse densité. Ainsi peuvent se former des noyaux atomiques étranges tels le nickel-62 (à 3×10⁸ g·cm³), du zinc-80 (à 5×10¹⁰ g·cm³), puis du krypton-118 (à 4×10¹¹ g·cm³).
Au-delà d'une densité de 4,3×10¹¹ g·cm³), les noyaux deviennent trop riches en neutrons. Une partie de leurs neutrons s'échappent des noyaux, et forment un fluide supplémentaires. La matière est donc composée de moyaux très riches en neutrons, d'électrons de moins en moisn nombreux et de neutrons libres. C'est la croûte interne.
Au-delà d'une densité de 1,7×10¹⁴ g·cm³), les noyeux atomiques achèvent de se dissoudre. On a alors un mélange de fluides de neutrons, protons et électrons, ces derniers étant largement plus minoritaires que les neutrons. Des muons peuvent également être présents en sus des électrons. Cette région est appelée noyau externe.
Si la densité centrale dépasse les 3×10¹⁵ g·cm³), il devient difficile de connaître avec précision l'état de la matière. On est alors dans la région du noyau interne. Les modifications tiennent essentiellement à une réorganisation des constituants internes des neutrons et des protons, appelés quarks. Ces particules existent dans les protons et neutrons sous deux formes, appelées u (de l'anglais « up », doté d'une charge électrique égale à 2/3 de celle du proton) et d (pour « down », charge électrique de -1/3). Un proton possède trois quarks uud et un neutron trois quarks udd. Il est possible qu'à très haute densité d'autres états de quarks puissent exister de façon stable, comme par exemple sour la forme de condensats de pions ou de kaons (possédant chacuns un quark et un antiquark), et un plasma de quarks libres de gluons (les gluons sont les particules véhiculant l'interaction forte, à laquelle sont soumis les quarks). Il est également possible qu'un autre type de quark, dit s (pour « strange ») existe dans des combinaisons de trois quarks, on parle alors d'hypérons. De telles configurations sont parfois appelées étoile étrange (quand le quark s joue un rôle) ou étoile à quarks (quand une phase de quarks libres se développe).

Il n'est bien sûr pas possible d'avoir un accès direct aux régions internes des étoiles à neutrons. Cependant certaines propriétés peuvent être mises en évidence observationnellement, comme la mesure de la masse, du rayon d'une étoile à neutrons, ou d'une combinaison de ces deux quantités.

[modifier] Détermination des masses et rayons des étoiles à neutrons

Il est difficile de déterminer la masse d'une étoile à neutrons isolée. en revanche, si celle-ci fait partie d'un système binaire, il est possible de contraindre sa masse par l'étude de son orbite. En pratique cela n'est faisable de façon robuste que si l'on a un système très serré de deux étoiles à neutrons et que l'on observe l'émission pulsée de l'une d'entre elles (voire les deux). De tels systèmes sont appelés pulsars binaires, ou pulsars doubles quand on observe l'émission pulsée des deux astres. Dans de telles configurations, il est possible de déterminer la masse des deux astres, en raison d'effets dus à la relativité générale qui dépendent de diverses combinaisons des deux masses. La prise en compte de ces effets relativistes appelés pour des raisons évidente paramètres post-képlériens est ici indispensable, car en ne tenant compte que des effetws de gravitation universelle, un seul paramètre appelé fonction de masse n'est déterminable, celui-ci ne donnant que peu d'information sur les deux masses. En tenant compte des corrections de relativité générale, les paramètres post-képlériens permettent de contraindre les masses de ces objets.

[modifier] Masses

[modifier] Précession relativiste du périastre

Le phénomène de précession du périastre dû à la relativité générale. Celui-ci a a été la première confirmation observationnelle de la relativité générale quand Albert Einstein le calcula pour la planète Mercure pour laquelle il montra qu'il expliquait les irrégularités alors inexpliquées de son orbite. Pour un système binaire dont les composantes possèdent les masses M₁ et M₂ et dont l'orbite a une excentricité e et une période P_b, la précession relativiste du périastre $\dot \omega$ s'écrit

$\dot \omega = \frac{3}{1 - e^2} T_\odot^\frac{2}{3} \left(\frac{P_{\rm b}}{2 \pi}\right)^{-\frac{5}{3}} \left(\frac{M_1 + M_2}{M_\odot}\right)^\frac{2}{3}$ ,

où on a introduit la quantité $T_\odot$ correspondant au temps caractéristique associé au rayon de Schwarzschild d'un objet d'ne masse solaire, soit

$T_\odot = \frac{G M_\odot}{c^3} \simeq 4,\!95 \mu{\rm s}$ .

(G est la constante de gravitation, c la vitesse de la lumière et M_☉ la masse du Soleil, soit environ 2×10³⁰ kg.) La précession peut se réécrire

$\dot \omega \simeq \frac{0,\!2}{1 - e^2} \left(\frac{P_{\rm b}}{1\,{\rm j}}\right)^{-\frac{5}{3}} \left(\frac{M_1 + M_2}{M_\odot}\right)^\frac{2}{3}\,{\rm deg}\cdot {\rm an}^{-1}$ .

Historiquement, la première mesure de la précession relativiste d'un pulsar binaire fut réalisé au milieu des années 1970 avec le premier pulsar binaire découvert, PSR B1913+16, dont la période orbitale est de 7h45min6,9807s, l'excentricité de 0,6171308. La précession observée de 4,226621 degrés par an permet alors de déduire une masse totale du système de 2,85 masses solaires, soit à une bonne précision près le double de la masse de Chandrasekhar, comme attendu pour deux étoiles à neutrons. L'effet est également observé dans d'autres pulsars binaires comme PSR B1534+12 (1,755794 degré par an), PSR J1906+0746 (7,57 degrés par an), PSR B2127+11C (4,4644 degrés par an) et PSR J0737-3039 (16,90 degrés par an). Dans tous les cas, la masse totale du système est de l'ordre de deux fois la masse de Chandrasekhar, soit dans les 2,8 masses solaires.

Il est en principe possible que la précession observée ait d'autres causes, du moins pour partie, que l'effet de relativité générale. Cependant, l'analyse des autres sources possibles de précession (effets de marée, aplatissement des astres) indique que ces effets sont négligeables.

[modifier] Effet Doppler

Une étoile à neutrons vue comme un pulsar se comporte à une excellente approximation comme une horloge dont on observe les pulses émis à intervalles réguliers. De plus, une horloge située dans le champ gravitationnel d'un astre suffisamment massif est vue comme retardant lentement par rapport à une horloge identique restée sur Terre. Ceci provient de ce que la présence d'un champ gravitationnel affecte l'écoulement du temps. Dans l'hypothèse où une étoile à neutrons et elle-même plongée dans le champ gravitationnel d'un autre astre, l'écoulement du temps y est donc modifié par la présence à proximité cet autre astre. Si maintenant, l'étoile à neutrons se déplace dans le champ gravitationnel de cet astre, alors cet effet d'écoulement du temps va être modulé du fait de la variation du champ gravitationnel ressenti par l'étoile à neutrons. Cette dernière contribution s'écrit, en notant T_p le temps « vécu » par l'étoile à neutrons (appelé temps propre) et t_p celui d'un observateur loin du champ gravitationnel de l'étoile compagnon,

$T_{\rm p} = t_{\rm p} - \frac{G M_2}{a c^2} \left(1 + \frac{M_2}{M_1 + M_2}\right)- \gamma \sin E(t)$ ,

M₁ étant la masse du pulsar observé, M₂ celle de son compagnon (observé ou non), a le demi grand axe de l'orbite et E l'anomalie excentrique. Le premier terme n'est pas directement observable, étant indistinguable de l'effet de ralentissement du temps existant à la surface de l'étoile à neutrons elle-même. Le second terme est, lui, observable dès que l'orbite est non circulaire. Il vaut :

$\gamma = \frac{e P_{\rm b}}{2 \pi} \frac{G M_2}{a c^2} \left(1 + \frac{M_2}{M_1 + M_2}\right)$ .

L'effet est traditionnellement exprimé en remplaçant le demi grand axe a par sa valeur donnée par la troisième loi de Kepler, soit

$\gamma = e \left(\frac{P_{\rm b}}{2 \pi}\right)^\frac{1}{3} T_\odot^\frac{2}{3} \frac{M_2 (M_1 + 2 M_2)}{M_\odot^\frac{2}{3} (M_1 + M_2)^\frac{4}{3}}$ .

Cet effet périodique est d'amplitude faible : même pour une orbite serrée (période de 8 heure), l'amplitude est de l'ordre de quelques millièmes de seconde (4,295 ms pour PSR B1913+16, bien aidé par la forte excentricité du système).

[modifier] Effet Shapiro

La différence d'écoulement du temps en fonction du champ gravitationnel affecte aussi le temps de propagation des signaux, ce à quoi s'ajoute un effet supplémentaire dû au fait que les signaux lumineux émis par le pulsar ne se propagent pas en ligne droite quand ils passent au voisinage d'un éventuel compagnon. Ceci affecte l'intervalle de temps entre les différents pulses reçus du pulsar et est connu sous le nom d'effet Shapiro, du nom d'Irwin Shapiro qui en fit la prédiction en 1964 avant sa détection grâce aux sondes Viking posées sur Mars. Au cours d'une orbite, les temps d'arrivée des signaux sont modulés de la quantité

$\Delta_{\rm S} = 2 r \ln \left(1 - e \cos E - s \left[ \sin \omega (\cos E - e) + \sqrt{1 - e^2} \cos \omega \sin E\right] \right)$ ,

où ω est la longitude du périastre, qui est mesuré indépendamment par l'étude de l'orbite. Les quantités r et s sont appelées respectivement paramètre d'amplitude et paramètre de forme. Ils dépendent des masses par les formules

$r = T_\odot \frac{M_2}{M_\odot}$ ,

$s = \frac{a \sin i}{c} \left(\frac{P_{\rm b}}{2\pi}\right)^{-\frac{2}{3}} T_\odot^{-\frac{1}{3}} \left(\frac{M_1 + M_2}{M_\odot}\right)^\frac{2}{3} \frac{M_\odot}{M_2}$ .

Le paramètre s est en général inutile pour contraindre les masses, car il dépend du sinus de l'angle d'inclinaison i qu'il n'est pas possible de déterminer , sauf cas très particulier (par exemple en cas de binaire à éclipses). Par contre le paramètre r donne immédiatement la masse du compagnon de l'étoile à neutrons. L'effet Shapiro reste extrêmement faible . Son amplitude est de l'ordre du temps mis par la lumière pour parcourir une distance de l'ordre du rayon de Schwarzschild de l'étoile, soit quelques microsecondes. Il n'est ainsi pas mis en évidence dans PSR B1913+16, mais l'est dans PSR B1534+12 et PSR J0737-3039 qui incidemment sont tous deux quasiment vus par la tranche (i très proche de 90 degrés, son sinus étant très proche de 1).

[modifier] Rayonnement gravitationnel

Un système de deux corps massifs en orbite l'un avec l'autre va être le siège de l'émission d'ondes gravitationnelles, à l'instar de deux objets possédant une charge électrique qui sont le siège de l'émission de rayonnement électromagnétique quand ils se trouvent accélérés l'un par rapport à l'autre. Les ondes gravitationnelles, prédites par Albert Einstein dans le cadre de la relativité générale n'ont jamais été observées directement, mais leur mise en évidence explicite a été réalisée avec des étoiles à neutrons, en l'occurence au sein du pulsar binaire PSR B1913+16. L'émission d'ondes gravitationnelles provoque une lente usure de l'orbite des deux corps, qui lentement spiralent l'un avec l'autre. En pratique, cette émission se traduit par l'observation d'une baisse de la période orbitale du système. Un calcul classique permet d'évaluer cette variation selon la formule

$\dot P_{\rm b} = - \frac{192 \pi}{5} \left(\frac{2 \pi T_\odot}{P_{\rm b}} \right)^\frac{5}{3} \frac{1 + \frac{73}{24} e^2 + \frac{37}{96} e^4}{(1 - e^2)^\frac{7}{2}} \frac{M_1 M_2}{M_\odot^\frac{5}{3} (M_1 + M_2)^\frac{1}{3}}$ .

L'effet étant cumulatif au cours du temps, il n'est pas difficile à mettre en évidence pour un pulsar binaire en orbite serrée. Par contre il est très difficile de distinguer cette usure réelle de l'orbite par une variation apparente de la période orbitale qui elle est due à des considérations purement cinématiques. Si le système observé accélère ou décélère par rapport à la Terre, une variation supplémentaire de la période du signal émis (quel qu'il soit) se superpose à sa variation intrinsèque par le simple fait que la distance parcourue par le signal entre l'émission et la réception varie de façon non linéaire. En pratique, cela se produit dans deux cas : soit l'objet est effectivement accéléré, par exemple s'il tombe vers le centre d'un amas globulaire, auquel cas on parle d'accélération séculaire, soit il se déplace en ligne droite suivant un mouvement rectiligne et uniforme, mais suffisamment vite pour que sa distance varie de façon non linéaire. On parle alors d'effet Shklovski. Dans les cas où il est possible de contraindre ces effets, on peut utiliser la formule du rayonnement gravitationnel pour contraindre les masses, comme ce fut le cas pour PSR B1913+16, ce qui vallu le Prix Nobel de physique aux découvreurs de cet objet, qui mirent en évidence son rayonnement gravitationnel, Russell Alan Hulse et Joseph Taylor. Le pulsar binaire PSR B1534+12 est un exemple de pulsar binaire dont on observe une usure de la période orbitale, mais dont l'amplitude ne correspond pas à la valeur attendu, les masses étant connues par ailleurs grâces aux autres paramètres post-képlerens. Il est considéré que ce désaccord provient d'une contribution notable de l'effet Shlovski que l'on contraint ici dans le cas de ce pulsar.

[modifier] Récapitulatif

Plus d'une demi-douzaine de couples d'étoiles à neutrons sont connus à ce jour, dont six ou sept permettent de déterminer assez précisément les masses des deux astres. Parmi ceux-ci, un seul est un pulsar double, PSR J0737-3039, les autres ne laissant voir qu'un pulsar et un compagnon sombre. La masse déduite du compagnon étant dans la même plage de masse (1,0 à 1,5 masse solaire), il est interprété avec comme étant une autre étoile à neutrons : il n'est ni assez massif pour être un trou noir, ni assez lumineux pour être une naine blanche.

Pulsar	Masse totale (M_⊙)	Masse (M_⊙)
PSR J0737-3039A	2,588(3)	1,337(5)
PSR J0737-3039B	2,588(3)	1,250(5)
PSR J1518+4904	2,62(7)	1,56^+0,13_-0,44
PSR J1518+4904 (compagnon)	2,62(7)	1,05_-0,11^+0,45
PSR B1534+12	2,6784	1,3332(10)
PSR B1534+12 (compagnon)	2,6784	1,3452(10)
PSR J1756-2251	2,58	1,40(3)
PSR J1756-2251 (compagnon)	2,58	1,18(3)
PSR J1811-1736	2,57(10)	<1,74
PSR J1811-1736 (compagnon)	2,57(10)	>0,93
PSR J1829+2456	2,5(2)	<1,38
PSR J1829+2456 (compagnon)	2,5(2)	<1,30(8)
PSR J1906+0746	2,61(2)
PSR J1906+0746 (compagnon)	2,61(2)
PSR B1913+16	2,8284	1,4408(3)
PSR B1913+16 (compagnon)	2,8284	1,3873(3)
PSR B2127+11C	2,712	1,349(40)
PSR B2127+11C (compagnon)	2,712	1,363(40)

[modifier] Voir aussi

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[modifier] Articles connexes

[modifier] Notes

↑ (en) Walter Baade & Fritz Zwicky, On Super-novae, Proceedings of the National Academy of Sciences, 20, 254-259 (1934) Voir en ligne
↑ Sans compter le fait que l'explosion d'une supernova n'étant pas symétrique, le pulsar est en général animé d'une vitesse de quelques centaines de kilomètres par seconde par rapport au centre de masse du rémanent, dont ils finissent par sortir une fois la matière du rémanent suffisamment ralentie par le milieu interstellaire : même si le rémanent gardait une identité sur des durées plus longues, les pulsars âgés finiraient par en sortir.