Upload
others
View
2
Download
0
Embed Size (px)
Citation preview
Bases physiques de lâastrophysique
27 septembre 2006
Table des matiĂšres
1 Ordres de grandeurs en Astrophysique 51.1 Echelle des énergies des phénomÚnes physiques . . . . . . . . . 5
1.1.1 Energie de masse au repos . . . . . . . . . . . . . . . . 51.1.2 Les Ă©nergies de liaison atomique . . . . . . . . . . . . . 5
1 GĂ©nĂ©ralitĂ©s sur le rayonnement 51.1 Le rayonnement dans lâunivers . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.2 LâintensitĂ© spĂ©cifique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.2.1 LâintensitĂ© spĂ©cifique moyenne . . . . . . . . . . . . . . 71.3 Le flux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.3.1 Les flux entrant et sortant . . . . . . . . . . . . . . . . 91.4 La luminositĂ© dâun astre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101.5 Eclairement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101.6 DensitĂ© dâĂ©nergie du rayonnement . . . . . . . . . . . . . . . . 131.7 GĂ©nĂ©ralitĂ©s sur la pression . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
1.7.1 Cas non relativiste (NR) . . . . . . . . . . . . . . . . . 171.7.2 Cas relativiste (R) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
1.8 La pression de rayonnement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191.8.1 Les moments de lâintensitĂ© spĂ©cifique . . . . . . . . . . 20
1.9 La pression de rayonnement dans les Ă©toiles en lecture . . . . . 201.9.1 What are the Stars ? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201.9.2 Why are the stars as they are ? . . . . . . . . . . . . . 22
1.10 Le rayonnement du corps noir . . . . . . . . . . . . . . . . . . 281.11 La température effective . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
1.11.1 La tempĂ©rature dâĂ©quilibre de la Terre . . . . . . . . . 301.12 Lâentropie du rayonnement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
1
2 Transfert dâĂ©nergie rayonnante 362.1 Coefficient dâextinction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
2.1.1 Lâextinction atmosphĂ©rique . . . . . . . . . . . . . . . 382.2 Coefficient dâĂ©mission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 392.3 La loi de Kirchhoff . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 412.4 LâĂ©quation de transfert . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 432.5 LâĂ©quation de transfert dans les intĂ©rieurs stellaires . . . . . . 452.6 LâopacitĂ© moyenne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 472.7 La relation masseâluminositĂ© . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 492.8 AtmosphĂšre grise en Ă©quilibre radiatif . . . . . . . . . . . . . . 502.9 IntensitĂ© sortante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 522.10 Lâassombrissement centreâbord . . . . . . . . . . . . . . . . . 572.11 Le modĂšle dâatmosphĂšre solaire empirique (en lecture) . . . . 582.12 LâopacitĂ© due Ă lâion Hâ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 592.13 Note sur la fonction source . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 602.14 Transfert dâĂ©nergie convective . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
2.14.1 Note sur les transformations adiabatiques . . . . . . . . 632.14.2 La convection adiabatique . . . . . . . . . . . . . . . . 65
2.15 Transfert par conduction Ă©lectronique . . . . . . . . . . . . . . 66
3 Absorption et Ă©mission du rayonnement 713.1 Les ondes Ă©lectromagnĂ©tiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . 713.2 Absorption par un oscillateur harmonique . . . . . . . . . . . 723.3 Absorption par les raies spectrales . . . . . . . . . . . . . . . . 793.4 Diffusion par les Ă©lectrons libres . . . . . . . . . . . . . . . . . 833.5 Photoionisation ou absorption bound-free . . . . . . . . . . . . 863.6 Transitions hyperboliques : absorption freeâfree et Bremsstrah-
lung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 873.7 LâopacitĂ© globale dans le milieu stellaire . . . . . . . . . . . . 893.8 Note sur la largeur Ă©quivalente, la courbe de croissance et la
dĂ©termination des abondances . . . . . . . . . . . . . . . . . . 943.9 Note sur les abondances des Ă©lĂ©ments . . . . . . . . . . . . . . 1033.10 Rappels dâĂ©lectrodynamique (en lecture) . . . . . . . . . . . . 108
3.10.1 Moments dâune distribution de charges . . . . . . . . . 1083.10.2 Potentiel et champ dâun dipĂŽle . . . . . . . . . . . . . 1103.10.3 Champ Ă©lectrique crĂ©Ă© par la matiĂšre polarisĂ©e . . . . . 1103.10.4 Condensateur rempli dâun diĂ©lectrique . . . . . . . . . 112
2
3.10.5 Champ dâune charge dans un milieu diĂ©lectrique etthĂ©orĂšme de Gauss . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
3.10.6 Vitesse de phase et de groupe . . . . . . . . . . . . . . 115
4 Propriétés Thermodynamiques 1164.1 Rappels de physique statistique . . . . . . . . . . . . . . . . . 1164.2 Gaz et atomes excités . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1214.3 Ionisation des gaz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1234.4 Poids moléculaire et pression des milieux neutres, partielle-
ment ou complĂštement ionisĂ©s. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1334.5 PropriĂ©tĂ©s physiques du milieu partiellement ionisĂ© . . . . . . 1364.6 Influence de lâĂ©tat physique du milieu stellaire sur les chaleurs
spécifiques.Les exposants adiabatiques. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140
4.7 Chaleurs spécifiques et exposants adiabatiques pour un mé-lange de gaz parfait et de rayonnement . . . . . . . . . . . . . 149
5 Les gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s 1535.1 GĂ©nĂ©ralitĂ©s . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1535.2 Gaz partiellement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1555.3 Gaz complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1585.4 ConsĂ©quences remarquables de la loi des gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s . . . . 1625.5 Effets Ă©lectrostatiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1655.6 Les Ă©tats de la matiĂšre dans le plan log T vs. log Ï . . . . . . 177
6 Les rĂ©actions nuclĂ©aires 1836.1 DĂ©finitions gĂ©nĂ©rales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1836.2 RĂ©actions nonârĂ©sonnantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1906.3 Lâeffet dâĂ©cran . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1966.4 Les rĂ©actions rĂ©sonnantes (en lecture) . . . . . . . . . . . . . . 199
7 ComplĂ©ments dâhydrodynamique 2087.1 La fonction de distribution . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 208
7.1.1 DensitĂ© en nombre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2097.1.2 Valeur moyenne dâune grandeur . . . . . . . . . . . . . 209
7.2 Vecteur flux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2107.2.1 Vecteur flux de la masse . . . . . . . . . . . . . . . . . 211
7.3 Equations de base . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 211
3
7.4 Equation du mouvement avec termes de viscosité. Equationde Navier-Stokes. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 213
7.5 Expression de la viscositĂ© . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2197.6 Equation de conservation de lâĂ©nergie . . . . . . . . . . . . . . 2207.7 Nombres sans dimension . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2227.8 Equation du mouvement avec rotation . . . . . . . . . . . . . 226
4
Préface
Ce cours a pour but de prĂ©senter des concepts de base utiles en astro-physique. Il sera lâoccasion de revoir de maniĂšre concise quelques chapitresde physique gĂ©nĂ©rale, en optant comme point de vue, leur utilisation dans lecadre de problĂšmes touchant lâastrophysique.
Nous commencerons par une Ă©tude trĂšs gĂ©nĂ©rale du rayonnement per-mettant de dĂ©finir les notions de base, puis nous aborderons lâĂ©tude des in-teractions du rayonnement avec la matiĂšre. Ce chapitre nous conduira toutnaturellement Ă lâĂ©tude des diffĂ©rents Ă©tats de la matiĂšre. Enfin nous termi-nerons par la discussion des rĂ©actions nuclĂ©aires en astrophysique et par unebrĂšve introduction Ă lâhydrodynamique.
Le plan général du cours est le suivant :
1) Généralités sur le rayonnement.
2) LâĂ©quation de transfert.
3) Absorption et Ă©mission du rayonnement.
4) Les propriétés thermodynamiques.
5) Les gaz dégénérés.
6) Les réactions nucléaires.
7) Introduction Ă lâhydrodynamique (si possible)
Plusieurs des notions introduites seront utiles pour suivre les cours intitulĂ©sâDiagnostiques spectroscopiques en astrophysiqueâ et âStructure interne etĂ©volution des Ă©toilesâ.
5
Chapitre 1
Généralités sur le rayonnement
1.1 Le rayonnement dans lâunivers
Dans lâunivers actuel au temps t0, on peut distinguer lâĂ©nergie associĂ©e Ă la matiĂšre, lâĂ©nergie associĂ©e au rayonnement et vraisemblablement selon lesderniĂšres observations cosmologiques, lâĂ©nergie associĂ©e au vide1. La densitĂ©de matiĂšre baryonique dans lâUnivers est estimĂ©e Ă
Ïb ⌠5 · 10â28kg mâ3 (1.1)
soit 0.3 protons par mâ3. Si lâon utilise la relation E = mc2, la densitĂ© asso-ciĂ©e au rayonnement (essentiellement le rayonnement de fond cosmologique,voir plus loin) vaut environ 1/1000 de la densitĂ© de matiĂšre baryonique. Doncactuellement la dynamique de lâunivers est dominĂ©e par la matiĂšre et vraisem-blablement le vide2. Ceci nâa pas toujours Ă©tĂ© le cas (cf cours de Cosmologie).
Si le rayonnement ne contient quâune toute petite partie de lâĂ©nergie danslâunivers actuel, il joue un rĂŽle trĂšs important au moins Ă deux titres :
â 1) Le rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique joue un rĂŽle important dans lesmĂ©canismes de transfert de lâĂ©nergie, notamment dans les intĂ©rieursstellaires.
â 2) Le rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique est lâune des sources dâinforma-tion les plus importantes pour lâastrophysique. Les autres sources dâin-
1Voir par exemple lâarticle de Sanders âObservational Cosmologyâ astro-ph/04020652La densitĂ© associĂ©e Ă lâĂ©nergie du vide correspondrait Ă environ 70% de la densitĂ©
critique de lâUnivers (de lâordre de 10â26 kg mâ3), la densitĂ© de matiĂšre non baryoniqueĂ environ 25%, la densitĂ© de matiĂšre baryonique Ă 5% !
6
formation sont lâanalyse des roches terrestres, des mĂ©tĂ©orites, des rocheslunaires, lâexploration des planĂštes par les sondes spatiales, lâĂ©tude durayonnement cosmique. Dans le futur, des tĂ©lescopes Ă neutrinos ainsique des instruments capables de dĂ©tecter les ondes gravitationnellesouvriront de nouvelles fenĂȘtres sur lâunivers.Dans ce chapitre, nous considĂ©rons le rayonnement comme un fluidecontinu. Les interactions entre matiĂšre et rayonnement seront dĂ©critesen faisons appel soit Ă la description ondulatoire ou corpusculaire durayonnement.
1.2 LâintensitĂ© spĂ©cifique
Soit un Ă©lĂ©ment infinitĂ©simal de surface dÏ de normale n. Soit un rayon-nement se propageant dans la direction s faisant un angle Ξ avec la normale n
(cf fig 1.1). La quantitĂ© dâĂ©nergie dUÎœ dans lâintervalle de frĂ©quences [Îœ, Îœ+dÎœ]qui traverse la surface dÏ dans un angle solide dΩ autour de la direction s,pendant le temps dt est
dUÎœ = IÎœdÎœdÏ cos ΞdΩdt. (1.2)
Pour que lâon puisse considĂ©rer le rayonnement comme un fluide continu,notons que dÏ1/2 ⫠λ oĂč λ est la longueur dâonde, de mĂȘme dt â« 1/ÎœoĂč Îœ est la frĂ©quence, de maniĂšre Ă ce que les fluctuations provenant de lanature vibratoire du rayonnement soient moyennĂ©es. La quantitĂ© IÎœ est appe-lĂ©e lâintensitĂ© spĂ©cifique . La quantitĂ© [IÎœdÎœ] a pour unitĂ© des Watts/(m2
stĂ©radian). On peut de maniĂšre analogue dĂ©finir Iλ. LâintensitĂ© peut ĂȘtre in-tĂ©grĂ©e sur les frĂ©quences I =
â«â0 IÎœdÎœ. En toute gĂ©nĂ©ralitĂ©, IÎœ est une fonction
de la position, de la direction de propagation et du temps.LâintensitĂ© spĂ©cifique se conserve dans lâespace vide. Ceci est vrai pour autantque des phĂ©nomĂšnes, comme la production de paires ou la diffusion photon-photon soient nĂ©gligĂ©s. ConsidĂ©rons la quantitĂ© dâĂ©nergie qui traverse, pen-dant le temps dt, la surface dÏ dans la direction s et dans lâangle sousâtendupar la surface dÏâČ qui se trouve Ă une distance r de dÏ (cf Fig. 1.2),
dUÎœ = IÎœdÎœdÏ cos ΞdΩdt = IÎœdÎœdÏ cos ΞdÏâČ cos ΞâČ
r2dt. (1.3)
Cette Ă©nergie est Ă©gale Ă lâĂ©nergie reçue par dÏâČ de la part de dÏ
dU âČÎœ = I âČÎœdÎœ
dÏ cos Ξ
r2dÏâČ cos ΞâČdt. (1.4)
7
Ïd
Ξn
sd Ω
Fig. 1.1 â La formule 1.2 donne la quantitĂ© dâĂ©nergie traversant la surface dÏ,par unitĂ© de temps et de frĂ©quence, dans lâangle solide dΩ, dans la directions faisant un angle Ξ avec la normale n.
Dans lâespace vide dUÎœ = dU âČÎœ , donc IÎœ = I âČÎœ . Dans le vide, lâintensitĂ© spĂ©ci-
fique dans la direction PPâ est la mĂȘme en tout point de la droite PPâ.
1.2.1 LâintensitĂ© spĂ©cifique moyenne
Dans le cas du Soleil, il est possible de mesurer la variation de lâinten-sitĂ© spĂ©cifique avec lâangle Ξ (cf Fig. 1.3). Il suffit de mesurer la variationdâintensitĂ© entre le bord et le centre du Soleil. Implicitement on fait ici lâhy-pothĂšse de symĂ©trie sphĂ©rique. Dans le cas des Ă©toiles, de telles mesures nesont pas possible. Par contre, il est possible de mesurer lâĂ©nergie Ă©mise parunitĂ© de temps dans une direction donnĂ©e par un hĂ©misphĂšre de lâastre (voirplus loin). Cette Ă©nergie par unitĂ© de frĂ©quence, de temps,dâangle solide estdonnĂ©e par
â« Ï/2
0
â« 2Ï
0IÎœ cos ΞR2 sin ΞdΞdÏ. (1.5)
On dĂ©finit lâintensitĂ© spĂ©cifique moyenne par
< IΜ >=
â« Ï/20
â« 2Ï0 IÎœ cos ΞR2 sin ΞdΞdÏ
ÏR2. (1.6)
La quantitĂ© < IÎœ > est aussi appelĂ©e brillance de surface.
8
Î
d Ïd Ï
â
dΩ dΩ
r
â Î â
nâ
P
Pâ
n
s
Fig. 1.2 â LâintensitĂ© spĂ©cifique se conserve dans lâespace vide, cf Eqs. (1.3)et (1.4).
1.3 Le flux
Le flux (monochromatique) est la quantitĂ© dâĂ©nergie (Ă©mise ou reçue) traver-sant, par unitĂ© de temps, une surface unitĂ©, dans toutes les directions. Leflux monochromatique Ă©mis dans lâangle solide dΩ seulement vaut
dFΜ =dUΜ
dÏdtdÎœ= IÎœ cos ΞdΩ. (1.7)
Le flux monochromatique FÎœ (ou densitĂ© de flux3) est donnĂ© par
FÎœ =â«
dΩIΜ cos ΞdΩ. (1.8)
Le flux bolomĂ©trique vaut F =â«â0 FÎœdÎœ. Les flux observĂ©s sont habituelle-
ment petits et les unitĂ©s [W m2] sont des unitĂ©s en gĂ©nĂ©ral peu adaptĂ©es Ă leurs mesures. Câest pourquoi en radio astronomie, les densitĂ©s de flux sontsouvent exprimĂ©es en Jansky ; un Jansky est Ă©gal Ă 10â26 W mâ2 Hzâ1.
QUESTION 1 : Si le rayonnement est isotrope, que vaut leflux ?.
3La densitĂ© de flux est un terme peu employĂ© dans la litĂ©rature. On trouvera plutĂŽt fluxou intensitĂ©. Lâusage de ces diffĂ©rents termes pour dĂ©signer une mĂȘme quantitĂ© physiqueinvite Ă la prudence. Il vaut la peine de vĂ©rifier chaque fois la signification de ces termes.Dans ce cours nous parlerons de flux.
9
Î
s
Î
n
DR
Fig. 1.3 â Energie rayonnĂ©e dans une direction par une Ă©toile, cf Eq.(1.5).
Le flux total dĂ©pend des Ă©carts Ă lâisotropie
1.3.1 Les flux entrant et sortant
Le flux peut se décomposer en un flux entrant et sortant.
FÎœ =â« 2Ï
0
â« Ï/2
0IÎœ cos Ξ sin ΞdΞdÏ+
â« 2Ï
0
â« Ï
Ï/2IÎœ cos Ξ sin ΞdΞdÏ. (1.9)
Le flux sortant est défini par
F+Μ =
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0IÎœ cos Ξ sin ΞdΞdÏ. (1.10)
Si le flux est isotrope le flux sortant est égal au flux entrant défini par
FâÎœ =
â« 2Ï
0
â« Ï/2
ÏIÎœ cos Ξ sin ΞdΞdÏ. (1.11)
En regardant simplement les dĂ©finitions, on voit que F+Îœ = Ï < IÎœ >.
QUESTION 2 : Quelle est lâexpression du flux sortant dans lecas isotrope ?
10
1.4 La luminositĂ© dâun astre
La luminositĂ© (monochromatique) dâun astre est lâĂ©nergie Ă©mise par cetastre dans toutes les directions par unitĂ© de temps (et de frĂ©quence). On peutcommencer par donner une expression pour lâĂ©nergie Ă©mise par une surfacedÏ dans un angle solide dΩ autour dâune direction faisant un angle Ξ avec lanormale Ă cette surface
dLΜ =dUΜdtdΜ
= IÎœ cos ΞdÏdΩ. (1.12)
L =â«
surface
â«
Ω+IÎœ cos ΞdÏdΩ =
â«
surfaceF+Îœ dÏ = 4ÏR2F+
Μ , (1.13)
oĂč le symbole Ω+ signifie que lâintĂ©gration est calculĂ©e sur lâensemble desdirections sortantes. La luminositĂ© bolomĂ©trique vaut
L =â«
ÎœLÎœdÎœ = 4ÏR2F+. (1.14)
Nous avons supposĂ© ici que lâastre a une symĂ©trie sphĂ©rique et que le fluxsortant est le mĂȘme en chaque point de la surface. La magnitude bolomĂ©triqueabsolue4 est dĂ©finie par
Mbol = â2.5 logL+ constante = â2.5 logL/Lâ + 4.75. (1.15)
QUESTION 3 : Quelle est la magnitude bolométrique du So-leil ?.
1.5 Eclairement
LâĂ©clairement dĂ» Ă une source lumineuse , EÎœ , est le flux reçu de cettesource par unitĂ© de surface. Si le rĂ©cepteur a une surface dÏ et si la sourcede rayon R se trouve Ă une distance D, alors on a que lâĂ©nergie reçue parle dĂ©tecteur, de surface dÏ, est Ă©gal Ă lâĂ©nergie Ă©mise par lâastre dans unedirection donnĂ©e multipliĂ©e par lâangle solide sousâtendu par le rĂ©cepteur vudepuis lâastre, soit
dUÎœ = ÏR2 < IÎœ > dÏ/D2. (1.16)
4La magnitude absolue dâun astre est la magnitude apparente (cf. Sect. 1.5) quâauraitcet astre sâil Ă©tait placĂ© Ă une distance de 10 pc de lâobservateur.
11
LâĂ©nergie reçue par unitĂ© de surface vaut donc
EÎœ = ÏR2 < IÎœ > /D2 = ΎΩsource < IÎœ >, (1.17)
oĂč ΎΩsource est lâangle solide sousâtendu par la source vue depuis le rĂ©cepteur.Au lieu de lâangle solide de la source, on peut aussi faire apparaĂźtre le diamĂštreangulaire α de la source Ă©gal Ă 2R/D. Dans ce cas EÎœ = Ïα
2
4< IΜ >. On
peut aussi, au lieu de lâintensitĂ© spĂ©cifique moyenne, introduire le flux sortantF+Îœ = Ï < IÎœ >. Dans ce cas,
EΜ =α2
4F+Μ . (1.18)
La magnitude apparente est définie par
mÎœ = â2.5 logEÎœ + constante. (1.19)
Par convention on associe Ă la magnitude zĂ©ro un certain Ă©clairement E0.Notons que lorsque lâon parle de magnitude, il faut spĂ©cifier le domaine delongueur dâonde considĂ©rĂ©. A la lumiĂšre du jour, lâoeil humain est le plussensible au rayonnement ayant une longueur dâonde dâenviron 550 nm, lasensibilitĂ© dĂ©croĂźt vers le rouge et le violet. La magnitude correspondantĂ la sensibilitĂ© de lâoeil humain est la magnitude visuelle mv. DiffĂ©rentesmagnitudes ont diffĂ©rents points zĂ©ro5.
QUESTION 4 : Montrer que mbol âMbol = 5 lgD â 5, oĂč Dest la distance de lâastre exprimĂ©e en parsecs. Cette expressionest aussi valable pour des magnitudes dĂ©finies sur un intervallede frĂ©quences. Par contre elle suppose quâil nây a pas dâabsorptionde rayonnement dans le milieu interstellaire ?.
Lâorigine du facteur 2.5 dans lâEq.(1.19) est la suivante : au deuxiĂšmesiĂšcle avant J.C., Hipparque classa les Ă©toiles visibles en six catĂ©gories selonleur Ă©clairement apparent. La premiĂšre classe contenait les Ă©toiles les plusbrillantes et la sixiĂšme, les Ă©toiles juste visibles Ă lâoeil nu. La rĂ©ponse de lâoeil
5Les constantes dans le cas du systĂšme photomĂ©trique UBV ont Ă©tĂ© choisies de tellemaniĂšre Ă ce que les indices de couleurs B â V = mB â mV , mB Ă©tant la magnitudeapparente mesurĂ©e au travers du filtre B, et U â B soient zĂ©ro pour les Ă©toiles de typespectral A0. La tempĂ©rature effective de ces Ă©toiles est environ 10 000 K. Par exemple,Vega (α Lyr, type spectral A0) a V = 0.03, BâV = U âB = 0.00. Le Soleil a V = â26.8,B â V = 0.66 et U âB = 0.10
12
OBJET mV
Soleil -26.8Pleine Lune -12.5VĂ©nus (maximum) -4.4Sirius -1.4αCentauri 0magnitude limite Ă lâoeil nu 6au jumelle 10quasar le plus lumineux 12.6magnitude limite Ă un tĂ©lescope de 1 m 17magnitude limite Ă un tĂ©lescope de 5 m 25Objets les moins lumineux dĂ©tectĂ©s dans le Hubble Deep Field 30
Tab. 1.1 â Magnitude apparente visuelle de quelques objets
humain Ă lâĂ©clairement nâest pas linĂ©aire. Si le flux de trois Ă©toiles varie dansles proportions 1 : 10 : 100, la diffĂ©rence dâĂ©clat, de brillance ou dâĂ©clairemententre la premiĂšre et la seconde et entre la seconde et la troisiĂšme paraĂźtraidentique. Des rapports dâĂ©clats identiques correspondent Ă des diffĂ©rencesdâĂ©clats perçus identiques. Lâoeil humain est sensible au logarithme de lâĂ©clat.
En 1856, Norman R. Pogson remplaça la classification dâHipparchos parune classification plus quantitative. Cette classification suit nĂ©anmoins dâas-sez prĂšs celle dâHipparque. Pogson est parti de la constatation quâune Ă©toilede premiĂšre magnitude selon Hipparchos est environ 100 fois plus brillantequâune Ă©toile de la sixiĂšme magnitude. Ainsi il dĂ©finit le rapport des Ă©clatsentre les magnitudes n et n+ 1 comme 2.512 car 2.5125 = 100.
QUESTION 5 : Montrer que la dĂ©finition donnĂ©e par lâEq.(1.19) est Ă©quivalente Ă la dĂ©finition de Pogson.
Les magnitudes sâĂ©tendent dans les deux sens au-delĂ des magnitudes 1Ă 6. La magnitude visuelle apparente de lâĂ©toile la plus brillante Sirius estde -1.4. La magnitude du Soleil est de -26.8 et celle de la Lune de -12.5. Lamagnitude limite du VLT est de 28.5. Cela signifie quâune supergĂ©ante bleuepeut ĂȘtre vue jusquâĂ 200 Mpc.
Comment calculer la magnitude limite dâun tĂ©lescope de diamĂštre D
Lorsquâun astre est Ă la magnitude limite dâun tĂ©lescope, cela signifie que
13
lâĂ©nergie collectĂ©e par le tĂ©lescope par unitĂ© de temps est Ă©gale Ă lâĂ©nergiecollectĂ©e par unitĂ© de temps par lâoeil nu Ă la magnitude limite de lâoeil nu. SiEv est lâĂ©clairement reçu dâun astre de magnitude 6 et si EL est lâĂ©clairementdâun astre Ă la magnitude limite du tĂ©lescope, on a
EvÏ(0.007/2)2 = ELÏ(D/2)2,
oĂč lâon a considĂ©rĂ© que le diamĂštre de la pupille de lâoeil est de 7mm, DĂ©tant le diamĂštre du tĂ©lescope en mĂštres. A partir de lâĂ©galitĂ© ci-dessus, dela dĂ©finition de la magnitude et du fait que â2.5 logEv/E0 = 6 oĂč E0 est unĂ©clairement de rĂ©fĂ©rence, on obtient mL la magnitude limite du tĂ©lescope
mL = 16.8 + 5 log(D[metres]).
Comment calculer la magnitude apparente dâun systĂšme double
Supposons un systĂšme dâĂ©toiles doubles, dont une composante a la ma-gnitude apparente 1 et lâautre composante la magnitude apparente 2. Quelleest la magnitude apparente du systĂšme ?
Ce qui sâajoute ce ne sont pas les magnitudes mais les Ă©clairements. Ona que
m1 âm2 = â2.5 log(E1/E2)â 1 = â2.5 log(E1/E2)â 10â0.4 = (E1/E2),
E1 = 10â0.4E2 = 0.4E2,
E1+2 = E1 + E2 = 1.4E2 â m1+2 âm2 = â2.5 log(E1+2/E2)
â m3 = 1â 2.5 log(1 + 10â0.4) = 0.64.
1.6 DensitĂ© dâĂ©nergie du rayonnement
LâĂ©nergie qui a traversĂ© la surface dÏ dans une direction faisant un angleΞ avec la normale pendant le temps dt vaut :
dUΜdΜdΩ
= IÎœ cos ΞdÏdt. (1.20)
Cette Ă©nergie est contenue dans un volume Ă©gal Ă cdtdÏ cos Ξ (cf Fig. 1.4).Donc la densitĂ© dâĂ©nergie du rayonnement se propageant dans la direc-tion indiquĂ©e est
dUÎœdÎœdΩcdtdÏ cos Ξ
=duΜ
dΜdΩ=IΜc. (1.21)
14
OĂč duÎœ = dUÎœ
cdtdÏ cos Ξ.
Î
c dt
n
s
d Ï
Fig. 1.4 â Volume contenant lâĂ©nergie sous forme de rayonnement donnĂ©epar lâĂ©quation (1.20).
La densitĂ© dâĂ©nergie associĂ©e au rayonnement se propageant dans toutes lesdirections est donnĂ©e par
uΜ =1
c
â«
ΩIΜdΩ. (1.22)
La densitĂ© dâĂ©nergie peut ĂȘtre intĂ©grĂ©e sur les frĂ©quences
u =â«
ΜuΜdΜ. (1.23)
Comme Îœ et Ω sont en principe indĂ©pendants
u =1
c
â«
ΩIdΩ. (1.24)
Dans le cas isotrope
u =4Ï
cI. (1.25)
1.7 Généralités sur la pression
Avant dâintroduire la notion de pression de rayonnement, rappelons quel-ques gĂ©nĂ©ralitĂ©s sur la pression. ConsidĂ©rons les collisions Ă©lastiques dâatomesde gaz avec les parois dâun rĂ©cipient (cf Fig. 1.5). LâĂ©nergie cinĂ©tique est
15
Î
p
p
Fig. 1.5 â Lors de la collision dâune particule avec une paroi, la quantitĂ© demouvement dans la direction perpendiculaire Ă la paroi varie de 2p cos Ξ.
conservĂ©e dans la collision, mais la composante du vecteur quantitĂ© de mou-vement de la particule perpendiculaire Ă la paroi change de sens et de direc-tion. Le changement de moment est âp = 2mv cos Ξ = 2p cos Ξ.
Pour obtenir la pression, il suffit de calculer le nombre de particules quientrent en collision avec la paroi par unité de surface et de temps. Le tauxde changement de moment dû à ces collisions sera la pression du gaz exercéesur la paroi.
Soit D(Ξ, Ï, p)dΩdp le nombre de particules de moment entre p et p+ dp,frappant la paroi par unitĂ© de temps et de surface avec un angle dâincidenceentre Ξ et Ξ + dΞ et Ï et Ï + dÏ. La pression exercĂ©e par ces particules estdonnĂ©e par
dP = 2p cos ΞD(Ξ, Ï, p)dΩdp. (1.26)
La pression totale est alors
P = 2â« â
0
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0p cos ΞD(Ξ, Ï, p)dΩdp. (1.27)
Avec n(Ξ, Ï, p) le nombre de particules par unitĂ© de volume ayant une quantitĂ©de mouvement p et se dĂ©plaçant dans la direction donnĂ©e par Ξ et Ï (cfFig. 1.6), D(Ξ, Ï, p)dΩ = n(Ξ, Ï, p)dΩv cos Ξ, donc
P = 2â« â
0
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0pv cos2 Ξn(Ξ, Ï, p)dΩdp. (1.28)
16
n
sΞ
v(p)
Fig. 1.6 â Volume contenant les particules de vitesses v(p), se propageantdans la direction s, faisant un angle Ξ avec la surface unitĂ©, qui traverse cettesurface unitĂ© pendant une unitĂ© de temps.
Si lâon suppose que la distribution des directions des vitesses estisotrope, alors
n(Ξ, Ï, p)dΩ = n(p)dΩ
4Ï, (1.29)
oĂč n(p) est le nombre de particules par unitĂ© de volume ayant une quantitĂ©de mouvement entre p et p+ dp. La pression devient en intĂ©grant sur dÏ
P =â« â
0
â« Ï/2
0pv cos2 Ξn(p) sin ΞdΞdp (1.30)
=1
3
â« â
0n(p)pvdp. (1.31)
17
1.7.1 Cas non relativiste (NR)
LâĂ©nergie cinĂ©tique6 pour une particule est donnĂ©e par Ecin = p2
2m, la vitesse
v = pm
. La densitĂ© dâĂ©nergie cinĂ©tique vaut donc
ucin =â« â
0n(p)
p2
2mdp. (1.32)
La pression dans le cas isotrope est donnée par
P =1
3
â« â
0n(p)pvdp =
1
3
â« â
0n(p)
p2
mdp. (1.33)
DoncPNR =
2
3ucin. (1.34)
1.7.2 Cas relativiste (R)
Dans le cas relativiste, on a les relations
p = Îłmv, Ecin = (Îł â 1)mc2, Îł âĄ(
1â v2
c2
)â1/2
, (1.35)
m est la masse au repos et c la vitesse de la lumiÚre, γ le facteur de Lorentz.De la définition de γ, on trouve facilement que
v =
âÎł2 â 1
Îłc, (1.36)
donc la quantité de mouvement devient
p = Îłm
âÎł2 â 1
Îłc = mc
â
Îł2 â 1. (1.37)
On obtient alors pour le produit pv, en utilisant le fait que Ecin = (Îłâ1)mc2
pv = mcâ
Îł2 â 1
âÎł2 â 1
Îłc = Ecin
1 + 2mc2
Ecin
1 + mc2
Ecin
. (1.38)
6Il sâagit ici de lâĂ©nergie cinĂ©tique de translation. Dans le cas de particules composĂ©esde plusieurs atomes, lâĂ©nergie cinĂ©tique totale est lâĂ©nergie cinĂ©tique de translation plusles Ă©nergies cinĂ©tiques de vibration et de rotation. Les relations ciâdessus sâappliquent Ă lâĂ©nergie cinĂ©tique de translation (cf Berkeley courses, Vol 5, p. 167).
18
La pression devient alors
P =1
3
â« â
0nEcin
1 + 2mc2
Ecin
1 + mc2
Ecin
dp. (1.39)
Dans le cas NR avec mc2 >> Ecin, on retrouve la relation vue plus hautPNR ⌠2/3nEcin = 2/3ucin. Dans le cas relativiste avec mc2 << Ecin oulorsque les particules sont sans masse, on a PR = 1/3nEcin = 1/3ucin.
Une maniĂšre plus rapide dâobtenir ce mĂȘme rĂ©sultat est la suivante : dansle cas relativiste, on a que v â c et Ecin â pc. Donc la densitĂ© dâĂ©nergiecinĂ©tique peut sâĂ©crire
ucin =â« â
0n(p)pcdp. (1.40)
P =1
3
â« â
0n(p)pcdp. (1.41)
DoncPR =
1
3ucin (1.42)
QUESTION 6 : VĂ©rifier la relation P = 23ucin dans le cas du
gaz parfait.
QUESTION 7 : Montrer que si on a un mĂ©lange de particulesrelativistes et nonârelativistes, alors
1
3†P
ucin
†2
3(1.43)
QUESTION 8 : La vitesse alĂ©atoire des galaxies est sup-posĂ©e ĂȘtre de lâordre de 100 km sâ1. Leur densitĂ© en nombre estn ⌠10â1Mpcâ3. Une galaxie typique a une masse de 3 1044 g.Quelle est la pression cosmique due aux galaxies ? Cette contribu-tion Ă la pression a-t-elle un effet sur la dynamique de lâUniversaujourdâhui ?
19
1.8 La pression de rayonnement
Lâexpression ciâdessus permet dâobtenir trĂšs facilement la pression derayonnement dans le cas dâun rayonnement isotrope dâintensitĂ© spĂ©cifique I0.En effet il suffit dâappliquer la relation entre la densitĂ© dâĂ©nergie cinĂ©tique detranslation et la pression pour le cas de particules relativistes, on obtient
Prad =1
3ucin =
1
3
4Ï
cI0. (1.44)
Dans le cas plus gĂ©nĂ©ral oĂč le rayonnement nâest pas isotrope, on peut repartirde lâexpression gĂ©nĂ©rale de la pression
P = 2â« â
0
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0n(Ξ, Ï, p)pv cos2 ΞdΩdp. (1.45)
Dans le cas de photons on a que v = c, p = hÎœ/c, et n(Ξ, Ï, p)dΩdp peut ĂȘtreremplacĂ© par
n(Ξ, Ï, Îœ)dΩdÎœ =uÎœhÎœ
dΩdΜ =IΜchΜ
dΩdΜ. (1.46)
donc
PÎœrad = 2â« â
0
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0
IΜchΜ
hΜ
cc cos2 ΞdΩdΜ, (1.47)
En intégrant sur les fréquences,
Prad =2
c
â« 2Ï
0
â« Ï/2
0I cos2 ΞdΩ. (1.48)
Ceci correspond Ă la pression exercĂ©e par les impacts des photons sur undes deux cĂŽtĂ©s de la paroi. Si il y a symĂ©trie par rapport Ă la paroi, donc sila pression exercĂ©e par les photons sur lâautre cĂŽtĂ© de la paroi est la mĂȘme,alors on peut Ă©crire
Prad =1
c
â« 2Ï
0
â« Ï
0I cos2 ΞdΩ. (1.49)
QUESTION 9 : VĂ©rifier en utilisant la formule ci-dessus quelâon retrouve bien lâexpression de Prad dans le cas isotrope.
20
1.8.1 Les moments de lâintensitĂ© spĂ©cifique
DĂ©finissons le moment dâordre n de lâintensitĂ© spĂ©cifique par
Mn(I) =â«
ΩI cosn ΞdΩ, (1.50)
alors le moment dâordre 0 donne la densitĂ© dâĂ©nergie associĂ©e au rayonnementmultipliĂ©e par la vitesse de la lumiĂšre uc, le moment dâordre 1 donne le flux,et le moment dâordre 2 donne cPrad.
1.9 La pression de rayonnement dans les Ă©toiles
en lecture
Le texte ciâdessous est tirĂ© du cours de G. Srinivasan (1995) sur les Ă©toilesĂ neutrons donnĂ© dans le cadre du 25 iĂšme cours de Saas Fee âStellar Rem-nantsâ. Il illustre lâimportance de la notion de pression de rayonnement dansles intĂ©rieurs stellaires.
1.9.1 What are the Stars ?
Every now and then there occurs a great revolution in science. By scien-tific revolution we mean the following : Very often there are questions thatarise in science which appear meaningless or even frivolous within the pre-mise of science, and suddenly they acquire a meaning. This constitutes arevolution. One of the great revolutions in science occurred in the middle oflast century. To the positivist philosophers who influenced European thin-king so much in the 18th and 19th century it was in the nature of things thatwe shall never know what the stars are. And yet, with Fraunhoferâs discoveryof the absorption lines in the spectrum of the Sun, and their explanation byKirchoff, a great revolution had occurred. It suddenly became clear that atleast the outer layers of the Sun and the stars were gaseous. Soon there werenumerous attempts to understand stars as gaseous masses.
Lane was one of the first persons to argue that stars were gaseous massesthat were stable because the gravitational pressure was balanced by the pres-sure of a perfect gas viz., Boyleâs law. This picture was amplified by Kelvinand Helmholtz. What Lane, Kelvin and Helmholtz argued was that the sta-bility of the Sun must be understood in terms of the equation of hydrostatic
21
equilibrium .dP (r)
dr= âGM(r)Ï(r)
r2
where the pressure is to be calculated from the ideal gas equation of stateviz.,
Pgas =ÏkT
”mp
where k is Boltzmanâs constant, ” the mean molecular weight, and mp themass of the proton.
Regarding the source of the heat, Kelvin and Helmholtz argued that itwas due to gravitational contraction. However, the serious difficulty with thispicture was quickly appreciated. From Virial theorem one could estimate thekinetic energy of the plasma and it was clear that at the present luminositythe Sun will radiate it away in a mere 107 years. But various biologicaland geological evidences pointed to the fact that the Sun must have beenradiating roughly at its present luminosity for billions of years. Thereforethere must be a continuing source of energy in the Sun. Eddington was thefirst to suggest (around 1920) that the source of energy may be subatomic ornuclear energy, as we call it today. When he encountered skepticism to thisremarkably prescient idea he is known to have remarked âwhat is possible inthe Cavendish Laboratory cannot be too complicated for a starâ, and âhowelse can we produce the observed helium in the Universe ?â.
In the early 1920s Eddington made a major modification to the 19thcentury principles of stellar structure. He invoked the idea of radiative equili-brium (a concept introduced earlier by Karl Schwarzschild), and argued thatone must take into account not only the gas pressure but also the pressure ofthe outward flowing radiation. Thus the total pressure that balances gravityis the sum of gas pressure and radiation pressure. It is worthwhile remin-ding ourselves of the basic equations of stellar structure for stars in radiativeequilibrium.
d
dr
[
ÏkT
”mp
+1
3aT 4
]
= âGM(r)Ï
r2
dPrad(r)
dr= â
(
L(r)
4Ïr2c
)
· 1l
dL(r)
dr= 4Ïr2Ç«Ï
22
where l is the mean free path of the photons, L the luminosity, and Ç« theenergy generated per gram of material per unit time.
This theory of the stars due to Eddington was enormously successful(Eddington 1926).
1.9.2 Why are the stars as they are ?
Following Eddington we may ask âwhy are the stars as they are ?â. Toexplain the meaning of this cryptic question we may ask in parallel the follo-wing question viz., âwhy are the atoms as they are ?â, by which we mean : (i)why do the atoms have the sizes they have ? (ii) why atoms occur only in afinite range of atomic masses and charges ? We may answer these questionsby saying the following : Quantum theory is at the base of our understan-ding of atoms. And this theory naturally provides us with a length scale withwhich to measure atoms and so on. In a similar fashion we wish to now askâwhy are the stars as they are ?â viz., (1) why do the luminosities of starsdepend only on their masses and not on their radii ? (2) why do stars occuronly in an incredibly narrow range of masses ? (3) why is there a limit to theluminosities of stars ?
Eddingtonâs theory was able to answer all these questions in a convincingmanner. Perhaps the most intriguing of all is the second question whichconcerns the range of masses of stars. Eddington addressed this question andanswered it in his famous parable of a physicist on a cloud-bound planet(Eddington 1926). âThe outward flowing radiation may be compared to awind blowing through the star and helping to distend it against gravity.The formulae to be developed later enable us to calculate what proportionof the weight of the material is borne by this wind, the remainder beingsupported by the gas pressure. To a first approximation the proportion isthe same at all parts of the star. It does not depend on the density nor onthe opacity of the star. It depends only on the mass and molecular weight.Moreover, the physical constants employed in the calculation have all beenmeasured in the Laboratory, and no astronomical data are required. We canimagine a physicist on a cloud-bound planet who has never heard tell of thestar calculating the ratio of radiation pressure to gas pressure for a series ofglobes of gas of various sizes, starting, say, with a globe of mass 10g, then100g, 1000g and so on, so that his nth globe contains 10n g. Table belowshows the more interesting part of his results.â
23
No. of Radiation Gasglobes pressure pressure
.. ..... .....
.. ..... .....
.. ..... .....32 0.0016 0.998433 0.106 0.89434 0.570 0.43035 0.850 0.15036 0.951 0.04937 0.984 0.01638 0.9951 0.004939 0.9984 0.0016.. ..... ....... ..... ....... ..... .....
âThe rest of the Table would consist mainly of long strings of 9âs and 0âs.Just for the particular range of mass about the 33rd to 35th globes the Tablebecomes interesting, and then lapses back into 9âs and 0âs again. Regarded asa tussle between matter and aether (gas pressure and radiation pressure) thecontest is overwhelmingly one-sided except between numbers 33-35, wherewe may expect something to happen.â
âWhat âhappensâ is the stars.â
âWe draw aside the veil of cloud beneath which our physicist has been wor-king and let him look up at the sky. There he will find a thousand millionglobes of gas nearly all of mass between his 33rd and 35th globes â that isto say, between 1/2 and 50 times the Sunâs mass. The lightest known star isabout 3.1032 g, and the heaviest about 2.1035 g. The majority are between1033 and 1034 g, where the serious challenge of radiation pressure to competewith gas pressure is beginning.â
But why is this tussle important for âstars to happenâ ? Eddington didnot elaborate. A deeper understanding of why the masses of stars lie in sucha narrow range, although their luminosities vary by million or more, wasprovided by Chandrasekhar (Chandrasekhar 1937).
Let us introduce the parameter ÎČ which is the ratio of the gas pressure
24
to the total pressure
Ptot = pgas + prad
=1
ÎČpgas =
1
1â ÎČ prad
One can now write the total pressure as follows :
Ptot =
(
k
”mp
)4
· 3a· 1â ÎČÎČ4
1/3
Ï4/3
Chandrasekhar argued that for a star to be mechanically stable the followinginequality has to be satisfied.
1
2G(
4Ï
3
)1/3
M2/3 Ï4/3 †Pc â€1
2G(
4Ï
3
)1/3
M2/3 Ï4/3c
Here, Ï is the mean density and Ïc the central density. Pc is the sum of gaspressure plus radiation pressure at the centre. The right hand side of theinequality gives the necessary condition for the stability of a star, i.e.
”2M
(
ÎČ4c
1â ÎČc
)1/2
â„ 0.19
(
hc
G
)3/2
· 1
m2p
The combination of fundamental constants on the right hand side has thedimension of MASS. Its value is â 29.2Mâ. We thus see that in a theoryof stars where gravity is balanced by the sum of gas pressure and radiationpressure, the natural scale of mass is of stellar magnitude. This is why thestars are as they are! Or, as Chandrasekhar put it :
âWe conclude that to the extent the above theory is at thebase of the equilibrium of actual stars, to that extent the abovecombination of natural constants, providing a mass of propermagnitude for the measurement of stellar masses, is at thebase of a physical theory of stellar structure.â
25
Fig. 1.7 â Exemples de courbes de corps noir : a intensitĂ© spĂ©cifique dâuncorps noir Ă 6000 K en fonction de la frĂ©quence ; b flux sortants de corpsnoirs de tempĂ©rature Ă©gale Ă 6000, 5000, 4000 et 3000 K (de haut en bas).Le domaine des longueurs dâonde optiques (de 400 Ă 750 nm) est indiquĂ© ; cidem b pour des tempĂ©ratures de 3000, 2500, 2000 et 1500 K ; c idem b pourdes tempĂ©ratures de 1000 et 900 K. LâĂ©mission aux plus courtes longueursdâonde est dans le domaine visible (couleur rouge) dâoĂč les lueurs rougeĂątresĂ©mises par les objets portĂ©s Ă ces tempĂ©ratures ; d idem que b pour destempĂ©ratures de 373 K (100 C) et 310 K (37 C). Aux tempĂ©ratures usuellesles corps Ă©mettent dans le domaine de lâinfra-rouge (entre 1000 et 1000000nm) ; e idem b pour des tempĂ©ratures de 3 et 2.7 K correspondantes auxrayonnement de fond cosmologique.
26
Fig. 1.8 â Intervalles de longueur dâondes correspondant aux diffĂ©rents typesde rayonnement.
27
Fig. 1.9 â Rayonnement de fond cosmologique dĂ©couver par Penzias et Wil-son (titre de lâarticle qui leur valut le prix Nobel de physique en 1978 : AMeasurement of Excess Antenna Temperature at 4080 Mc/s, cf Astrophy-sical Journal, vol. 142, p.419-421, 1965. TirĂ© de http ://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/bkg3k.html#c1.
28
1.10 Le rayonnement du corps noir
A lâĂ©tat dâĂ©quilibre (T = constante) dans une enceinte fermĂ©e vide, lâin-tensitĂ© du rayonnement tend vers une valeur constante, fonction de la tem-pĂ©rature et de la frĂ©quence,
IΜ = BΜ(T ) =2hΜ3
c21
ehÎœkt â 1
. (1.51)
On peut aussi dĂ©finir Bλdλ.Aux basses Ă©nergies hÎœ
kT<< 1, on a, en utilisant le fait que lorsque x est
petit ex â 1 â x,
BΜ(T ) =2hΜ3
c2kT
hΜ=
2Μ2
c2kT.
Il sâagit de la loi de RayleighâJeans . Elle est utilisĂ©e en radioastronomiepour dĂ©finir la tempĂ©rature dâantenne TA Ă partir de lâintensitĂ© radio. Lerayonnement qui se rapproche le plus du corps noir dans la nature est lerayonnement de fond cosmologique .
Aux Ă©nergies Ă©levĂ©es hÎœkT
>> 1, on a
BΜ(T ) =2hΜ3
c2expâhÎœ
kt .
Il sâagit de lâapproximation de Wien . Avant que lâon connaisse la formeexacte du rayonnement du corps noir, Wien avait obtenu la rĂšgle suivanteappelĂ©e loi de Wien
λmaxT = 0.29 [cm K],
oĂč λmax est la longueur dâonde au maximum dâĂ©mission.
QUESTION 10 : Partir de lâapproximation de Wien pour BÎœ(T )et montrer que
λmaxT =1
3
hc
k= 0.48 [cm K].
Le facteur 1/3 devient 0.2014 lorsque lâon part de lâexpressioncomplĂšte de la fonction de Planck. Il faut alors rĂ©soudre une Ă©qua-tion transcendante pour obtenir λmax (cf Berkeley courses, vol 5,physique quantique, p 27).
29
En intégrant sur les fréquences, on trouve les expressions suivantes :
B = I =ÏT 4
Ï.
F+ = Fâ = ÏT 4.
u =4Ï
cT 4 = aT 4.
Prad =1
3aT 4.
Ï = 5.67 10â5 erg/(cm2 K4 sec) est la constante de StefanâBoltzmann, a =7.565 10â15 erg/(cm3 K4) est la constante de rayonnement.
1.11 La température effective
Fig. 1.10 â Spectre du Soleil.
30
Le Soleil nâest pas trĂšs loin dâĂ©mettre comme un corps noir (cf Fig. 1.10),cependant il ne peut-ĂȘtre considĂ©rĂ© comme tel. Son rayonnement provient decouches situĂ©es Ă diffĂ©rentes profondeurs auxquelles on ne peut assigner unetempĂ©rature unique. Dâautre part, dans les couches extĂ©rieures, mĂȘme locale-ment, il y a des Ă©carts Ă lâĂ©quilibre thermodynamique local. En consĂ©quence,la notion de tempĂ©rature associĂ©e au rayonnement solaire, ainsi quâĂ toutesource lumineuse doit ĂȘtre prĂ©cisĂ©e trĂšs soigneusement. La tempĂ©rature laplus utilisĂ©e est la tempĂ©rature effective. La tempĂ©rature effective dâun astreest la tempĂ©rature dâun corps noir ayant le mĂȘme rayon et Ă©mettant la mĂȘmeluminositĂ© que lâastre.
T 4eff =
L
4ÏR2Ï.
QUESTION 11 : A partir de la constante solaire (1360 W/m2)et de la distance Terre-Soleil, (⌠150 106 km), estimer la tempĂ©-rature effective du Soleil (le rayon du Soleil est Ă©gal Ă 6.96 1010
cm).
Il existe dâautres types de tempĂ©ratures associĂ©es au rayonnement, no-tamment la tempĂ©rature de brillance et la tempĂ©rature de couleur . En gĂ©-nĂ©ral, les tempĂ©ratures effectives, de couleur, de brillance ne sont pas Ă©gales.Dâautres tempĂ©ratures associĂ©es au gaz de particules peuvent ĂȘtre dĂ©finies, latempĂ©rature cinĂ©tique, la tempĂ©rature dâexcitation, dâionisation (cf. chapitre4).
1.11.1 La tempĂ©rature dâĂ©quilibre de la Terre
LâĂ©nergie Ă©mise par le Soleil interceptĂ©e par la Terre est (cf. Fig. 1.11),
L
4ÏD2Ï
(
d
2
)2
=4ÏR2ÏT 4
eff
4ÏD2Ï
(
d
2
)2
(1.52)
=(R
D
)2
ÏT 4effÏ
(
d
2
)2
. (1.53)
L est la luminositĂ© du Soleil, R son rayon, D la distance TerreâSoleil, d lediamĂštre de la Terre. Si lâon suppose que la Terre rayonne comme un corpsnoir, la puissance Ă©mise par la Terre vaut
31
Fig. 1.11 â La Terre intercepte une partie de lâĂ©nergie Ă©mise par le Soleil.
4Ï
(
d
2
)2
ÏT 4 (1.54)
A lâĂ©quilibre, la puissance reçue est Ă©gale Ă la puissance Ă©mise, et lâon obtientainsi la tempĂ©rature dâĂ©quilibre de la Terre
T 4 =1
4
(R
D
)2
T 4eff =â T =
(âΩ
4Ï
)1/4
Teff (1.55)
âΩ est lâangle solide sousâtendu par le Soleil vu depuis la Terre.
QUESTION 12 : Calculer T .
QUESTION 13 : Si 30% du rayonnement est réfléchi et neparticipe pas au réchauffement de la Terre, que devient T ?
QUESTION 14 : Les modĂšles dâĂ©volution du Soleil montrentque le Soleil augmente de brillance dâenviron 7% par milliardsdâannĂ©es. Sachant que le Soleil est nĂ© il y a 4.56 milliards dâan-nĂ©es, quelle serait la tempĂ©rature dâĂ©quilibre de la Terre il y a 4milliards dâannĂ©es ?
32
Fig. 1.12 â Principe de lâĂ©valuation de la tempĂ©rature dâĂ©quilibre de la Terreen prĂ©sence dâun effet de serre.
La tempĂ©rature moyenne de la Terre est plus Ă©levĂ©e que les valeurs obte-nues ciâdessus. Cela est dĂ» Ă la prĂ©sence de gaz Ă effet de serre dans lâatmo-sphĂšre terrestre. Les principaux gaz Ă effet de serre sont la vapeur dâeau, legaz carbonique et le mĂ©thane.Un tel calcul peut aussi sâappliquer Ă la dĂ©termination de la tempĂ©rature despoussiĂšres dans le milieu interstellaire
QUESTION 15 : Soit un four solaire constituĂ© dâun rĂ©cepteurde diamĂštre d placĂ© au foyer dâun miroir de diamĂštre dâČ >> d.Calculer la tempĂ©rature dâĂ©quilibre du rĂ©cepteur.
33
1.12 Lâentropie du rayonnement
Lâentropie du rayonnement est une grandeur utile en cosmologie pourĂ©tudier lâhistoire thermique de lâunivers et la phase de lâinflation. La premiĂšreloi de la thermodynamique sâĂ©crit
ÎŽQ = dU + dÏ = dU + PdV, (1.56)
oĂč ÎŽQ est lâĂ©nergie donnĂ©e au systĂšme et dÏ est le travail fourni par le systĂšme.La deuxiĂšme loi de la thermodynamique sâĂ©crit
dS =ÎŽQ
T. (1.57)
ConsidĂ©rons un milieu oĂč le rayonnement domine P = Prad = 13u = 1
3aT 4,
TdS = d(uV ) + PdV = 4aT 3V dT +4
3aT 4dV (1.58)
dS = d(
4
3aT 3V
)
=â S =4
3aT 3V (1.59)
On a posĂ© la constante dâintĂ©gration Ă©gale Ă zĂ©ro. Lâentropie par unitĂ© devolume est s = 4
3aT 3
Cherchons maintenant le lien entre lâentropie du rayonnement et le nombrede photons dans un volume donnĂ©.
QUESTION 16 : Montrer quâĂ lâĂ©quilibre, le nombre de photonspar unitĂ© de volume avec une longueur dâonde entre λ et λ + dλvaut
dnÎł(λ) =8Ï
λ4
dλ
exphc
λkT â1. (1.60)
Utiliser la relation duÎœ = 4ÏIÎœc
dΜ, la fonction de Planck et le faitque c = λΜ.
Le nombre total de photons par unité de volume est
nÎł =â« â
0dnÎł = 0.37
aT 3
k
photons
cm3. (1.61)
Dans un volume V donnĂ©, lâentropie vaut
S =4
3
k
0.37nÎłV =
4
3
k
0.37NÎł. (1.62)
34
Dans un volume donnĂ©, lâentropie est proportionnelle au nombrede photons quâil contient.
QUESTION 17 : Que vaut lâentropie dâun mĂ©lange de gaz etde photons ? Supposer que le gaz obĂ©it Ă la loi des gaz parfaits.Dans ce cas lâĂ©nergie U = 3
2NkT + aT 4V et P = N
VkT + 1
3aT 4.
On trouve dans ce cas que
S =4
3aT 3V +Nk ln(T 3/2V ) = 3.604knÎłV +Nk ln(T 3/2V ).
(1.63)
Dans un volume donnĂ©, lors dâun changement de tempĂ©rature, lâentropie varieessentiellement avec le nombre de photons.
Les Ă©toiles par leur rayonnement Ă©vacue de lâentropie dans le milieu inter-stellaire 7. Ce rayonnement a un effet nĂ©gligeable sur lâentropie de lâunivers.Lâ entropie de lâunivers demeure donc constante au cours de lâexpansion.
QUESTION 18 : Calculer le nombre de photons par cm3 associĂ©au rayonnement cosmique et la densitĂ© (par exemple en g cm3)qui peut ĂȘtre associĂ©e Ă ce rayonnement.
7Cette Ă©mission dâentropie modifie lâentropie Ă lâintĂ©rieur de lâĂ©toile. Son entropie dansles rĂ©gions intĂ©rieures diminue au cours du temps.
35
Domaine DensitĂ© dâĂ©nergie DensitĂ© en nombrede longueur dâonde de rayonnement [eV/m3] de photons [m3]
radio ⌠5Ă 10â2 ⌠106
micro-ondes 3Ă 105 5Ă 108
infra-rouge ? ?visible ⌠2Ă 103 ⌠103
ultra-violet ? ?rayons X 75 3Ă 10â3
rayons Îł 25 3Ă 10â6
Tab. 1.2 â DensitĂ© dâĂ©nergie et densitĂ© en nombre de photons de rayonne-ments dans diffĂ©rents domaines de longueur dâonde. Ce ne sont que des ordresde grandeur (Longair, cours de Saas-Fee 1995).
36
Chapitre 2
Transfert dâĂ©nergie rayonnante
Le transport de lâĂ©nergie dans un milieu peut se faire essentiellement partrois moyens
â LâĂ©nergie peut ĂȘtre transportĂ©e par le rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique,on parle alors de transfert radiatif.
â LâĂ©nergie peut ĂȘtre transportĂ©e par le mouvement macroscopique de lamatiĂšre, il sâagit du transfert convectif.
â LâĂ©nergie peut ĂȘtre transportĂ©e par le mouvement microscopique dela matiĂšre, plus prĂ©cisĂ©ment par le mouvement des Ă©lectrons, on parlealors de transport par la conduction.
Ces transferts auront toujours tendance Ă Ă©galiser la tempĂ©rature, câest-Ă -direĂ transporter de lâĂ©nergie des rĂ©gions plus chaudes aux rĂ©gions plus froides.Lorsquâun Ă©tat stationnaire est atteint, câest-Ă -dire lorsque les tempĂ©raturesont atteint leur valeur dâĂ©quilibre, on obtient, selon le mĂ©canisme de transportdominant (radiatif, convectif ou conductif) des gradients de tempĂ©rature dif-fĂ©rents. Câest Ă la recherche de ces gradients de tempĂ©ratures que sâattache leprĂ©sent chapitre, ainsi quâĂ la recherche des conditions dans lesquelles chacunde ces trois mĂ©canismes domine.
LâĂ©quation de transfert est une Ă©quation qui exprime le fait que la diffĂ©-rence dâĂ©nergie entre lâĂ©nergie qui sort dâun Ă©lĂ©ment de volume et lâĂ©nergiequi y pĂ©nĂštre est Ă©gal Ă lâĂ©nergie produite dans lâĂ©lĂ©ment de volume moinslâĂ©nergie absorbĂ©e dans lâĂ©lĂ©ment de volume. Dans le cas du transfert radia-tif, cette Ă©quation nĂ©cessite donc de connaĂźtre les coefficients dâĂ©mission etdâextinction du rayonnement.
37
2.1 Coefficient dâextinction
I I
ds
Ï Îș Îœ
ΜΜ (0) (ds)
Fig. 2.1 â Le rayonnement traverse une plaque dâĂ©paisseur ds, de densitĂ© Ï.LâĂ©quation 2.1 dĂ©finit le coefficient dâabsorption ÎșÎœ .
Lorsquâ un rayonnement traverse de la matiĂšre, il subit une attĂ©nuationdIÎœ proportionnelle Ă IÎœ et Ă la densitĂ© de colonne Ïds. Le coefficient ÎșÎœ , telque
dIÎœ = âÎșÎœIÎœÏds (2.1)
est le coefficient dâextinction . Ses unitĂ©s sont des cm2/g. Il rĂ©sulte de diversprocessus physiques intervenant dans le milieu (voir chapitre 3). Si ÎșÎœ et Ïsont constants dans le milieu, on a
dIÎœds
= âÎșÎœÏIÎœ =â IÎœ(s) = IÎœ(s0)eâÎșÎœÏ(sâs0). (2.2)
La quantitĂ© l = 1ÎșÎœÏ
, qui est la distance aprĂšs laquelle lâintensitĂ© est rĂ©duitedâun facteur e, est le libre parcours moyen. Dans lâintĂ©rieur du Soleil l varieentre 0.01 et 1 cm.
LâĂ©nergie absorbĂ©e lorsque le rayonnement a un angle dâincidence Ξ est
dUabsÎœ = |dIÎœ |dÎœdÏ cos ΞdΩdt (2.3)
= ÎșÎœÏIÎœdÎœdsdÏ cos ΞdΩdt. (2.4)
Comme ÏdsdÏ cos Ξ est la masse traversĂ©e dm, on a
dUabsÎœ = ÎșÎœIÎœdÎœdmdΩdt. (2.5)
38
REMARQUE
Lâextinction comporte en gĂ©nĂ©rale une partie absorption et une partie diffu-sion Îștot
Îœ = ÎșdiffÎœ + Îșabs
Îœ . LâĂ©nergie diffusĂ©e dans une direction ΞâČ par rapport Ă la direction dâincidence est
dUdiffÎœ = Îșdiff
Îœ IÎœdmdÎœdΩdtdΩâČ
4Ïpdiff(cos ΞâČ), (2.6)
la fonction pdiff(cos ΞâČ) est la fonction de phase. La fonction de phase estnormalisĂ©e de maniĂšre Ă ce que
â«
pdiff(cos ΞâČ)dΩâČ
4Ï= 1. La fonction de phase de
Rayleigh, qui sâapplique au cas ordinaire de la diffusion Thomson est donnĂ©epar
p =3
4(1 + cos2 Ξ). (2.7)
Dans le cas dâune diffusion isotrope pdiff = 1. On appelle albĂ©do de diffusionou degrĂ© de blancheur la quantitĂ©
adiffΜ =
ÎșdiffÎœ
ÎștotÎœ
=UdiffΜ
UdiffΜ + Uabs
Μ
. (2.8)
2.1.1 Lâextinction atmosphĂ©rique
La Fig. 2.2 illustre la transparence de lâatmosphĂšre terrestre Ă diffĂ©renteslongueurs dâonde.
Lâextinction atmosphĂ©rique (absorption + diffusion) est gĂ©nĂ©ralement re-prĂ©sentĂ©e au premier ordre par
mz(λ) = m0(λ) +Kλ sec z + ... (2.9)
oĂč m0 est la magnitude hors atmosphĂšre (cf. Fig. 2.3), mz est la magnitudemesurĂ©e au sol Ă la distance zĂ©nithale z, Kλ le coefficient dâextinction. Cetteexpression est valable si la distance zĂ©nithale z nâest pas trop grande. Dansce cas il est lĂ©gitime de nĂ©gliger la courbure de lâatmosphĂšre. Si lâĂ©paisseurde lâatmosphĂšre est prise comme unitĂ© la quantitĂ© sec z reprĂ©sente la dis-tance parcourue par la lumiĂšre dans lâatmosphĂšre. La magnitude augmentelinĂ©airement avec la distance.
A la place de sec z = 1cos z
= dd0
, on utilise Fz, la masse dâair qui tientcompte de la courbure de la Terre et de lâaltitude du lieu dâobservation (va-leurs tabulĂ©es). On a donc la relation suivante entre lâintensitĂ© spĂ©cifique horsde lâatmosphĂšre I0 et lâintensitĂ© Iz mesurĂ©e au sol Ă la distance zĂ©nithale z
Iz(λ) = I0(λ)10â0.4ÎșλFz . (2.10)
39
Fig. 2.2 â LâatmosphĂšre nâest transparent quâaux ondes visibles et radio.
QUESTION :Montrer lâexpression ciâdessus.
Le coefficient dâextinction peut ĂȘtre dĂ©terminĂ© en observant la mĂȘmesource plusieurs fois durant une nuit avec des distances zĂ©nithales aussi dif-fĂ©rentes que possible (toutefois pas supĂ©rieures Ă 700). Les magnitudes ob-servĂ©es sont portĂ©es dans un diagramme magnitudes versus masses dâair. Lespoints sont sur une droite dont la pente est le coefficient dâextinction. Lâex-trapolation de la droite jusquâau point oĂč la masse dâair est nulle, permetdâobtenir m0 qui est la magnitude apparente hors atmosphĂšre.
2.2 Coefficient dâĂ©mission
Un Ă©lĂ©ment de masse peut aussi Ă©mettre spontanĂ©ment des photons (parproduction dâĂ©nergie nuclĂ©aire par exemple). On dĂ©finit le coefficient dâĂ©mis-sion par
dU emiΜ = jΜdΜdmdΩdt. (2.11)
40
zatmos.
ddo
(λ)m
m (λ)
0
z
Fig. 2.3 â Si la distance zĂ©nithale dâun astre est z, sa lumiĂšre traverse unedistance d0/ cos z dans lâatmosphĂšre.
Fig. 2.4 â Magnitudes observĂ©es en fonction de la masse dâair.
41
2.3 La loi de Kirchhoff
ConsidĂ©rons une enceinte isolĂ©e dâun certain type en Ă©quilibre thermiqueĂ une tempĂ©rature donnĂ©e T . La quantitĂ© dâĂ©nergie totale absorbĂ©e (intĂ©grĂ©esur toutes les frĂ©quences) par les parois doit ĂȘtre Ă©gale Ă lâĂ©nergie totale quâelleĂ©met, sinon la tempĂ©rature des parois T changerait. Kirchhoff a affirmĂ© quele mĂȘme bilan devrait sâappliquer pour chaque frĂ©quence1, donc
dUabsΜ = dU emi
Μ (2.12)
avecdUabs
Îœ = ÎșÎœIÎœdÎœdmdΩdt, (2.13)
dU emiΜ = jΜdΜdmdΩdt, (2.14)
LâĂ©nergie absorbĂ©e Ă la frĂ©quence Îœ Ă savoir ÎșÎœIÎœ , doit ĂȘtre identique Ă lâĂ©ner-gie Ă©mise jÎœ , et cela doit ĂȘtre vrai pour tous les matĂ©riaux quelle que soit leurnature. Câest la loi de Kirchhoff
jÎœ = ÎșÎœIÎœ . (2.15)
La fonction IÎœ est donc une fonction universelle, câest-Ă -dire la mĂȘme quelleque soit la nature des parois, leur couleur, leur taille et leur forme2. Il sâagitdu rayonnement du corps noir.
IÎœ = BÎœ(T ) =jÎœÎșÎœ. (2.16)
Remarque : milieu avec indice de réfraction variable
Que se passe-t-il si lâon a deux milieux de nature diffĂ©rentes dans uneenceinte Ă tempĂ©rature constante ? Supposons que les deux milieux aient desindices de rĂ©fraction nÎœ et nâČ
Îœ . ConsidĂ©rons un Ă©lĂ©ment de surface dÏ prisesur lâinterface entre ces deux milieux (cf Fig. 2.5). On a alors
dU incÎœ = IÎœdÏ cos ΞdΩdÎœdt, (2.17)
1Si les parois sont faites de matĂ©riaux diffĂ©rents (qui se comportent diffĂ©remment avecT ), le rĂ©gime stationnaire nĂ©cessite lâĂ©quilibre pour chaque frĂ©quence.
2En 1792, le fameux cĂ©ramiste Thomas Wedgwood remarqua que les objets dans unfour devenaient rouges en mĂȘme temps que les parois du four quelle que soit leur taille,leur forme et leur matĂ©riau.
42
I I
I
inc ref
tra
Ξ
Ξâ
Fig. 2.5 â Interface entre deux milieux dâindice de rĂ©fraction diffĂ©rent.
dU refÎœ = rÎœIÎœdÏ cos ΞdΩdÎœdt, (2.18)
dU traÎœ = (1â rÎœ)I âČÎœdÏ cos ΞâČdΩâČdÎœdt, (2.19)
avec rÎœ < 1 le pouvoir rĂ©flecteur. Si rÎœ = 0, IÎœ 6= I âČÎœ car ΞâČ et dΩâČ sontdiffĂ©rents. La conservation de lâĂ©nergie Ă la frĂ©quence Îœ implique que
IÎœdÏ cos ΞdÎœdΩdt = rÎœIÎœdÏ cos ΞdÎœdΩdt+(1ârÎœ)I âČÎœdÏ cos ΞâČdÎœdΩâČdt, (2.20)
ce qui implique que
IÎœ cos ΞdΩ = I âČÎœ cos ΞâČdΩâČ =â IÎœ cos Ξ sin ΞdΞ = I âČÎœ cos ΞâČ sin ΞâČdΞâČ. (2.21)
La loi de la réfraction implique que
nÎœ sin Ξ = nâČÎœ sin ΞâČ =â nÎœ cos ΞdΞ = nâČ
Îœ cos ΞâČdΞâČ, (2.22)
donc
IÎœnâČÎœ
nΜ
nâČÎœ
nÎœ= I âČÎœ =â IÎœ
n2Μ
=I âČÎœnâČ2Îœ
. (2.23)
Dans un milieu avec un indice de rĂ©fraction variable on a constance de IÎœ/n2Îœ .
Si lâĂ©quilibre est atteint, on a que
IΜn2Μ
=I âČÎœnâČ2Îœ
= BÎœ(T ) =â IÎœ = n2ÎœBÎœ(T ). (2.24)
43
On peut aussi Ă©crire le coefficient dâĂ©mission dâun milieu en Ă©quilibre ther-mique dâindice nÎœ ,
jÎœ = ÎșÎœn2ÎœBÎœ(T ). (2.25)
Si le milieu est vide, on peut introduire un pouvoir rĂ©flecteur des parois, telque Ă lâĂ©quilibre
IÎœ = rÎœIÎœ + eÎœ =â IÎœ =eÎœ
1â rÎœ=eÎœaÎœ. (2.26)
Si la paroi est noire, parfaitement absorbante aÎœ = 1 et IÎœ = eÎœ . Si aÎœ = 0, casdâun miroir, IÎœ est indĂ©terminĂ©, il y a Ă©quilibre Ă nâimporte quelle intensitĂ©.
2.4 LâĂ©quation de transfert
Soit un pinceau de rayonnement monochromatique IÎœ dans une directions0. Le milieu est dĂ©fini par Ï, ÎșÎœ et jÎœ (voir Fig. 2.6, on choisit un Ă©lĂ©mentde surface perpendiculaire Ă la direction choisie).
I
I
ds
+ d IΜ Μ
Μ
dÏ
Fig. 2.6 â
La variation dâĂ©nergie pendant la durĂ©e dt vaut
dUÎœ = dIÎœdÎœdÏdΩdt (2.27)
Si ds est lâĂ©paisseur traversĂ©e, la quantitĂ© dâĂ©nergie Ă©mise vaut
dU emiÎœ = jÎœÏdÏdsdÎœdΩdt (2.28)
44
la quantitĂ© dâĂ©nergie absorbĂ©e vaut
dUabsÎœ = ÎșÎœÏIÎœdÏdsdÎœdΩdt (2.29)
le bilan net sâĂ©crit
dUÎœ = dU emiÎœ â dUabs
Îœ =â dIÎœds
= jÎœÏâ ÎșÎœÏIÎœ (2.30)
Il sâagit de lâĂ©quation de transfert radiatif. Dans le cas dâun milieu Ă gĂ©omĂ©triesphĂ©rique (Fig. 2.7) dr = ds cos Ξ et ârdΞ = ds sin Ξ, donc
d
ds=
â
âr
dr
ds+
â
âΞ
dΞ
ds=
â
ârcos Ξ â â
âΞ
sin Ξ
r(2.31)
LâĂ©quation de transfert en coordonnĂ©es sphĂ©riques sâĂ©crit donc
âIÎœâr
cos Ξ â âIÎœrâΞ
sin Ξ = Ï(jÎœ â ÎșÎœIÎœ) (2.32)
Une Ă©quation similaire peut ĂȘtre Ă©crite pour I =â«
Μ IΜdΜ.
r
dr
-d
I(r+dr,
I(r,
-r d
Ï
Ï
Ï)Ï
+ d Ï
Ï+ Ï d Ï)sd
Fig. 2.7 â
45
QUESTION :Multiplier lâĂ©quation 2.32 par cos Ξ et lâintĂ©grersur dΩ, montrer que lâon obtient
dPrad
dr+
1
r(3Prad â u) +
ÏÎșF
c= 0 (2.33)
2.5 LâĂ©quation de transfert dans les intĂ©rieurs
stellaires
Dans les intĂ©rieurs stellaires, localement, lâĂ©quilibre thermodynamique estrĂ©alisĂ©. Cette hypothĂšse dâE.T.L. (Ă©quilibre thermodynamique local) est cor-rect pour autant que lâon puisse associer une valeur unique de la tempĂ©ratureĂ une rĂ©gion. Dans cette rĂ©gion lâon est alors proche de lâĂ©quilibre thermique.Quelle est la taille de cette rĂ©gion ? On peut parler dâĂ©quilibre thermody-namique local si la taille de cette rĂ©gion est beuacoup plus grande que lelibre parcours moyen dâun photon. Dans ce cas le photon durant son tempsde vol ne âverraâ quasiment aucun changement de la tempĂ©rature et lâhypo-thĂšse dâĂ©quilibre thermique sera localement vĂ©rifiĂ©e. Que vaut le gradient detempĂ©rature moyen dans une Ă©toile (ordre de grandeur) ?Le gradient moyen de tempĂ©rature dans une Ă©toile est trĂšs faible.
dT
drâ TcRâ 107K
7 1010cm⌠10â4 K
cm(2.34)
Que vaut le libre parcours moyen dâun photon ? Dans les intĂ©rieurs stellaireson a gĂ©nĂ©ralement que le libre parcours moyen des photons est trĂ©s court.Pour Ï =< Ïâ >= 1.4 g cmâ3 et Îș = 1â 10 cm2 gâ1
l â 1
ÎșÏ⌠0.01â 1 cm (2.35)
Sur un libre parcours moyen de photon, il y a donc peu de variation detempĂ©rature. Le rayonnement peut ĂȘtre localement dĂ©crit par la loi de Planck,IÎœ = BÎœ(T ) Notons quâil ne sâagit que dâun Ă©quilibre thermodynamique local.Sâil Ă©tait gĂ©nĂ©ralisĂ© dans toute lâĂ©toile, il nây aurait pas de flux Ă lâintĂ©rieurdes Ă©toiles. Le flux est dĂ» aux Ă©carts Ă lâisotropie. Montrons que le degrĂ©dâanisotropie dans les intĂ©rieurs stellaires est trĂšs faible. DĂ©veloppons I enune sĂ©rie de puissance de cos Ξ
I(Ξ) = I0 + I1 cos Ξ + I2 cos2 Ξ + ... (2.36)
46
avec I0 la composante isotrope. Considérons une région interne suffisammentpetite pour que les effets de courbure soient négligeables ds = dr/ cos Ξ,
dI
ds= jÏâ ÎșÏI =â dI
drcos Ξ = Ï(j â ÎșI) (2.37)
QUESTION :Montrer par rĂ©currence quedInâ1
dr= âÎșÏIn, pour n > 0 (2.38)
LâĂ©quation ciâdessus implique queInâ1
R⌠ÎșÏIn â
InInâ1
â 1
ÎșÏRâ 10â10. (2.39)
La sĂ©rie converge trĂšs rapidement, avec une prĂ©cision de 10â20, on peutprendre
I = I0 + I1 cos Ξ. (2.40)
On ne peut se limiter Ă I0 sinon il nây aurait aucun flux.
QUESTION :A partir de lâexpression de I ciâdessus, calculer ladensitĂ© dâĂ©nergie associĂ©e au rayonnement, le flux et la pressionde rayonnement.
La pression de rayonnement et la densitĂ© dâĂ©nergie ne sont fonctions quede I0 (aux termes en I2 prĂšs). Le flux dĂ©pend de I1. Dans les intĂ©rieursstellaires, le flux est une quantitĂ© trĂšs faible par rapport au contenu thermiqueF/(uc) << 1. Si nous reprenons lâĂq. (2.33) avec les hypothĂšses ciâdessus, ilreste
dPrad
dr= âÏÎșF
c(2.41)
Dans lâintĂ©rieur lâapproximation du corps noir est valable et lâon a Prad =13aT 4, on peut donc Ă©crire
Frad =Lr
4Ïr2= â4acT 3
3ÎșÏ
dT
dr= âCrad
dT
dr(2.42)
avec Crad = 4acT 3
3ÎșÏ, la conductivitĂ© radiative. Plus lâopacitĂ© est grande, plus
la conductivitĂ© est faible, elle est proportionnelle Ă T 3 et au libre parcoursmoyen. Il nây a pas de flux si le gradient de tempĂ©rature est nul. LâĂ©quation(2.42) est lâĂ©quation de transfert radiatif dans les intĂ©rieurs stellaires. Il sâagitdâune Ă©quation essentielle pour la structure interne des Ă©toiles.
47
2.6 LâopacitĂ© moyenne
Partons de lâĂ©quation de transfert radiatif et supposons l.âE.T.L. rĂ©alisĂ©
dPrad(λ)
dr= âÎșλÏFλ
c=â Fλ = â 4Ï
3ÏÎșλ
dBλ(T )
dr(2.43)
Puisque, lorsque lâE.T.L. est rĂ©alisĂ©
Prad(λ) =4ÏBλ(T )
3c(2.44)
Cherchons la maniĂšre de calculer Îș telle que la mĂȘme Ă©quation puisse ĂȘtreĂ©crite entre les grandeurs âbolomĂ©triquesâ, i.e.
dPrad
dr= âÎșÏF
c=â F = â 4Ï
3ÏÎș
dB(T )
dr(2.45)
Partons de lâĂ©quation monochromatique et intĂ©gronsâla sur les longueursdâonde
F =â«
λFλdλ = â4Ï
3Ï
â«
λ
1
Îșλ
dBλ(T )
drdλ (2.46)
Si nous dĂ©finissons Îș tel que
1
Îș
dB(T )
dr=â«
λ
1
Îșλ
dBλ(T )
drdλ (2.47)
alors lâĂ©quation impliquant les valeurs intĂ©grĂ©es sur les frĂ©quences aura lamĂȘme forme que lâĂ©quation impliquant les grandeurs monochromatiques.Comme B et Bλ sont fonctions de r via T
1
Îș
dB(T )
dT
dT
dr=â«
λ
1
Îșλ
dBλ(T )
dT
dT
drdλ (2.48)
1
Îș
dB(T )
dT=â«
λ
1
Îșλ
dBλ(T )
dTdλ (2.49)
LâĂ©quation ciâdessus dĂ©finit lâopacitĂ© moyenne de Rosseland utilisĂ©e dans lesintĂ©rieurs stellaires.
Remarque
48
Fig. 2.8 â OpacitĂ© moyenne de Rosseland en surface pour diffĂ©rents typesspectraux.
Les tables dâopacitĂ© donnent en gĂ©nĂ©ral la moyenne de Rosseland pourlâopacitĂ© totale (voir chapitre 3) : (bound+bound)+(boundâfree) + (freeâfree) Ă (facteur corrigeant de lâĂ©mission induite).
La moyenne de Rosseland pour lâabsorption bf (bound-free) seule est (cf.Schwarzschild, 1958) :
Îșbf â K0Ï Tâ3.5 (2.50)
avec K0 = 4.34 · 1025 Z(1 + X)gbf
toĂč gbf est une moyenne du facteur de
Gaunt (voisin de 1) et t est le facteur dit de guillotine, destinĂ© Ă corriger lasurestimation du nombre dâĂ©lectrons liĂ©s aux basses tempĂ©ratures (t â 10),X est la fraction de masse de lâhydrogĂšne, Z est la fraction de masse desĂ©lĂ©ments lourds (cf chapitre 4).
La moyenne de Rosseland pour lâabsorption ff (free-free) seule est (cf.Schwarzschild, 1958)
Îșff â K0 Ï Tâ3.5 (2.51)
avec iciK0 = 3.68 · 1022gff (1 +X) (X + Y ) (2.52)
49
oĂč Y est la fraction de masse de lâhĂ©lium. On note que la dĂ©pendance en Ï etT est globalement la mĂȘme pour les processus ff et bf. Toutefois, le coefficientK0 est beaucoup plus grand pour le processus bf. Celui-ci dominera dans lesĂ©toiles de Population I, tandis que dans les Ă©toiles de Population II, oĂč Z esttrĂšs faible, lâabsorption free-free peut dominer.
2.7 La relation masseâluminositĂ©
LâĂ©quation de transfert radiatif permet de trouver la relation entre lamasse et la luminositĂ© des Ă©toiles, partons de lâĂ©quation
dPrad
dr= âÎșÏF
c(2.53)
En utilisant Prad = 13aT 4 et Fr = Lr
4Ïr2, et en approximant dT 4
drâ âT 4
c
R, Lr ⌠L,
r ⌠R/2, on trouve
1
3aT 4c
R=ÎșÏ
c
L
ÏR2=â L =
Ïac
3
RT 4c
ÎșÏ(2.54)
QUESTION :Montrer que
Tc âŒÂ”mH
k
GM
R(2.55)
en utilisant lâĂ©quation dâĂ©quilibre hydrostatique dPdr
= âÏg, lâĂ©qua-tion dâĂ©tat des gaz parfaits P = k
”mHÏT et en prenant pour Ï la
densitĂ© moyenne Ï = 3M4ÏR3 , avec ” le poids molĂ©culaire moyen
(voir chapitre 4) et mH la masse dâun proton.
En utilisant ce dernier résultat, on montre facilement que
L = 4ac(GmH
k
)4 ”4M3
Îș(2.56)
Il sâagit de la relation masseâluminositĂ© cherchĂ©e. Remarquons les pointssuivants :
1. En fait L âMα avec un α moyen Ă©gal Ă 3, α varie selon le domaine demasse considĂ©rĂ©.
50
2. Par unitĂ© de masse, une Ă©toile de grande masse Ă©met beaucoup plusdâĂ©nergie quâune Ă©toile de type solaire. Ceci a des consĂ©quences impor-tantes. Le temps de vie des Ă©toiles massives est plus court que celuides Ă©toiles de petites masses. Ce sont les Ă©toiles massives qui sont lesprincipaux agents de la nuclĂ©osynthĂšse stellaire.
3. A masse Ă©gale, une Ă©toile dâhĂ©lium sera beaucoup plus lumineuse quâuneĂ©toile de composition standard.
4. Plus le milieu est opaque, plus la luminosité est faible.
5. Cette relation est indĂ©pendante du mĂ©canisme de production dâĂ©nergie
2.8 AtmosphĂšre grise en Ă©quilibre radiatif
Nous allons calculer la variation de tempĂ©rature en fonction de la profon-deur optique Ï dans le cadre des hypothĂšses suivantes :
1. AtmosphĂšre plane parallĂšle (cf Fig. 2.9). Dans le cas du Soleil, lâat-mosphĂšre a une Ă©paisseur de 200 Ă 400 km, ce qui est trĂšs petit encomparaison du rayon solaire. Cette hypothĂšse est donc applicable.
2. Nous ferons lâhypothĂšse dâE.T.L., a chaque profondeur il est possibledâassocier une seule tempĂ©rature T (z) ainsi quâun fonction source SÎœdĂ©finie par SÎœ ⥠jÎœ
ÎșÎœ= BÎœ(T ).
3. Nous supposerons que lâĂ©quilibre radiatif est rĂ©alisĂ©
4. Nous ferons par ailleurs lâhypothĂšse que lâopacitĂ© ne dĂ©pend pas de lafrĂ©quence (cas gris). Il sâagit dâune simplification peu justifiĂ©e mais quidonne une premiĂšre approximation. On parle dans ce cas dâatmosphĂšregrise.
LâĂ©quationdPrad
dr= âÎșÏF
c(2.57)
devient, en posant dz = âdr et en dĂ©finissant Ï la profondeur optique pardÏ âĄ ÎșÏdz,
dPrad
dÏ=F
c(2.58)
IntĂ©grons entre 0 et Ï lâĂ©quation ciâdessus, en faisant lâhypothĂšse que F nedĂ©pend pas de Ï (nous supposons donc le flux constant dans lâatmosphĂšre,
51
Z
Z
Ï
0
Fig. 2.9 â
ce qui est vrai si la surface ne change pas en fonction du temps et sâil nây apas production dâĂ©nergie. Ce flux constant peut sâĂ©crire F = ÏT 4
eff3),
Prad(Ï)â Prad(0) =F
cÏ (2.59)
1
3aT 4(Ï)â 1
3aT 4(0) =
ÏT 4eff
cÏ (2.60)
dâoĂč lâon tire que
T 4(Ï) =3
4T 4
eff [Ï + q] (2.61)
en utilisant le fait que Ï = ca4
et en définissant q ⥠43T 4(0)T 4eff
.
QUESTION 31 :Montrer que q est Ă©gal Ă cPrad(0)F
.
QUESTION 32 : Montrer que dans le cas simplifiĂ© oĂč lâintensitĂ©sortante est constante et lâintensitĂ© entrante nulle (approximationdâEddington) q = 2/3.
3Comment peut-on dire que le flux est constant alors que dans lâintĂ©rieur la tempĂ©raturevarie et donc F = ÏT 4 varie ? En rĂ©alitĂ©, lorsque lâon Ă©crit F = ÏT 4 on Ă©crit le flux sortant.Pour avoir le flux net, il faut soustraire le flux entrant. Câest le flux net dont on dit quâilest constant. La tempĂ©rature effective est dĂ©finie par lâĂ©galitĂ© F = ÏT 4
eff.
52
Dans le cas oĂč lâon fait lâapproximation dâEddington, on obtient alors
T 4(Ï) =3
4T 4
eff
[
Ï +2
3
]
(2.62)
Si Ï = 0, T (0) = 0.841Teff , si Ï = 2/3, T (2/3) = Teff .
2.9 Intensité sortante
Dans le cas dâune atmosphĂšre planeâparallĂšle (cf Fig. 2.9), lâĂ©quation detransfert sâĂ©crit
dIÎœds
= jÎœÏâ ÎșÎœÏIÎœ =â â cos ΞdIÎœdz
= jÎœÏâ ÎșÎœÏIÎœ (2.63)
puisque ds = âdz/ cos Ξ. Posons ” = cos Ξ et dÏÎœ = ÎșÎœÏdz, on obtient alors
”dIÎœdÏÎœ
= â jÎœÎșÎœ
+ IÎœ = IÎœ â SÎœ (2.64)
La solution de lâĂ©quation rĂ©duite
”dIÎœdÏÎœ
= IΜ (2.65)
est IÎœ = CeÏÎœ/”.
QUESTION :Montrer que
C(ÏÎœ) = ââ« ÏÎœ
Ï1Îœ
SÎœeâtâČ/”dtâČ
”+ IÎœ(Ï1Îœ)e
âÏ1Îœ/”. (2.66)
Donc lâintensitĂ© IÎœ(ÏÎœ , ”) sâĂ©crit
IÎœ(ÏÎœ , ”) =
[
ââ« ÏÎœ
Ï1Îœ
SÎœeâtâČ/”dtâČ
”+ IÎœ(Ï1Îœ)e
âÏ1Îœ/”
]
exp ÏÎœ/”. (2.67)
De cette équation4, on tire que, en posant ” = 1
IÎœ(ÏÎœ , 1) = ââ« ÏÎœ
Ï1Îœ
SÎœeÏÎœâtâČdtâČ + IÎœ(Ï1Îœ)e
ÏÎœâÏ1Îœ . (2.68)
4Si le milieu nâest ni Ă©metteur, ni absorbant j = 0, Îș = 0, alors I = constante. Onretrouve bien dans ce cas le fait que I reste constant.
53
Supposons un milieu homogĂšne avec une fonction source et une opacitĂ©constante, omettons lâindice Îœ. Voyons ce que devient lâintensitĂ© Ă©mergeante(en Ï =0)
I(0) = I(Ï1Îœ)eâÏ1Îœ + S(1â eâÏ1Îœ ),
Si le milieu est optiquement mince alors Ï1Îœ << 1 et eÏ1Îœ â 1 + Ï1Îœ .
I(0) â I(Ï1Îœ)(1â Ï1Îœ) + S(1â 1 + Ï1Îœ) = (S â I(Ï1Îœ))Ï1Îœ + I(Ï1Îœ),
le rayonnement sortant est plus grand ou plus petit que I(Ï1Îœ) selon que Sest plus grand ou plus petit que I(Ï1Îœ). Si I(Ï1Îœ) = 0, on a I(0) = SÏ1Îœ
5.Dans le cas optiquement Ă©pais Ï1Îœ >> 1, on a que eâÏ1Îœ â 0 et I(0) = S,
lâintensitĂ© Ă©mergeante est Ă©gale Ă la fonction source (câest dâailleurs pour celaquâon lâappelle la fonction source).
QUESTION :Dessiner lâallure gĂ©nĂ©rale de I(0) en fonction deÏ .
Repartons de lâEq. (2.67). A un niveau ÏÎœ , lâintensitĂ© est pour Ï1Îœ >> 1(limite infĂ©rieure dâintĂ©gration trĂšs grande)
IÎœ(ÏÎœ , ”) =â« â
ÏÎœSÎœ(tÎœ)e
ÏÎœâtâČ
”dtâČ
”(2.69)
Au bord extérieur, on a donc
IÎœ(0, ”) =â« â
0SΜ(t
âČ)eâtâČ
”dtâČ
”(2.70)
LâintensitĂ© Ă©mergeante est Ă©gale Ă la somme des contributions des fonctionssources des niveaux infĂ©rieurs rĂ©duites par un facteur dâabsorption. Pourcalculer lâintensitĂ© Ă©mergeante, il faut connaĂźtre SÎœ(ÏÎœ) et donc la façon dontla tempĂ©rature, la pression, la composition chimique varient avec ÏÎœ .
Dans le cas dâune raie dâabsorption (cf chapitre 3), le rayonnement ducontinu provient de couches ayant une profondeur optique plus grande que lerayonnement provenant du centre de la raie, comme le montre la Fig. 2.13.
5La profondeur optique nâest rien dâautre que le nombre de libres parcours moyens duphoton le long de lâĂ©paisseur du milieu dâoĂč provient le rayonnement. Le rayonnementdâune Ă©toile provient dâune rĂ©gion Ă©paisse dâenviron un libre parcours moyen, câest-Ă -diredâune profondeur optique Ă©gal Ă 1.
54
Fig. 2.10 â Principe de formation dâun spectre en Ă©mission.
Fig. 2.11 â Exemple de spectre en Ă©mission.
55
Fig. 2.12 â Principe de formation dâun spectre en absorption.
Fig. 2.13 â Variation de la fonction source et de la profondeur optique Ă diffĂ©rentes longueurs dâondes le long du profil dâune raie en absorption.
56
Fig. 2.14 â LumiĂšre dâun Quasi Stellar Object (QSO) absorbĂ© par un nuagede matiĂšre sur la ligne de visĂ©e.
Fig. 2.15 â Spectre du Soleil.
57
Fig. 2.16 â NĂ©buleuse sombre et lumiĂšre rĂ©flĂ©chie.
2.10 Lâassombrissement centreâbord
Le flux du Soleil est Ă©videmment le mĂȘme en chaque point (cela ne seraitpas le cas si le Soleil tournait trĂ©s rapidement sur luiâmĂȘme). Cependant pourun observateur distant, lâangle Ξ varie sur la surface du disque (cf. Fig. 2.17)Au centre du disque ” = 1, au bord ” = 0. Calculons IÎœ(0, ”) dans le casgris et sous lâhypothĂšse dâE.T.L., i.e. S = j/Îș = B(T ) = ÏT 4/Ï. Par ailleursnous avons vu que T 4 = 3
4T 4
eff(Ï + 23). Donc S = 3F
4Ï(Ï + 2
3).
I(0, ”) =3F
4Ï
â« â
0(tâČ +
2
3)eât
âČ/”dtâČ
”(2.71)
QUESTION :Montrer que I(0, ”) = 3F4Ï
(”+ 23).
On obtient donc queI(0, ”)
I(0, 1)= 0.6”+ 0.4 (2.72)
Il sâagit de la loi dâassombrissement centreâbord. Elle est assez bien vĂ©rifiĂ©epour le Soleil dans le visible. Ceci est dĂ» au fait que la principale source
58
Ï
Ï=0
Ï = Ï/2
Fig. 2.17 â
dâopacitĂ© est due aux ions nĂ©gatifs de lâhydrogĂšne dont lâopacitĂ© varie peuavec la frĂ©quence (voir ciâdessous). Lâassombrissement centreâbord devient engĂ©nĂ©ral plus fort lorsque la frĂ©quence augmente. Lâobservation de I(0, ”) peutnous renseigner sur la relation T (ÏÎœ). La rĂ©solution de lâĂ©quation intĂ©grale deI(0, ”) fournit ce quâon appelle le modĂšle dâatmosphĂšre solaire empirique .
2.11 Le modĂšle dâatmosphĂšre solaire empirique
(en lecture)
Dans le cas du Soleil, il est possible de dĂ©terminer la variation de la tempĂ©-rature en fonction de la profondeur optique de maniĂšre empirique, en utilisantlâapproximation dâEddington-Barbier. DĂ©veloppons la fonction source S(Ïλ)autour du point Ï âλ
S(Ïλ) = S(Ï âλ) + (Ïλ â Ï âλ)dS
dÏλ|Ïâ
λ+ 1/2(Ïλ â Ï âλ)2d
2S
dÏ 2λ
|Ïâλ
+ ...
Portons cette expression dans Iλ(0, cos Ξ) =â«â0 Sλ(t, cos Ξ)eât/ cos Ξdt/ cos Ξ.
On obtient lâexpression suivante pour lâintensitĂ©
Iλ(0, Ξ) = Sλ(Ïâλ) + (cos Ξ â Ï âλ)
dS
dÏλ|Ïâ
λ+ 1/2(cos2 Ξ + (cos Ξ â Ï âλ))
d2S
dÏ 2λ
|Ïâλ
+ ...
Si lâon choisit Ï âλ = cos Ξ, le deuxiĂšme terme sâannulle et le troisiĂšme termese trouve minimisĂ©, si bien quâen assez bonne approximation :
Iλ(0, Ξ) â Sλ(Ïλ = cos Ξ)
59
Cette expression nous dit que la mesure de Iλ(0, Ξ) nous permet de connaßtreSλ à différentes profondeurs optiques. Or le Soleil est la seule étoile pourlaquelle on possÚde des observations trÚs précises
â a) de lâintensitĂ© continue absolue au centre du disque en fonction de λdans un trĂšs grand domaine de longueurs dâonde.
â b) de la variation du centre au bord du disque de cette mĂȘme intensitĂ©continue en fonction de la longueur dâonde.
La relation approchĂ©e ci-dessus signifie quâau centre du disque (Ξ = 0) nousrecevons de lâinformation de couches profondes, Icentre = Sλ(Ïλ = 1), alorsque le bord (Ξ = 900), nous renseigne sur des couches beaucoup plus Ă©levĂ©es,Ibord = Sλ(Ïλ = 0).
Dans le cas oĂč lâĂ©quilibre thermodynamique local (ETL) est rĂ©alisĂ© (cequi en gĂ©nĂ©ral est le cas dans la photosphĂšre solaire), la fonction source estla fonction de Planck,
S(Ïλ) = B(Ïλ) =2hc2
λ5
1
ehc
λkT â 1
oĂč T est la tempĂ©rature Ă la profondeur optique Ïλ. Lâassombrissement ob-servĂ© du centre au bord du Soleil nous renseigne donc sur la diminution detempĂ©rature depuis les couches profondes jusquâaux couches les plus Ă©levĂ©es.
2.12 LâopacitĂ© due Ă lâion Hâ
Lâion Hâ est trĂšs fragile (Iion = 0.754 eV) et ne possĂšde quâun seul Ă©tatstable. Dans une atmosphĂšre semblable Ă celle du Soleil, lâhydrogĂšne nâestpratiquement pas ionisĂ© et les Ă©lectrons libres qui permettent de former lâionHâ proviennent en majeure partie de lâionisation des âmĂ©tauxâ (Mg, Si, Fe).
MĂȘme si le rapport N(Hâ)/N(H0), calculĂ© par la loi de Saha, est trĂšsfaible dans le Soleil, ⌠10â8 Ă une tempĂ©rature de 5000 K, la contribution deHâ Ă lâopacitĂ© continue dans le visible dĂ©passe de beaucoup la contributionde lâhydrogĂšne.
La section efficace des transitions b-f de lâion Hâ passe par un maximumaux environs de 8000 Ă , et diminue de part et dâautre de cette longueurdâonde pour atteindre une valeur nulle Ă 16450 Ă 6. Au delĂ de 16450 Ă , les
6Câest Ă 16450 Ă , que lâopacitĂ© est la plus faible. Câest Ă cette longueur dâonde que
60
transitions f-f prennent le relais (leur section efficace est proportionnelle à λ2).
LâhydrogĂšne et lâion Hâ sont les principales sources dâopacitĂ© continuedans le visible. Dans dâautres domaines de longueurs dâonde, dâautres sourcesdâopacitĂ© peuvent ĂȘtre dominantes. Par exemple pour λ †2600 Ă , lâopacitĂ©est essentiellement due aux mĂ©taux, C, Si, Mg, Fe, Ni, Al, Ca ...
2.13 Note sur la fonction source
Pour pouvoir calculer le spectre Ă©mergeant, il faut connaĂźtre la fonctionsource, i.e. le rapport entre le coefficient dâĂ©mission et le coefficient dâabsorp-tion de la matiĂšre. A lâĂ©quilibre thermodynamique local (en gĂ©nĂ©ral valabledans lâatmosphĂšre solaire), elle est donnĂ©e par la loi de Planck. (LâhypothĂšsedâETL est gĂ©nĂ©ralement satisfaite lorsque le nombre de transitions induitespar les collisions est beaucoup plus grand que le nombre de transitions in-duites par le rayonnement). Si lâETL nâest pas applicable, câest-Ă -dire si lescollisions ne sont pas suffisamment nombreuses et efficaces, la fonction sourcesâĂ©crit de façon formelle,
Sλ =NuAul
NlBlu âNuBul
oĂč les Aul, Blu et Bul sont les coefficients dâEinstein, Nu, Nl sont les nombresdâĂ©lectrons dans les niveaux supĂ©rieurs, respectivement infĂ©rieurs. Ce rapportreprĂ©sente exactement le rapport de ce qui est Ă©mis Ă ce qui est absorbĂ© (leterme NuBul reprĂ©sente les Ă©missions stimulĂ©es par la radiation) ;
Notons que lâĂ©mission stimulĂ©e intervient au dĂ©nominateur de la fonctionsource bien quâil sâagisse dâune Ă©mission. En effet si lâon se reporte Ă lâĂ©quationde transfert
dIλds
= âÎșλÏIλ + jλÏ
le premier terme Ă droite du signe Ă©gal, qui est le dĂ©nominateur de la fonc-tion source, dĂ©crit toutes les interactions entre la matiĂšre et le rayonnementque ces interactions aient pour rĂ©sultat dâĂ©mettre ou dâabsorber du rayonne-ment. Le second terme dĂ©crit lâĂ©missivitĂ© de la matiĂšre indĂ©pendamment durayonnement.
lâon voit le plus profondĂ©ment dans le Soleil. Dans lâUV et lâIR, on observe des couchesbeaucoup plus Ă©levĂ©es de lâatmosphĂšre solaire, dâautant plus Ă©levĂ©e que λ est petit danslâUV et grand dans lâIR.
61
En non-ETL, les populations des niveaux doivent ĂȘtre calculĂ©s en tenantcompte de tous les processus dĂ©taillĂ©s tant collisionnels que radiatifs ; lâin-tensitĂ© de la radiation Ă une longueur dâonde λ, que lâon dĂ©sire calculer, in-tervient donc directement dans les processus dâexcitation et de dĂ©sexcitationdes niveaux.
Dans la photosphĂšre solaire, on peut montrer empiriquement que, dansla plupart des cas, lâhypothĂšse de lâETL donne de trĂšs bons rĂ©sultats. Pource faire on compare les rĂ©sultats dâabondance obtenus Ă partir de raies dediffĂ©rents potentiels dâexcitation dâun Ă©lĂ©ment donnĂ©, tant neutre quâionisĂ©.
2.14 Transfert dâĂ©nergie convective
Nous avons vu que le flux radiatif est proportionnel au gradient de tem-pĂ©rature. On peut se poser la question si le gradient de tempĂ©rature peut ĂȘtreaussi grand que lâon veut. En fait, le gradient a une valeur limite supĂ©rieure,comme cela a Ă©tĂ© dĂ©montrĂ© par Karl Schwarzschild en 1906 (K. Schwarzschild1906, Goettingen Nachr, 41).
ConsidĂ©rons une cellule de matiĂšre en Ă©quilibre au niveau r0, une cel-lule assez petite pour ĂȘtre dĂ©crite par une seule valeur de la pression, de latempĂ©rature et de la densitĂ© et suffisamment grande pour quâune descriptionmacroscopique soit valable (cf Fig. 2.18). ConsidĂ©rons une petite perturba-
r + d r
r (P,T,
0
0Ï) int (P, T,Ï) ext
g
Fig. 2.18 â
62
tion au voisinage du niveau dâĂ©quilibre r0. En absence de rotation et dâeffetsde viscositĂ© importants
Ïintd2r
dt2+ g(Ïint â Ïext) = 0 (2.73)
Ïint(r) â Ïint(r0) +dÏint
dr(r â r0) (2.74)
Ïext(r) â Ïext(r0) +dÏext
dr(r â r0) (2.75)
Si Ïint(r0) = Ïext(r0)
Ïintd2r
dt2+ g
(
dÏint
drâ dÏext
dr
)
(r â r0) â 0. (2.76)
Il sâagit dâune Ă©quation dont la solution est un mouvement harmonique (sansfrottement)
r â r0 = AeiNt avec N2 =g
Ï
(
dÏint
drâ dÏext
dr
)
(2.77)
le carrĂ© de la frĂ©quence de BruntâVĂ€isĂ€lĂ€. Si
dÏint
dr>
dÏext
dr(2.78)
le milieu est stable visâĂ âvis de la convection, N est rĂ©el, le mouvementoscillatoire est nonâamplifiĂ©. Il sâagit dâune condition nĂ©cessaire et suffisantepour que le milieu soit stable. En effet si
dÏint
dr<
dÏext
dr(2.79)
alors N = âiâ
gÏ
(dÏext
drâ dÏint
dr
)
, le signe moins indiquant un mouvement vers
lâextĂ©rieur. Dans ce cas la cellule sâĂ©carte de plus en plus de sa positiondâĂ©quilibre, le milieu est instable visâĂ âvis de la convection. La cellule moinsdense que le milieu environnant poursuit son dĂ©placement.
Lorsque le milieu est convectivement instable, comment la convectiontransporte-t-elle lâĂ©nergie ? La cellule qui monte est plus chaude que le milieuenvironnant. Comme la cellule est plus chaude, au moment oĂč la cellule sedissout dans le milieu environnant, de la chaleur est transfĂ©rĂ©e au milieu.A lâinverse lorsquâune cellule descend dans lâĂ©toile, elle aura pour effet derefroidir le milieu environnant, le bilan net est donc un flux dâĂ©nergie delâintĂ©rieur vers lâextĂ©rieur.
63
2.14.1 Note sur les transformations adiabatiques
Dans le cas dâune transformation adiabatique affectant un gaz parfait onmontre que
pV Îł = constante. (2.80)
TV Îłâ1 = constante. (2.81)
T Îł
pÎłâ1= constante. (2.82)
avec Îł = Cp/CV .
DEMONSTRATION
Soit un systĂšme thermodynamique qui peut ĂȘtre dĂ©crit Ă lâĂ©quilibre partrois coordonnĂ©es p, V , T liĂ©es par une Ă©quation dâĂ©tat f(p, V, T ) = 0.
Soit une mole de matiĂšre subissant une transformation infinitĂ©simale aucours de laquelle la quantitĂ© de chaleur ÎŽQ est Ă©changĂ©e avec lâextĂ©rieur alorsmĂȘme que les coordonnĂ©es thermodynamiques varient de dp, dV , dT , ÎŽQ peutalors ĂȘtre exprimĂ©e de trois façons diffĂ©rentes, suivant le choix du couple decoordonnĂ©es indĂ©pendantes :
ÎŽQ = CvdT + ldV (2.83)
ÎŽQ = CpdT + hdp (2.84)
ΎQ = λdp+ ”dV (2.85)
Cv et Cp sont appelés les chaleurs spécifiques molaires, respectivement à volume constant et à pression constante.
QUESTION : En partant de
dp =âp
âV|T dV +
âp
âT|V dT (2.86)
dV =âV
âp|T dp+
âV
âT|p dT (2.87)
dT =âT
âp|V dp+
âT
âV|p dV (2.88)
montrer queâp
âV|T= â âp
âT|V
âT
âV|p (2.89)
64
et queâp
âV|TâV
âp|V = 1 (2.90)
QUESTION : Montrer que
h = â(Cp â Cv)(
âT
âp
)
v
(2.91)
l = (Cp â Cv)(
âT
âV
)
p
(2.92)
λ = Cv
(
âT
âp
)
v
(2.93)
” = Cp
(
âT
âV
)
p
(2.94)
Dans le cas dâun gaz parfait (pV = RT , avec R = N0k, N0 Ă©tant le nombredâAvogadro), on a
h = â(Cp â Cv)V
R(2.95)
l = (Cp â Cv)p
R(2.96)
λ = CvV
R(2.97)
” = Cpp
R(2.98)
Dans le cas dâune transformation adiabatique infinitĂ©simale
CvdT + ldV = 0 (2.99)
CpdT + hdp = 0 (2.100)
λdp+ ”dV = 0 (2.101)
Les deux premiĂšres Ă©quations conduisent Ă
dp
dV=CpCV· lh
(2.102)
65
Pour un gaz parfait l/h = âp/V , en posant Îł = Cp/CV , on obtient
dp
p= âÎłdV
V. (2.103)
Si de plus la transformation adiabatique est rĂ©versible, les coordonnĂ©es ther-modynamiques restent toujours dĂ©finies et on peut intĂ©grer lâĂ©quation diffĂ©-rentielle ciâdessus. La solution peut se mettre sous la forme
pV Îł = constante. (2.104)
En tenant compte de lâĂ©quation dâĂ©tat du gaz parfait, on peut Ă©crire
TV Îłâ1 = constante. (2.105)
T Îł
pÎłâ1= constante. (2.106)
2.14.2 La convection adiabatique
Si en montant la cellule ne perd pas de chaleur (vrai dans les intĂ©rieursstellaires, enâdessous de la zone dâionisation de lâhĂ©lium) alors la relationdâadiabaticitĂ© sâapplique
Pint = CÏÎłint (2.107)
Si la vitesse de convection est infĂ©rieure Ă la vitesse du son, lâĂ©quilibre depression est rĂ©alisĂ© Ă chaque instant, donc Pint = Pext. Exprimons la conditionde stabilitĂ©
dÏint
dr>
dÏext
dr=â 1
Îł
1
P
dP
dr>
1
Ï
dÏ
dr(2.108)
On peut omettre lâindice, car au voisinage de r0, Ïint â Ïext. Cette conditionsâapplique aux gaz, aux liquides, aux atmosphĂšres planĂ©taires ou stellaires.ConsidĂ©rons le cas du gaz parfait, on a
1
P
dP
dr=
1
Ï
dÏ
dr+
1
T
dT
dr(2.109)
La condition de stabilitĂ© peut alors sâĂ©crire
1
Îł
1
P
dP
dr>
1
P
dP
drâ 1
T
dT
dr, (2.110)
66
1
Îł
1
P
dP
dT
dT
dr>
1
P
dP
dT
dT
drâ 1
T
dT
dr. (2.111)
Le gradient dTdr
est en gĂ©nĂ©ral nĂ©gatif dans une Ă©toile. En divisant de partet dâautre par dT
dron change le sens de lâinĂ©galitĂ©. La condition de stabilitĂ©
devient1
Îł
1
P
dP
dT<
1
P
dP
dTâ 1
T. (2.112)
oud lnT
d lnP<Îł â 1
γ⥠âad (2.113)
Lorsque le gradient de tempĂ©rature est faible (en valeur absolue), il nây a pasde convection. Cette condition de stabilitĂ© sâapplique Ă©galement dans le casdâun mĂ©lange gaz parfait et rayonnement.
Les transferts radiatif et convectif sont les principaux modes de transfertde lâĂ©nergie dans les Ă©toiles. On voit en regardant la figure 2.19 que le gradientde tempĂ©rature change de la zone radiative Ă la zone convective. La rĂ©giondu coeur est radiative, elle dĂ©signe la rĂ©gion oĂč de lâĂ©nergie est produite parles rĂ©actions nuclĂ©aires. La figure 2.20 est une coupe de lâintĂ©rieur du Soleil.
2.15 Transfert par conduction Ă©lectronique
Dans un gaz non dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, les ions de masse AmH et les Ă©lectrons demasse me ont des vitesses quadratiques moyennes (v âĄ
âv2),
vi =
(
3kT
AmH
) 12
, ve =
(
3kT
me
) 12
(2.114)
Les Ă©lectrons sont plus rapides que les ions dans un rapport (AmH/me)1/2 =
43âA. Si le gaz dâĂ©lectrons est dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, le rapport est mĂȘme encore plus
grand, car les Ă©lectrons remplissent alors des Ă©tats dâĂ©nergie Ă©levĂ©e, alors queles ions gardent la mĂȘme vitesse thermique. Il est donc physiquement correctde concevoir le gaz dâĂ©lectrons comme Ă©tant composĂ© de particules rapidespar rapport Ă gaz dâions positifs composĂ© de particules presquâĂ lâarrĂȘt
En prĂ©sence dâun gradient de tempĂ©rature, les Ă©lectrons vont en moyenneplus vites des hautes vers les basses tempĂ©ratures quâen sens inverse. Lesions vont aussi plus vites des hautes vers les basses tempĂ©ratures mais dansun rapport moins grand. La neutralitĂ© Ă©lectrique prĂ©vient le dĂ©veloppement
67
Fig. 2.19 â Variation en fonction du rayon de la tempĂ©rature (en haut) etde la densitĂ© (en bas) Ă lâintĂ©rieur du Soleil.
dâun flux net de charge, cela nâempĂȘche cependant pas un flux net dâĂ©nergie.En effet si le nombre de particules traversant une surface de la gauche vers ladroite, n+, est le mĂȘme que le nombre de particules la traversant de la droitevers la gauche, nâ, cela ne signifie pas nĂ©cessairement que le flux dâĂ©nergiesoit nul. En effet lâĂ©nergie moyenne des particules dâun cĂŽtĂ© de la surfacepeut ĂȘtre diffĂ©rente de lâĂ©nergie moyenne des particules de lâautre cĂŽtĂ© de lasurface. On a alors n+E+ 6= nâEâ.
Dans le cas du flux radiatif on avait
Frad = âCraddT
dravec Crad =
4acT 3
3ÎșÏ(2.115)
68
Fig. 2.20 â Structure interne du Soleil.
de mĂȘme, on peut Ă©crire
Fcond = âCconddT
dravec Ccond =
4acT 3
3ÎșcondÏ(2.116)
En présence des deux modes de transfert
Ftot = Frad + Fcond âĄ4acT 3
3ÎștotÏ
dT
dr(2.117)
dâoĂč1
Îștot
=1
Îșrad
+1
Îșcond
(2.118)
69
Estimons le flux conductif
Fcond â ânevldE
dr, (2.119)
avec ne le nombre dâĂ©lectrons par cm3, v la vitesse quadratique moyenne, lle libre parcours moyen et E lâĂ©nergie cinĂ©tique moyenne par Ă©lectron. Dansle cas non dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, on a E = 1
2mev
2 = 32kT , dâoĂč
Fcond â ânevl3
2kdT
dr, (2.120)
dâoĂčCcond â
3
2knevl. (2.121)
Si ni est le nombre dâions par cm3 et Ï la section efficace pour les collisionsionsâelectrons l = 1
niÏ. Pour estimer Ï, on suppose quâune collision a lieu
lorsquâun Ă©lectron sâapproche suffisamment dâun ion pour que son Ă©nergiepotentielle dans le champ Ă©lectrique de lâion soit Ă©gale Ă son Ă©nergie cinĂ©tique,
1
2mev
2 =Ze2
r0(2.122)
donc r0 = 2Ze2
mev2= 2Ze2
3kTet
Ï = Ïr20 =
4ÏZ2e4
9(kT )2(2.123)
avec ni = ÏAmH
, A Ă©tant la masse atomique moyenne, ne = 12
ÏmH
(1 +X), XĂ©tant lâabondance dâhydrogĂšne exprimĂ©e en fraction de masse. On a alors
Ccond â3
2k1
2
Ï
mH
(1 +X)
(
3kT
me
)1/21
ÏAmH
4ÏZ2e4
9(kT )2
. (2.124)
=27â
3
16Ï
k7/2
m1/2e e4
1 +X
Z2/AT 5/2 (2.125)
dâoĂč
Îșcond =4acT 3
3CcondÏâ 5000
Z2/A
(1 +X) Ï10
T1/27
[
cm2
g
]
(2.126)
70
avec T7 = T/107. MalgrĂ© la simplicitĂ© de cette dĂ©rivation, lâexpression ob-tenue est correcte Ă un facteur deux prĂ©s. La quantitĂ© Ccond augmente avecla tempĂ©rature et diminue avec Z (plus Z est Ă©levĂ© plus le libre parcoursmoyen est petit). Pour les Ă©toiles de sĂ©quence principale, lphotons >> leâ et letransfert conductif est nĂ©gligeable face au transfert radiatif.
Dans le cas dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, v est beaucoup plus grand car p = pFermi (cf chapitre5), l est aussi beaucoup plus grand, car lâĂ©lectron a de la peine Ă trouverun Ă©tat final. A T7 = 1 et Ï â„ 107 kg/dm3, on a que Ccond > Crad. DesdĂ©veloppements similaires conduiraient Ă
Îșcond = 5.12 10â3
âZiXiΞi/Ai(1 +X)2
T 27
Ï/105
[
cm2
g
]
(2.127)
avec Ξ â 0.85/Z1/3i et Xi lâabondance de lâĂ©lĂ©ment i exprimĂ© en fraction de
masse. Sauf dans des états trés denses (caractéristiques des phases avancées),on peut se limiter aux transferts radiatif et convectif.
71
Chapitre 3
Absorption et Ă©mission du
rayonnement
Dans ce chapitre nous allons Ă©tudier la forme du coefficient dâextinctionintervenant dans lâĂ©quation de transfert radiatif. Connaissant comment unĂ©lĂ©ment peut absorber le rayonnement, il est possible, en mesurant la quan-titĂ© dâĂ©nergie absorbĂ©e, de remonter Ă lâabondance de cet Ă©lĂ©ment dans lesrĂ©gions dâoĂč le rayonnement provient. Nous terminerons donc ce chapitre parquelques considĂ©rations simples sur le lien qui existe entre Ă©nergie absorbĂ©e etquantitĂ© de lâĂ©lĂ©ment absorbant ainsi que sur un bref aperçu des abondancescosmiques.
3.1 Les ondes électromagnétiques
Une onde Ă©lectrique plane, de frĂ©quence Îœ et dâamplitude E0
Îœ se propageantle long de lâaxe x sâĂ©crit
EΜ = E0
Îœei(Ïtâkx) = E0
Îœei2ÏÎœ(tâx
v), (3.1)
k = nÏ/c avec n2 = Ç«r”r oĂč ”r est la permĂ©abilitĂ© magnĂ©tique relative. Nousnâallons considĂ©rer par la suite que des milieux pour lesquels la permĂ©abilitĂ©magnĂ©tique relative ”r = 1.
Si n est rĂ©el, lâonde ne change pas dâintensitĂ©, IÎœ ⌠|EÎœ |2, câest le cas dâunmilieu diĂ©lectrique. Si le milieu non seulement rĂ©fracte lâonde, mais aussilâabsorbe (milieu conducteur), n est complexe et nous lâĂ©crivons
72
n = nâ inâČ, (3.2)
Lâonde est amortie
EΜ = E0
Îœeâ2ÏÎœ nâČx
c e2ÏiÎœ(tânxc
). (3.3)
La vitesse de phase est c/n (n : partie rĂ©elle). Lâamplitude est dĂ©croissanteet lâintensitĂ© de lâonde varie comme
IΜ = I0Μe
â4ÏÎœ nâČxc . (3.4)
En comparant les Ă©quations (2.2) et (3.4), on trouve que
ÎșÎœÏ =4ÏÎœnâČ
c. (3.5)
On dĂ©finit souvent ÎșâČÎœ ⥠ÎșÎœÏ, on a donc
ÎșâČÎœ =4ÏÎœnâČ
c=
2ÏnâČ
c, (3.6)
avec Ï = 2ÏÎœ.
3.2 Absorption par un oscillateur harmonique
Le modĂšle le plus simple dĂ©crivant lâinteraction du rayonnemenent et desatomes est celui de lâoscillateur harmonique. Lâatome est considĂ©rĂ© comme undipĂŽle oscillant sous lâeffet dâun champ de rayonnement. Les thĂ©ories quan-tiques ont Ă©tendu cette description quâil nous faut rappeler ici.
ConsidĂ©rons lâatome comme formĂ© dâun Ă©lectron e liĂ© Ă un centre de force(noyau). Sous lâeffet du champ EÎœ , lâĂ©lectron oscille retenu par une force derappel mekx. LâĂ©quation du mouvement du dipĂŽle oscillant est
mex = âmeÎłxïžž ïž·ïž· ïžž
force de freinage
â mekxïžž ïž·ïž· ïžž
force de rappel
+ eE0Ïe
iÏt
ïžž ïž·ïž· ïžž
force exterieure
(3.7)
La fréquence propre (sans freinage, ni force extérieure) est
Ï20 = k avec Ï0 = 2Ï Îœ0. (3.8)
On ax+ Îłx+ Ï2
0x =e
me
E0Ï e
iÏt. (3.9)
73
Nous ne nous intéressons pas aux solutions transitoires et cherchons unesolution du type x = x0 e
iÏt
x0 =e
me
E0Ï
Ï20 â Ï2 + iÎłÏ
. (3.10)
La polarisation
~P = N~p = Ne~x = Ïr ~E systeme de Gauss. (3.11)
La susceptibilité devient
Ïr =Ne
Ex (3.12)
câest-Ă -dire
Ïr =Ne2
me
1
Ï20 â Ï2 + iÎłÏ
(3.13)
et la constante diĂ©lectrique relative Ç«r = 1 + 4ÏÏr
Ç«r = n2 = 1 +4Ï Ne2
me
1
(Ï20 â Ï2) + iÎłÏ
(3.14)
En identifiant les parties réelles et imaginaires, on a
n2 â nâČ2 = 1 +4Ï Ne2
me
Ï20 â Ï2
(Ï20 â Ï2)2 + Îł2 Ï2
, (3.15)
et
nnâČ =2Ï Ne2
me
ÎłÏ
(Ï20 â Ï2)2 + Îł2 Ï2
. (3.16)
HypothĂšse Dans un milieu gazeux peu dense (atmosphĂšre, milieu interstel-
laire), n â 1 et nâČ âȘ 1. Alors
nnâČ â nâČ et n2 â 1 = (nâ 1) (n+ 1) â 2(nâ 1). (3.17)
La premiĂšre des expressions ci-dessus devient alors
nâ 1 â 2Ï Ne2
me
Ï20 â Ï2
(Ï20 â Ï2)2 + Îł2Ï2
, (3.18)
74
soit
nâ 1 â Ne2
2Ïme
Îœ20 â Îœ2
(Îœ20 â Îœ2)2 + Îł2 Îœ2
4Ï2
. (3.19)
Examinons le terme dâabsorption
ÎșâČÎœ =4ÏÎœ nâČ
c, (3.20)
ÎșâČÎœ =Ï Ne2
mec
4ÎłÎœ2
4Ï2 (Îœ20 â Îœ2)2 + Îł2Îœ2
. (3.21)
Au voisinage de la rĂ©sonance, avec Îœ20 â Îœ2 â 2Îœ(Îœ0 â Îœ) on a
nâ 1 â Ne2
4ÏmeÎœ
(Îœ0 â Îœ)(Îœ0 â Îœ)2 +
(Îł4Ï
)2 (3.22)
et
ÎșâČÎœ âÏNe2
me c
Îł
4Ï2 (Îœ0 â Îœ)2 + Îł2
4
(3.23)
On rappelera que dans le systĂšme de Gauss, e2 = 23.07 · 10â20 erg · cm. Leterme Îł
4Ï2 (Îœ0âÎœ)2+ Îł2
4
est appelĂ© profile de Lorentz. Si lâon intĂšgre le profile
de Lorentz sur toutes les frĂ©quences, on obtient lâopacitĂ© totale. En posantx = 4Ï(Îœ â Îœ0)/Îł et en observant que â4ÏÎœ0/Îł ⌠ââ, on obtient
Îș =ÏNe2
me c
1
Ï
â« â
ââ
dx
1 + x2=ÏNe2
me c. (3.24)
Ce rĂ©sultat classique prĂ©dit une valeur unique de lâopacitĂ© quelle que soit latransition considĂ©rĂ©e. Ceci nâest pas surprenant puisque dans cette thĂ©orieaucune rĂ©fĂ©rence nâest faite aux diffĂ©rents niveaux entre lesquels les transi-tions Ă©lectroniques sâeffectuent. La mĂ©canique quantique montre que lâopacitĂ©en rĂ©alitĂ© peut diffĂ©rer beaucoup selon la transition considĂ©rĂ©e. Souvent onĂ©crit lâopacitĂ© due Ă une transition donnĂ©e comme
Îș =ÏNie
2
me cfij, (3.25)
oĂč fij est appelĂ© la force dâoscillateur de la transition et Ni est le nombredâoscillateurs par unitĂ© de volume capable dâabsorber un photon par la tran-sition ij. Dâune maniĂšre imagĂ©e, on peut voir fij comme un nombre effectif
75
Fig. 3.1 â Variation de ÎșâČ
Îœ et de nâ 1 autour de la frĂ©quence de rĂ©sonnance.
dâoscillateurs classiques impliquĂ©s dans la transition considĂ©rĂ©e. Ce nâest quepour les transitions les plus fortes que fij approche lâunitĂ©.
Remarques concernant lâĂ©quation 3.23
â Lorsque Îœ < Îœ0, n > 1, la vitesse de phase est infĂ©rieure Ă c. Si Îœ > Îœ0,nâ 1 < 0, n < 1. Dans ce cas la vitesse de phase est supĂ©rieure Ă c.
â n varie rapidement au voisinage de la rĂ©sonance. Dans le domaine defrĂ©quence Îœ0 â Îł/4Ï < Îœ < Îœ0 + Îł/4Ï, on peut montrer que lâindice derĂ©fraction dĂ©croĂźt quand la frĂ©quence augmente. Ceci correspond Ă ladispersion anormale. Lorsquâune augmentation de frĂ©quence correspondĂ une augmentation dâindice de rĂ©fraction, on parle de dispersion nor-male. Notons que lorsque la frĂ©quence est trĂšs Ă©loignĂ©e de la frĂ©quencede rĂ©sonance, n tend vers lâunitĂ© et la lumiĂšre se comporte comme dans
76
le vide.
â Lâabsorption dĂ©pend du nombre N dâoscillateur par unitĂ© de volume.
â Le coefficient dâabsorption ÎșâČÎœ prĂ©sente un pic symĂ©trique autour dumaximum.
Largeur Ă mi-hauteur :
ÎșâČÎœ =ÏNe2
me c
Îł
4Ï2 âÎœ2 + Îł2
4
(3.26)
Elle sâobtient pour âÎœ2 = Îł2
16Ï2 . La largeur totale sera
âÎœtot =Îł
2Ï, (3.27)
ouâλtot =
2ÏÎłc
Ï20
. (3.28)
Avec Îł = 23e2 Ï2
me c3(voir ci-dessous), on obtient
âλ =4Ï
3
e2
me c2= 1.2 · 10â4 Angstroems, (3.29)
Câest la largeur naturelle de la raie.
Largeur naturelle
Considérons le dipÎle oscillant sans force extérieure
x+ Îłx+ Ï20x = 0 (3.30)
Posons x = x0 eiαt, on a
α â Ï0 +iÎł
2(3.31)
car Îł est faible par rapport Ă Ï0. On a
x = x0 e(â Îłt
2+i Ï0t) (3.32)
Dans le systĂšme dâunitĂ©s de Gauss, le rayonnement de freinage est (voir cours
77
dâĂ©lectrodynamique) :dU
dt= â2
3
e2 x2
c3(3.33)
Calculons x et x
x = x0 eiÏ0tâ Îłt
2
(
âÏ20 â
2Îł i Ï0
2+Îł2
4
)
(3.34)
dont la partie réelle est
Re(x) = x0 eâ Îłt
2
[(
âÏ20 +
Îł2
4
)
cos Ï0t+ Îł Ï0 sin Ï0t
]
(3.35)
Avec Îł âȘ Ï0 et en moyennant sur une pĂ©riode, on a
dU
dt= â1
3
e2
c3x2
0 Ï40 e
âÎłt (3.36)
LâĂ©nergie totale U = Ecin + Epot, mais Ecin = Epot, donc
U = me x2 (3.37)
U = me x20 Ï
20 e
âÎłt sin2 Ï0t (3.38)
1/Îł est le temps pour que lâĂ©nergie du dipĂŽle dĂ©croisse dâun facteur e.
dU
dt= âÎłU. (3.39)
En remplaçant dans lâEq. (3.39), les expression pour dU/dt et U donnĂ©es parles Ă©quations (3.36) et (3.38), on trouve Îł,
Îł =2
3
e2 Ï20
c3me
â 2.5 10â22 Îœ20 [secâ1], (3.40)
oĂč nous avons utilisĂ© la valeur de la charge de lâĂ©lectron dans le systĂšme deGauss (e = 4.8 10â10 ues = 1/(2.998Ă 109) C). Dans le systĂšme MKSA on a
Îł =2
3
e2 Ï20
c3me 4ÏÇ«0, (3.41)
78
dans ce cas la charge sâexprime en C (e = 1.6 10â19 C) et la permittivitĂ© ouconstante diĂ©lectrique du vide
Ç«0 = 8.85 10â12C2Nâ1mâ2 = 8.85 10â21C2dyneâ1cmâ2.
Le temps de vie du niveau (câest-Ă -dire de lâoscillateur) est
T =1
Îłâ 10â8sec dans le domaine optique λ = 5000 Angstroems (3.42)
Cas quantique
La largeur naturelle est une propriĂ©tĂ© inhĂ©rente des raies spectrales quirĂ©sulte du principe dâincertitude. LâindĂ©termination âE de lâĂ©nergie dâunatome qui passe un temps T dans un Ă©tat est
âE =h
T(3.43)
câest-Ă -dire quâun atome dans un niveau dâĂ©nergie E0 a une Ă©nergie compriseentre E0 â h/T et E0 + h/T . Ce flou produit lâĂ©largissement naturel de laraie.
Au lieu de
ÎșâČÎœ =Ï e2N
me c
Îł
4Ï2(Îœ0 â Îœ)2 + Îł2
4
(3.44)
on a, en considĂ©rant les transitions entre deux niveaux n et nâČ (nâČ : niveauinfĂ©rieur ; n : niveau supĂ©rieur).
Îł ââ În + ÎnâČ : somme des largeurs des deux niveaux considĂ©rĂ©s.
N ââ NnâČ fnâČ,n avec fnâČ,n : force dâoscillateur. Câest le nombre effectif dâĂ©lec-trons dans lâatome qui peuvent effectuer la transition nâČ â n. Les forcesdâoscillateur sont dĂ©terminĂ©es empiriquement en laboratoire. Pour lâhydro-gĂšne, on a des expressions analytiques (formule de Kramers).
Hα f23 = 0.641
HÎČ f24 = 0.119
HÎł f25 = 0.044
79
HÎŽ f26 = 0.021
HÇ« f27 = 0.012
NnâČ : nombre dâĂ©lectrons dans le niveau infĂ©rieur nâ donnĂ© par Boltzmann-Saha.
Îœ0 ââ ÎœnâČ n = EnâEnâČ
h
et finalement
ÎșâČÎœ =Ïe2
mecNnâČ fnâČn
În + ÎnâČ
4Ï2(Îœ0 â Îœ)2 + (În+ÎnâČ )2
4
(3.45)
Remarque Lâexpression ci-dessus doit ĂȘtre corrigĂ©e de lâĂ©mission induite.
LâĂ©mission induite est le processus par lequel un Ă©lectron occupant un niveaudâĂ©nergie donnĂ© passe Ă un niveau dâĂ©nergie infĂ©rieur suite au passage dâunphoton dâĂ©nergie Ă©gale Ă la diffĂ©rence dâĂ©nergie entre les deux niveaux. LâĂ©mis-sion induite Ă©tant spatialement fortement corrĂ©lĂ©e Ă la direction des photonsincidents, le nombre effectif dâabsorption sera rĂ©duit du facteur dâĂ©missioninduite
(1â eâhÎœ0/kT ) (3.46)
LâĂ©mission induite diffĂšre de lâĂ©mission spontanĂ©e. LâĂ©mission spontanĂ©esurvient sans stimulation extĂ©rieure.
3.3 Absorption par les raies spectrales
LâopacitĂ© due aux raies peut souvent ĂȘtre nĂ©gligĂ©e Ă haute tempĂ©raturedans les intĂ©rieurs stellaires. Dans les rĂ©gions plus froides, toutefois cetteopacitĂ© peut devenir importante.
Lâanalyse des raies spectrales est une source extraordinaire dâinformationen Astrophysique. Ce vaste sujet sera plus amplement dĂ©veloppĂ© au courssur le Transfert radiatif. Nous nous bornerons ici Ă quelques propriĂ©tĂ©s im-portantes de lâabsorption par les raies spectrales. Ecrivons ÎșâČÎœ de la maniĂšregĂ©nĂ©rale
ÎșâČÎœ =Ïe2
mecNnâČ fnâČ n ÏÎœ , (3.47)
80
Fig. 3.2 â Transitions Ă©lectroniques de lâatome dâhydrogĂšne.
81
ÏÎœ est la fonction dâĂ©largissement. Elle rĂ©sulte de plusieurs effets qui changentlĂ©gĂšrement la frĂ©quence dâabsorption. Si une transition entre nâČ et n se pro-duit, ÏÎœ dÎœ est la probabilitĂ© que la frĂ©quence du photon absorbĂ© se trouveentre Îœ et Îœ + dÎœ. En effet â« â
0ÏÎœ dÎœ = 1 (3.48)
â Elargissement par collisions :Les collision des atomes avec les autres particules du milieu rĂ©duisentla durĂ©e de vie de lâoscillateur. Pour la plupart des atomes la fonctiondâĂ©largissement due aux collisions a la mĂȘme forme que lâĂ©largissementnaturel, mais
Îłcoll =2
T(3.49)
T est lâintervalle de temps moyen entre deux collisions dâun mĂȘmeatome. La largeur rĂ©sultante est alors
Îłtot = Îłnaturelle + Îłcoll (3.50)
â Effet Doppler thermique :Lâagitation thermique produit des mouvements alĂ©atoires des atomespar rapport Ă lâobservateur et les atomes absorbent et Ă©mettent Ă desfrĂ©quences voisines de la frĂ©quence Îœ0 de laboratoire. Pour un atomesâapprochant Ă la vitesse vx, lâabsorption effective se fera en
Îœ âČ = Îœ0 +vx Îœ0
c(3.51)
Le coefficient dâabsorption par atome aÎœ = ÎșâČÎœ/NÎœâČ devient en rempla-çant Îœ0 par Îœ âČ
aÎœ =Ïe2
mecfnâČn
Îłtot
4Ï2(Îœ0 + vx
cÎœ0 â Îœ)2 +
Îł2tot
4
(3.52)
Pour obtenir le coefficient moyen par atome, il faut intégrer sur lespectre des vitesses de Maxwell-Boltzmann selon la direction choisie
dNx
N=
m1/2
(2ÏkT )1/2eâ
12
m v2x
kT dvx m : masse atomique (3.53)
82
On obtient pour le coefficient moyen par atome pour la transition consi-dérée :
aÎœ =Ï e2
mecfnâČn
Îłtot
4Ï2
â« +â
ââ
(m
2ÏkT
)1/2e
âm v2x
2 kT dvx(
Îœ0 + vx Îœ0câ Îœ
)2+(Îłtot4Ï
)2 (3.54)
La largeur Doppler thermique typique est
âÎœDoppler =Îœ0v
c=Μ0
c
â
2 kT
m+ v2
turb. (3.55)
Pour v, on a pris v =â
2 kTm
, le module de la vitesse la plus probable (levecteur vitesse moyen est nul dans le cas de lâagitation thermique). Onajoute (arbitrairement) pour reproduire les profils observĂ©s une vitessedite de microturbulence vturb. Lâ Ă©largissement du centre de la raie estdĂ©terminĂ© par lâeffet Doppler. Les ailes, si prĂ©sentes, sont dĂ©terminĂ©espar les processus de collisions. En gĂ©nĂ©ral, les termes Îł sont faibles etla partie Doppler domine.
QUESTION :Calculer la largeur Doppler dâune raie Ă 5000Ă due aux mouvements thermiques Ă la tempĂ©rature de 5700K.
QUESTION :La raie dâun Ă©lĂ©ment lĂ©ger comme le carboneest-elle plus large, plus Ă©troite que la raie dâun Ă©lĂ©ment lourdcomme le Fer ? Les deux raies sont supposĂ©es ĂȘtre formĂ©esdans la mĂȘme rĂ©gion de la photosphĂšre.
Dâautres causes dâĂ©largissement existent :
â Effet Doppler dĂ» Ă des mouvements macroscopiques (convection, ro-tation, . . .).
â Effet Stark (surtout pour H et He) : le passage des ions au voisinagedâatomes produit un champ Ă©lectrique perturbateur.
â Effet Zeeman : Ă©toiles magnĂ©tiques, taches solaires.
Remarque
Pour calculer le profil dâune raie, il faut en principe connaĂźtre dâabordla structure de lâatmosphĂšre, câestâĂ âdire les valeurs de la pression et de la
83
température en fonction de la profondeur optique ou du rayon (voir chapitre2).
3.4 Diffusion par les Ă©lectrons libres
Un Ă©lectron libre ne peut absorber un photon, mais seulement le diffuser,en vertu des lois de conservation. Reprenons les expressions (3.19) et (3.21)pour nâ 1 et ÎșâČÎœ et considĂ©rons le cas oĂč |Îœ2
0 â Îœ2| â« ÎłÎœ. On obtient
nâ 1 =Ne2
2Ïme
1
(Îœ20 â Îœ2)
(3.56)
ÎșâČÎœ =8Ï
3
Ne4
m2ec
4
1[(
Μ0Μ
)2 â 1]2 . (3.57)
Pour des Ă©lectrons peu liĂ©s ou libres, Îœ0 â 0, et alors on peut avoir Îœ â« Îœ0,dâoĂč
ÎșâČÎœ =8ÏNe4
3m2ec
4= 0.665 · 10â24N (3.58)
oĂč N est le nombre dâĂ©lectrons libres par cmâ3. La section efficace Ï estdĂ©finie par ÎșâČÎœ = NÏ et lâon a
ÏTh =8Ï
3
(
e2
mec2
)2
= 0.665 · 10â24 cm2 (3.59)
QUESTION :En quelles unitĂ©s la charge de lâĂ©lectron doit-elleĂȘtre prise pour obenir cette valeur numĂ©rique ?
Câest la section efficace de la diffusion Thomson. LâopacitĂ© Îș de la diffusionThomson est alors
Îș =ÎșâČ
Ï=NeÏThÏ
avec Ne =Ï
2mH
(1 +X)
oĂč X est la fraction de masse de lâhydrogĂšne (cf. chapitre 4) et oĂč lâon a faitlâhypothĂšse dâun milieu complĂštement ioniĂ©.
Îș =ÏTh2mH
(1 +X) = 0.2(1 +X) [cm2 gâ1]. (3.60)
84
La diffusion Thomson est indépendante de la fréquence et isotrope.
QUESTION :La diffusion par les noyaux est-elle importantes ?
Remarque
Lors de la diffusion dâun photon par un Ă©lectron la longueur dâonde duphoton est augmentĂ©e de 2λc sin2 Ï/2 oĂč
λc =h
mec= 0.00242 Angstroem (3.61)
est la longueur dâonde Compton, et Ï est lâangle de diffusion. Ce dĂ©calageen λ nâest important quâaux Ă©nergies Ă©levĂ©es (diffusion Compton). Soit pourα â„ 1, avec
α =hΜ
mec2=λcλ
(3.62)
Ceci se produit lorsque les tempĂ©ratures sont telles que kT ⌠hÎœ > mec2,
soit pour T â„ 5 · 109 K. Pour ces tempĂ©ratures proches de la tempĂ©rature deseuil de lâĂ©lectron, lâopacitĂ© doit ĂȘtre corrigĂ©e de la maniĂšre suivante
Ïe = ÏTh
(
1â 2α+26
5α2 + . . .
)
. (3.63)
Pour α âȘ 1, on a la diffusion Thomson. Dans ce cas la dĂ©gĂ©nĂ©rescence nâapas dâeffet car lâĂ©lectron reste dans la mĂȘme cellule de lâespace de phase.
Note sur la diffusion Rayleigh
Repartons des Ă©quations (3.56) et (3.57). ConsidĂ©rons le cas oĂč Îœ âȘ Îœ0.Câest le cas, par exemple, de la lumiĂšre solaire agissant sur les molĂ©cules delâatmosphĂšre terrestre. Îœ0 est Ă©levĂ© car les Ă©lectrons sont fortement liĂ©s auxatomes et molĂ©cules. On a
Îșλ =ÎșâČλÏ
=32Ï3
3
(nâ 1)2
Nλ4Ï(3.64)
Il sâagit de la loi de diffusion de Rayleigh. Le rayonnement bleu est plusdiffusĂ© que le rouge, dâoĂč la couleur bleue du ciel.
Remarques
85
1. La diffusion Rayleigh agit dans les milieux oĂč la taille des particules estinfĂ©rieure Ă (0.1 â 0.2) λ. Si les dimensions des particules diffusantesaugmentent, on a que lâintensitĂ© diffusĂ©e I varie comme
I ⌠1
λpavec 0 < p < 4 (3.65)
Pour la vase atmosphĂ©rique, pâ 0, ciel blanc.
2. La variation angulaire de lâintensitĂ© diffusĂ©e est donnĂ©e par une indica-trice de diffusion I(Ï). La lumiĂšre diffusĂ©e est partiellement polarisĂ©e.
3. Les principaux absorbants de lâatmosphĂšre terrestre sont schĂ©matique-ment N2, O, O2, NO, Ă©lĂ©ments ionisĂ©s Ă 70â100 km dâaltitude (iono-sphĂšre).
4. La diffusion Rayleigh peut ĂȘtre importante dans lâatmosphĂšre des Ă©toilesde type spectral G et K. Dans lâatmosphĂšre de ces Ă©toiles, la plus grandepartie des atomes dâhydrogĂšne sont neutres et se trouvent dans leur Ă©tatfondamental. Les frĂ©quences de rĂ©sonnances correspondants aux tran-sitions Lyman se trouvent dans lâUV lointain. Les photons visibles ontdonc des frĂ©quence Îœ << Îœ0 oĂč Îœ0 est une frĂ©quence de la sĂ©rie de Ly-man. Donc les photons visibles interagissent avec les transitions Lymanpar le processus de la diffusion Rayleigh.
FrĂ©quence de plasma : transmission dans lâionosphĂšre
Nous allons repartir de lâexpression (3.15), en supposant, comme nouslâavions fait plus haut que nâ« nâČ, mais que n nâest pas forcĂ©ment proche deun,
n2 = 1 +4ÏNe2
me
Ï20 â Ï2
(Ï20 â Ï2)2 + Îł2Ï2
. (3.66)
Dans ce cas, on a pour Îł nĂ©gligeable et pour Îœ â« Îœ0 (Ă©lectrons trĂšs peu liĂ©s)
n2 = 1â Ne2
ÏmeÎœ2(3.67)
Pour que lâonde soit transmise, il faut que n2 > 0, dâoĂč
Μ >
(
Ne2
Ïme
)1/2
(3.68)
86
Pour des frĂ©quences plus faibles que la valeur critique, lâonde est totale-ment rĂ©flĂ©chie. Dans lâatmosphĂšre terrestre, la frĂ©quence critique est environ28 MHz, soit λ = 10m. La reflexion pour λ > λcrit permet la transmissiondes ondes radio autour de la Terre ; pour les longueurs dâonde plus courtes,il faut le relais des satellites.
3.5 Photoionisation ou absorption bound-free
Zj
e-Îł
Fig. 3.3 â
Un Ă©lectron liĂ© est Ă©jectĂ© par un photon incident et devient un Ă©lectronlibre (voir Fig. 3.3). Le coefficient dâabsorption dâun photon de frĂ©quence Îœpar un Ă©lectron sur le niveau n et un ion de charge Zj est
abf =64Ï4me e
10
33/2 c h6
Z4j
n5 Μ3gbf (3.69)
gbf est un facteur sans dimension appelĂ© facteur de Gaunt, qui apporte unecorrection Ă lâexpression semi-classique, gbf ⌠1 et varie lentement avec net Îœ. La charge e2 = 23.07 · 10â20 erg cm. Cette expression est dĂ©rivĂ©e danslâapproximation hydrogĂ©noĂŻde. Toutefois, lorsque lâatome a plus dâun Ă©lectronliĂ©, la charge Zj doit ĂȘtre remplacĂ©e par une charge effective tenant comptede lâeffet dâĂ©cran.
Lâabsorption bâf ne se produit que pour des photons dâĂ©nergie supĂ©rieureau potentiel dâionisation du niveau considĂ©rĂ©
h Îœ > I =2Ï2me4
h2
Z2
n2= R
Z2
n2(3.70)
87
oĂč R est un Rydberg. Le coefficient dâabsorption pour un Ă©lĂ©ment consisteen une ou deux sĂ©ries de continus correspondant aux divers Ă©tats dâionisationprĂ©sents.
Remarque
â Une Ă©ventuelle dĂ©gĂ©nĂ©rescence du gaz Ă©lectronique rĂ©duit Ïbf , car lescellules de lâespace de phase des Ă©lectrons sont occupĂ©es.
â Le coefficient atomique doit ĂȘtre multipliĂ© par le nombre dâatomes parunitĂ© de volume, c.Ă .d. par Nj = Xj Ï
Aj mHet par le nombre moyen ne
dâĂ©lectrons sur la couche n de lâĂ©lement j. Il faut Ă©galement sommersur les diffĂ©rents Ă©lĂ©ments j,
ÎșâČbf (Îœ) = Ï Îșbf (Îœ) =â
j,n
abf (j, n, Îœ)XjÏ
AjmH
ne (3.71)
On somme sur les niveaux n et les Ă©lĂ©ments j, ne sâobtient Ă lâaide delâexpressions de Saha (cf chapitre 4).
â Le coefficient dâabsorption boundâfree doit ĂȘtre corrigĂ© de lâĂ©missioninduite.
La Fig. 3.4 montre la variation de abf en fonction de la longueur dâonde.La Fig. reffig :opacH montre la variation de lâopacitĂ© par atome dâhydrogĂšneen fonction de la longueur dâonde et de la tempĂ©rature. Lâeffet de lâopacitĂ©bound-free sur le spectre continu dâun astre est illustrĂ© schĂ©matiquement Ă la Fig. 3.6. Le cas du spectre de lâĂ©toile VEGA est montrĂ© en Fig. 3.7.
3.6 Transitions hyperboliques : absorption freeâ
free et Bremsstrahlung
Un Ă©lectron de vitesse v dans le champ coulombien dâun ion de chargeZj peut absorber (absorption ff) ou Ă©mettre (Bremsstrahlung) un photonde frĂ©quence Îœ. Dans lâapproximation hydrogĂ©noĂŻde, lâabsorption ff pour union et un Ă©lectron libre par cm3 est
aff =4Ï e6
33/2 chm2e
Z2j
v
gffΜ3
(3.72)
88
Fig. 3.4 â OpacitĂ© bound-free par atome dâhydrogĂšne.
gff est le facteur de Gaunt pour le processus free-free. Cette absorptionnâest pas limitĂ©e en frĂ©quence et est continue. Pour obtenir le coefficientdâabsorption Îșff , il faut intĂ©grer sur le spectre maxwellien des vitesses dne(v)et sommer sur les Ă©lĂ©ments j :
ÎșâČff (Îœ) = Îșff (Îœ) · Ï =â
j
â«
affXjÏ
AjmH
dne(v) (3.73)
Remarques
1) Dans le cas partiellement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, il faut utiliser pour dne(v) la statis-tique de Fermi-Dirac et non celle de Maxwell-Boltzmann. Il faut aussitenir compte du fait que lâĂ©tat final de lâĂ©lectron peut ĂȘtre occupĂ©.
2) Aux concentrations ne Ă©levĂ©es, des effets dâĂ©cran Ă©lectrostatique peuventintervenir.
3) Il faut tenir compte de lâĂ©mission induite.
4) Lâabsorption b-f est plus importante que lâabsorption f-f dans les Ă©toilesde Pop I (comparer la dĂ©pendance en Zj). Dans les Ă©toiles de Pop. II,dĂ©ficientes en mĂ©taux, lâabsorption f-f peut dominer.
LâopacitĂ© due Ă lâion Hâ est montrĂ©e en Fig. 3.8. Les opactĂ©s typiques desĂ©toiles de type spectral G, A et B sont montrĂ©es en Figs. 3.9, 3.10 et 3.11.
89
Fig. 3.5 â OpacitĂ© continue due Ă lâhydrogĂšne. Noter la grande variation enfonction de la tempĂ©rature, Ξ = 5040/T .
La source dominante dâopacitĂ© en fonction du type spectral en surface estmontrĂ©e en Fig. 3.12, en fonction de la profondeur optique pour une Ă©toileayant les caractĂ©ristiques indiquĂ©es sur la figure, en Fig. 3.13.
3.7 LâopacitĂ© globale dans le milieu stellaire
LâopacitĂ© Îș est lâune des donnĂ©es essentielles pour construire les modĂšlesstellaires et les modĂšles dâatmosphĂšres.
Les principaux mĂ©canismes dâabsorption sont :
- les raies spectrales (bb)
- la photoionisation (bf)
- les transitions hyperboliques (ff)
- la diffusion par les Ă©lectrons libres
Leur importance relative varient suivant les conditions physiques : Ï, T , com-position.
90
Fig. 3.6 â Cette figure illustre la maniĂšre dont lâopacitĂ© bf affecte le rayon-nement continu dâun astre.
Le coefficient dâabsorption global Ă la frĂ©quence Îœ est donc
ÎșÎœ = [Îșbf (Îœ) + Îșff (Îœ) + Îșbb(Îœ)](
1â eâhÎœ/kT)
+ ÎșTh (3.74)
Les termes atomiques doivent ĂȘtre corrigĂ©s de lâĂ©mission induite. Les proces-sus mentionnĂ©s ci-dessus sont les principaux mĂ©canismes dâabsorption. Dansles tables numĂ©riques dâopacitĂ©s rĂ©centes, de nombreux autres effets sontaussi pris en considĂ©ration :
â Diffusion Compton
â Absorption bf et ff par les ions nĂ©gatifs, en particulier Hâ
91
Fig. 3.7 â Spectre de lâĂ©toile Vega (α-Lyrae).
â Diffusions cohĂ©rentes Raman et Rayleigh
â Absorptions molĂ©culaires (T †4 · 103K)
â Production de paires e+ eâ
Pour les termes dĂ©pendant de la frĂ©quence Îœ, la moyenne de Rosseland doitĂȘtre effectuĂ©e (cf. chapitre 2).
1
Îș=
â«â0
1kΜ
dBÎœdT
dÎœdBdT
(3.75)
qui pondĂšre fortement les valeurs de ÎșÎœ pour Îœ tel que hÎœkTâ 4.
Aujourdâhui, lâutilisation des opacitĂ©s en structure interne des Ă©toiles estgrandement facilitĂ©e par lâexistence de tables numĂ©riques donnant
Îș = Îș (Ï, T, composition) (3.76)
Un programme de calcul des opacitĂ©s est disponible Ă lâadresse Web suivante :
http ://www-phys.llnl.gov/Research/OPAL/index.html
92
Fig. 3.8 â OpacitĂ© continue due Ă Hâ, opacitĂ© typique des Ă©toiles de type G.
La Fig. 3.12 montre comment lâopacitĂ© moyenne de Rosseland varie avecla tempĂ©rature et la densitĂ©. La Fig. 3.13 indique la source dominante delâopacitĂ© dans le plan tempĂ©rature versus densitĂ©.
Pour T faible, Ă part les raies spectrales, il y a peu de transitions possibleset lâopacitĂ© est faible.
Le maximum des courbes correspond aux tempĂ©ratures dâionisation par-tielle de H et He, oĂč le processus bf pour ces deux Ă©lĂ©ments est trĂšs important.En partant des basses T , Îș augmente trĂšs fortement
Îș ⌠Ïα T ÎČ Î± ⌠0.7 ÎČ âŒ 6 a 10
Aux tempĂ©ratures au-delĂ du maximum, lâopacitĂ© est due principale-
93
Fig. 3.9 â DĂ©composition de lâopacitĂ© continue due Ă lâhydrogĂšne en sesdiffĂ©rentes composantes.
ment aux Ă©lĂ©ments lourds (autres que H et He) partiellement ionisĂ©s. Avec Tcroissant, les Ă©lĂ©ments perdent leurs Ă©lectrons et les possibilitĂ©s de transitionsbf diminuent. Câest le domaine rĂ©gi par la loi de Kramers
Îș = Îș0 Ï Tâ3.5 (3.77)
Aux tempĂ©ratures les plus Ă©levĂ©es reprĂ©sentĂ©es, lâopacitĂ© est due Ă ladiffusion par les Ă©lectrons libres.
DĂ©pendance vis Ă vis de Ï : en milieu peu ionisĂ©, chaque atome absorbeindĂ©pendamment : lâabsorption par unitĂ© de masse ne dĂ©pend pas de Ï. En mi-lieu partiellement ionisĂ©, lâabsorption bf est conditionnĂ©e par les possibilitĂ©sde repeuplement des niveaux Ă©lectroniques, donc par ne. Aussi lâabsorptionpar unitĂ© de masse dĂ©pend-elle de Ï.
94
Fig. 3.10 â OpacitĂ© typique dâune Ă©toile de type spectral A.
3.8 Note sur la largeur Ă©quivalente, la courbe
de croissance et la détermination des abon-
dances
La forme dâune raie dâabsorption dĂ©pend de la quantitĂ© dâatomes ou dâionsabsorbants le long de la ligne de visĂ©e. Ceci est illutrĂ© Ă la Fig. 3.16.
Il est possible de relier lâabondance de lâĂ©lĂ©ment absorbant Ă la largeurĂ©quivalente dĂ©finie ci-dessous.Largeur Ă©quivalente
On utilise en général pour déterminer les abondances la largeur équiva-lente W (equivalent width, voir Fig. 3.17) :
W =â« â
0
Icont â IÎœIcont
dÎœ en Ă ou secâ1 (3.78)
Icont est la distribution reconstituĂ©e du continu (sans la raie). W est unequantitĂ© facile Ă mesurer, trĂšs sensible Ă lâabondance et relativement peusensible aux incertitudes thĂ©oriques sur le profil de raie. ConsidĂ©rons une
95
Fig. 3.11 â OpacitĂ© typique dâune Ă©toile de type spectral B.
couche dâĂ©paisseur â et une intensitĂ© incidente Ic. Si la couche contient desatomes absorbants
IÎœ = Ic eâÏÎœ , (3.79)
oĂč lâon a introduit la profondeur optique ÏÎœ dĂ©finie par
ÏÎœ = ÎșâČÎœâ = aÎœN â = a0N âÏÎœ (3.80)
avec
a0 =Ï e2
mecf(
1â eâhÎœ/kT)
(3.81)
oĂč N et f sont les concentrations et valeur f pour la transition atomiqueconsidĂ©rĂ©e (p. ex. nâČ â n).
QUESTION : Donner les unitĂ©s de a0, ÏÎœ et ÏÎœ.
La largeur Ă©quivalente devient
W =â« â
0
(
1â eâNâa0 ÏÎœ
)
dΜ (3.82)
La courbe de croissance
96
Fig. 3.12 â Source dâopacitĂ© dominante en surface selon le type spectral.
Fig. 3.13 â Source dâopacitĂ© dominante selon la profondeur optique.
97
Fig. 3.14 â Variation de lâopactĂ© en fonction de la tempĂ©rature et de ladensitĂ©.
La courbe de croissance est la courbe oĂč log W (ou log W/λ0 par exemple)est portĂ© en fonction du nombre dâatomes absorbants, mesurĂ© par log Nf oulog gf (voir ciâdessous).
Cas de raies faibles, optiquement minces : N âa0 ÏÎœ âȘ 1
Dans ce cas, lâabsorption est due Ă lâeffet Doppler
W = N âa0
â« â
0ÏÎœ dÎœ = N âa0. (3.83)
La courbe de croissance est linĂ©aire. La largeur Ă©quivalente est proportionnelleĂ la densitĂ© projetĂ©e N â (column density). Cette approximation est valablepour les raies faibles stellaires et aussi pour les raies interstellaires dans lesdomaines optiques et radio.
Cas des raies fortes
Lorsque le nombre dâatomes absorbants augmente, le centre de la raie devientde plus en plus optiquement Ă©pais. La contribution des ailes restent toutefois
98
Fig. 3.15 â Source dominante de lâopacitĂ© dans le plan tempĂ©rature versusdensitĂ©. Les lignes dâopacitĂ© constante sont labĂ©lisĂ©e par leur valeur donnĂ©een terme de lâopacitĂ© due Ă la diffusion par les Ă©lectrons libres.
nĂ©gligeable. Lâabsorption principale est toujours due Ă lâeffet Doppler, maisil y a saturation (blocage des raies au centre). Lâaugmentation du nombredâatomes nâaugmente guĂšre lâabsorption. On peut montrer que dans ce do-maine W varie comme
âlogN (voir par exemple lâouvrage de David Gray
The Observation and Analysis of Stellar Photospheres, cote 23.7/GRA, p.323 et suivantes).
Cas des raies trĂšs fortes
Pour des raies trĂšs fortes, les ailes prennent de lâimportance et il y a unedĂ©pendance (puissance 1/2) vis Ă vis du nombre dâatomes (W â
âN).
La courbe de croissance peut donc ĂȘtre dĂ©composĂ©e en trois parties. LadĂ©pendance entre largeur Ă©quivalente et densitĂ© de colonne est diffĂ©rentes anschacune de ces trois parties (cf Fig. 3.18).
APPLICATIONS SIMPLES (en lecture)
La courbe de croissance dâune raie est un concept dâabord thĂ©orique. Par
99
Fig. 3.16 â Variation de la forme dâune raie dâabsorption lorsque le nombredâatomes le long de la ligne de visĂ©e augmente.Pour η0 †1, la profondeurde la raie est directement proportionnelle au nombre dâatomes absorbants,pour 30 †η0 †1000 la raie est saturĂ©e, mais les ailes ne se sont pas encoredĂ©veloppĂ©es. Pour η0 â„ 10000, les ailes sont fortes et contribuent fortementĂ la largeur Ă©quivalente de la raie.
une expĂ©rience de pensĂ©e, on Ă©tudie la variation de la largeur Ă©quivalentedâune raie lorsque le nombre dâabsorbants responsables de la raie augmente,toutes les autres grandeurs restant constantes. Ce concept peut cependantĂȘtre reliĂ© Ă lâobservation en faisant lâhypothĂšse suivante. Ă savoir que la courbede croissance que lâon obtiendrait pour diffĂ©rentes raies auraient Ă peu dechose prĂšs la mĂȘme allure gĂ©nĂ©rale Ă savoir les trois parties dĂ©crites plushaut (raies faibles, fortes et trĂ©s fortes).
Construction de la courbe de croissance
ConsidĂ©rons deux raies provenant dâun mĂȘme multiplet (cf. Fig. 3.19).On a dâaprĂšs Boltzmann (voir chapitre 4).
N
N âČ =g eâE/kT
gâČ eâEâČ/kT(3.84)
Les Ă©nergies E et E âČ Ă©tant trĂšs voisines, on a en fait
N
N âČ =g
gâČet
Nf
N âČf âČ =gf
gâČf âČ (3.85)
100
I
I
WΜ
2
Μ
c
I Μ
1
surface 1 = surface 2
Fig. 3.17 â
Dans un multiplet, les valeurs relatives gf sont plus aisément déterminéesthéoriquement. Pour un multiplet, il est donc possible de porter
logW en fonction de logNf + const
ce qui donnera un petit segment de la courbe de croissance pour lâĂ©lĂ©mentconsidĂ©rĂ©. Un autre multiplet, dans la mĂȘme rĂ©gion spectrale (pour le mĂȘmeĂ©lĂ©ment) donne un autre segment qui ne coĂŻncide pas avec le premier (cf.Fig. 3.20). Pour ajuster les divers segments il faut les dĂ©placer par uneconstante diffĂ©rente pour chacun dâeux.
TempĂ©rature dâexcitation dâun Ă©lĂ©ment
DĂ©signons par lâindice 0 le niveau fondamental dâun Ă©lĂ©ment. Pour chaqueraie (N, E, g) on a
Nf
gf=N0 f0
g0 f0
eâE/kT (3.86)
câest-Ă -dire log Nf â log gf = const â5040E(eV )T
.
Pour chaque raie de largeur équivalente W de chacun des multiplets consi-dérés plus haut, on peut grùce à la courbe de croissance obtenir logNf +const. Les log gf étant connus, on peut construire la relation
log Nf - log gf vs. E(eV )
La pente fournit 5040T
, T est la tempĂ©rature dâexcitation de lâĂ©lĂ©ment consi-dĂ©rĂ©, dont les raies se forment en moyenne Ă une certaine profondeur.
101
Fig. 3.18 â Forme de la raie et courbe de croissance.
Nâ, Eâ, gâ
N, E, g
Fig. 3.19 â
Abondances relatives de deux Ă©lĂ©ments dans la mĂȘme Ă©toile
La loi de Boltzmann nous indique que
Ni
N=gi e
âEi/kT
u(T )(3.87)
Le deuxiĂšme membre est connu grĂące Ă T dĂ©terminĂ©e plus haut. Si les forcesdâoscillateur sont connues, alors il est possible de porter logW en fonctionde log Ni
Nfi pour chacun des deux Ă©lĂ©ments A et AâČ pour lesquels on aura
appliqué la procédure précédente. Le décalage des deux courbes nous fournit
102
log W
log Nf+const
Fig. 3.20 â
(cf. Fig. 3.21)
â = loggifigâČif
âČi
â logN
N âČ (3.88)
La connaissance des grandeurs produits gifi permet de dĂ©duire lâabondancerelative des deux Ă©lĂ©ments considĂ©rĂ©s, dans lâĂ©tat dâionisation examinĂ©.
logW
Log(Ni/N)fi
A Aâ
â
Fig. 3.21 â
DiffĂ©rence dâabondance dâun Ă©lĂ©ment dans deux Ă©toiles de mĂȘmetype spectral
Dans ce cas, le dĂ©calage horizontal des deux courbes de croissance fournitdirectement lâabondance diffĂ©rentielle. Dans des limites Ă©troites, une correc-tion de tempĂ©rature peut ĂȘtre effectuĂ©e.
103
3.9 Note sur les abondances des éléments
Les éléments du tableau de Mendeleev peuvent se classés en différentescatégories montrées dans la Fig. 3.22
Fig. 3.22 â Les Ă©lĂ©ments peuvent ĂȘtre classifiĂ©s en diffĂ©rentes catĂ©gories.
Nos connaissances sur les abondances des Ă©lĂ©ments dans lâUnivers pro-viennent :
- des analyses directes dâĂ©chantillons terrestres (voir Fig. 3.23), lunaires, mĂ©-tĂ©oritiques, dont les abondances ont Ă©tĂ© fortement modifiĂ©es lors de laformation du systĂšme solaire ;
- des spectres solaires et stellaires ;
- du rayonnement cosmique.
Les abondances des principaux Ă©lĂ©ments dans lâatmosphĂšre solaire sont,en fraction de masse :
H : X = .70 He : Y = .28 resteZ = .02
104
Fig. 3.23 â Abondances dans la croĂ»te terrestre.
Dans Z, les principaux sont
12C : .0039 20Ne : .0015 Fe : .001514N : .0009 24Mg : .0005160 : .0093 28Si : .0007
On distingue quatre groupes dans la distribution des abondances en fonctionde la masse atomique (voir Fig. 3.24)
1. Pic de lâhydrogĂšne. Deux Ă©lĂ©ments extrĂȘmement abondants : lâhy-drogĂšne reprĂ©sente 90% en nombre et 70% en masse de la matiĂšre so-laire. lâhĂ©lium, 10% en nombre et 28% en masse. Le reste des Ă©lĂ©ments(appelĂ©s mĂ©taux) ne reprĂ©sente que 2% en masse. On constate une dĂ©-croissance trĂšs rapide des abondances avec la masse atomique. CettedĂ©croissance nâest toutefois pas monotone. Les abondances des Ă©lĂ©mentsayant un noyau constituĂ© dâun nombre entier de particule α sont plusĂ©levĂ©es. Les abondances des Ă©lĂ©ments ayant un noyau de masse pairesont gĂ©nĂ©ralement plus Ă©levĂ©es que celles des Ă©lĂ©ments de noyau demasse impaire, 24Mg/23Na=16 par exemple.
105
Fig. 3.24 â Abondances cosmiques.
2. Le pic du Fer. Autour du fer, la courbe remonte jusquâĂ un maximum.Il sâagit du âpic du ferâ, qui regroupe les noyaux entre le chrome et lenickel.
3. Les âcollinesâ des Ă©lĂ©ments plus lourds que le fer. Sur le versantdu pic du fer correspondant aux noyaux de grande masse, la dĂ©crois-sance est moins rapide. La courbe montre des bosses correspondant Ă des Ă©lĂ©ments ayant des nombres de protons ou de neutrons caractĂ©ris-tiques.
4. Un petit groupe dâĂ©lĂ©ments lĂ©gers trĂšs peu abondants Il sâagitdu Li, Be et B (facteur 108-1010 en dessous H, He)
Ces divers Ă©lĂ©ments ont des origines nuclĂ©osynthĂ©tiques diffĂ©rentes (voir coursde Structure interne, voir aussi cours de Cosmologie). On notera des maximarelatifs dâabondances pour les Ă©lĂ©ments prĂ©sentant des Ă©nergies de liaison parnuclĂ©on Ă©levĂ©es (cf Fig. 3.25)
- Les abondances solaires sont bien représentatives de celles des étoiles dePopulation I, ainsi que du milieu interstellaire dans le voisinage solaire.
106
Fig. 3.25 â Energie de liaison par nuclĂ©on.
- Les abondances varient avec la distance galactocentrique, ainsi quâaveclâĂąge des Ă©toiles Ă©tudiĂ©es (voir cours sur lâEvolution dynamique et chi-mique des galaxies).
Remarque
Les Ă©toiles gardent en surface les abondances du milieu interstellaire origi-nal. En effet, en gĂ©nĂ©ral les abondances de surface ne sont pas affectĂ©es par lesrĂ©actions nuclĂ©aires qui sâeffectuent dans les rĂ©gions centrales. (Exception :Ă©toiles ayant des vents stellaires importants).
Abondances dans les Ă©toiles de Population II
Les Ă©toiles trĂšs vieilles, de Population II typiques, des amas globulairesont des abondances en Ă©lĂ©ments lourds (câest-Ă -dire autres que H et He),beaucoup plus faibles, p. ex. dâun facteur 100, câest-Ă -dire
Z = 10â3
ou [FeH
] = â2 avec [FeH
] = log(FeH
)â â log(FeH
)â
107
Un Ă deux pourcent des Ă©toiles de Population II ont des dĂ©ficiences dâunfacteur 103. La distribution des Ă©lĂ©ments reste en gros similaire Ă celle desabondances dans les Ă©toiles de Pop I, avec toutefois des excĂšs relatifs de
O/Fe, Ne/Fe, Mg/Fe, Si/Fe, S/Fe
câest-Ă -dire des Ă©lĂ©ments multiples de α. 23Na prĂ©sente aussi souvent un excĂšsrelatif.Les Ă©toiles les plus dĂ©ficientes en Fer connues Ă ce jour ont des abondancesen Ă©lĂ©ments lourds environ 1/200 000 de lâabondance solaire ([Fe
H] = â5.4).
Les spectres dâĂ©toiles de diffĂ©rentes mĂ©tallicitĂ© sont montrĂ©s Ă la Fig. 3.26
Fig. 3.26 â Spectres dâĂ©toiles de diffĂ©rentes mĂ©tallicitĂ©.
La galaxie bleue compacte Zw 18 a une valeur Z ⌠1/50Zâ (1/50 Zâ).On ne connaĂźt pas dâĂ©toile avec Z = 0 (Ă©toiles de Pop III).
108
3.10 Rappels dâĂ©lectrodynamique (en lecture)
3.10.1 Moments dâune distribution de charges
Nous voulons calculer ici le champ Ă©lectrique dĂ» Ă une distribution decharges (voir Fig. 3.27). Soit r la distance de A Ă lâorigine. Le potentiel en
x
y
z
Rr
râ
A
Fig. 3.27 â
A, VA, est obtenu en ajoutant les contributions de tous les éléments de ladistribution de charges,
VA =1
4ÏÇ«0
â« Ï(xâČ, yâČ, zâČ)
RdvâČ, (3.89)
Ï Ă©tant la densitĂ© de charges. Nous pouvons exprimer R en fonction de r etde la distance râČ de lâorigine Ă lâĂ©lĂ©ment de charge. En utilisant la loi descosinus pour lâangle Ξ entre râČ et lâaxe sur lequel se trouve A, on trouve
R = [r2 + râČ2 â 2rrâČ cos Ξ]1/2. (3.90)
LâintĂ©grale devient alors
109
VA =1
4ÏÇ«0
â«
ÏdvâČ[r2 + râČ2 â 2rrâČ cos Ξ]â1/2. (3.91)
Si A est trĂ©s distant de la distribution de charges, râČ est beaucoup plus petitque r pour toutes les parties de la distribution de charges.
QUESTION : Montrer que si râČ << r le potentiel VA peutsâĂ©crire
VA =1
4ÏÇ«0
[K0
r+K1
r2+K2
r3+ . . .
]
(3.92)
avec
K0 =â«
ÏdvâČ, K1 =â«
râČ cos ΞÏdvâČ, K2 =â«
râČ2(
3 cos2 Ξ â 1
2
)
ÏdvâČ
Le coefficient K0 est la charge totale de la distribution1. Le terme K1 mesurele dĂ©placement relatif, dans la direction A, des charges positives par rapportaux charges nĂ©gatives2. Dans ce cas le potentiel le long de lâaxe z varieraasymptotiquement (i.e. avec une approximation dâautant meilleure que lesdistances sont plus grandes) comme 1/r2. Nous nous attendrons alors Ă ceque lâintensitĂ© du champ Ă©lectrique se comporte asymptotiquementcomme 1/r3, en contraste avec la dĂ©pendance en 1/r2 pour le champde la charge ponctuelle.
Les quantitĂ©s K0, K1, K2, ... sont reliĂ©es Ă ce que lâon appelle les momentsde la distribution de charges, K0 est le moment monopolaire ou intensitĂ© dumonopole, K1 est une composante du moment dipolaire de la distribution.Le moment dipolaire a les dimensions dâune charge multipliĂ©e par un dĂ©pla-cement, câest un vecteur et K1 est sa composante z, K2 est reliĂ© au momentquadrupolaire de la distribution (le quadrupĂŽle et les moments dâordre supĂ©-rieur sont des tenseurs).
Les moments permettent de mettre en avant les caractĂ©ristiques de ladistribution de charges qui dĂ©terminent le champ Ă grande distance. Pourcomprendre ce qui se passe dans un diĂ©lectrique3, il se trouve queseules comptent lâintensitĂ© du monopĂŽle (la charge totale) et lâin-tensitĂ© du dipĂŽle des molĂ©cules qui forment la matiĂšre.
1Si la distribution de charges est neutre (K0 = 0).2La valeur de K1 est indĂ©pendante de la position de lâorigine.3diĂ©lectrique, se dit dâune substance qui ne conduit pas le courant Ă©lectrique.
110
3.10.2 Potentiel et champ dâun dipĂŽle
Le potentiel à une distance r du dipÎle, dans une direction donnée par levecteur unité n, est
VA =1
4ÏÇ«0r2
â«
n · râČÏdvâČ =n
4ÏÇ«0r2·â«
râČÏdvâČ. (3.93)
On définit le vecteur moment dipolaire p par
p =â«
râČÏdvâČ. (3.94)
LâEq. (3.93) peut alors sâĂ©crire
V (r) =1
4ÏÇ«0
n · pr2
. (3.95)
En sâĂ©loignant du dipĂŽle dans nâimporte quelle direction, nous trouvonsque lâintensitĂ© du champ dĂ©croĂźt comme 1/r3.
3.10.3 Champ électrique créé par la matiÚre polarisée
Soit N le nombre de dipĂŽles par unitĂ© de volume dans un matĂ©riau, et soitP = Np le dipĂŽle associĂ© Ă un volume unitĂ©. Nous supposerons que notrematĂ©riau a une charge globale nulle. Seules les dipĂŽles sont responsables duchamp Ă grande distance. Calculons le potentiel associĂ© Ă un cylindre dâun telmatĂ©riau (cf Fig. 3.28). Un Ă©lĂ©ment du cylindre, de hauteur dz a un momentdipolaire Pdv = Pdadz. On peut Ă©crire sa contribution au potentiel au pointA Ă lâaide de la formule (3.93) :
dVA =1
4ÏÇ«0
Pdadz cos Ξ
r2. (3.96)
QUESTION :Montrer que
VA =1
4ÏÇ«0Pda
(1
r2â 1
r1
)
. (3.97)
On obtient une expression pour le potentiel qui est celui que produirait enA deux charges ponctuelles : une charge positive de grandeur Pda situĂ©e ausommet de la colonne Ă une distance r2 de A, et une charge nĂ©gative de mĂȘmegrandeur situĂ©e au bas de la colonne. La source qui est constituĂ©e par une
111
x
y
z
dz
r
r
z
z1
2
1
2
da
P
dΞ
rΞ
A
Fig. 3.28 â
colonne de matiÚre uniformément polarisée est équivalente, tout au moins ence qui concerne son champ électrique en tout point extérieur, à deux chargesconcentrées en ses extrémités.
Une plaque de forme quelconque uniformĂ©ment polarisĂ©e peut ĂȘtre dĂ©-composĂ©e en un grand nombre de colonnes juxtaposĂ©es les unes aux autres.Nous en concluons que le potentiel partout Ă lâextĂ©rieur de la lame ou dâuncylindre uniformĂ©ment polarisĂ© est prĂ©cisĂ©ment celui qui rĂ©sulterait de deuxcouches de charges superficielles situĂ©es lĂ oĂč se trouvent les surfaces supĂ©-rieures et infĂ©rieures de la lame, avec une densitĂ© de charges superficiellesconstantes Ï = +P et Ï = âP respectivement.
Que vaut le champ Ă lâintĂ©rieur du diĂ©lectrique ?
ConsidĂ©rons une plaque de matiĂšre polarisĂ©e dâĂ©paisseur h (cf Fig. 3.29).Les couches de charges montrĂ©es Ă la Fig. 3.29 donnent le mĂȘme champextĂ©rieur. LâintensitĂ© du champ Ă lâintĂ©rieur des deux couches de charges (loindes bords) est Ă©gal Ă Ï/Ç«0 et il pointe vers le bas. La diffĂ©rence de potentielentre les points Aâ et Bâ est Ïh/Ç«0 volts. La mĂȘme diffĂ©rence de potentieldoit exister entre les points correspondants A et B de la lame polarisĂ©e, carle champ extĂ©rieur en entier est le mĂȘme dans les deux systĂšmes. Le champest-il aussi identique Ă lâintĂ©rieur ? Certainement pas, car la lame est pleinedâĂ©lectrons et de noyaux positifs avec des champs de millions de volts par cm
112
h
h
P
E=
A
B
Aâ
Bâ
a)
b)
Ï=
Ï=
P
-P
Ï /Δ0
------------------------------
+++++++++++++++++++++++++++++
Fig. 3.29 â
pointant dans des directions quelconques. Par contre la circulation du champ⫠BA E ·dl, calculée sur tout trajet interne de A à B est égal à la circulation sur
tout trajet externe. Or la circulation sur tout trajet externe est âegal Ă Ïh/Ç«0ou Ph/Ç«0. Donc mĂȘme si le champ Ă lâintĂ©rieur du diĂ©lectrique nâest pas Ă©galĂ P/Ç«0, sa circulation est Ă©gale Ă celle que donnerait un champ constant deP/Ç«0.
Notons que le E qui se trouve dans lâintĂ©graleâ«
E·dl permettant de calcu-ler la diffĂ©rence de potentiel reprĂ©sente le champ Ă©lectrique total en un pointdonnĂ©, il comprend les champs intenses et complexes dus aux noyaux et auxĂ©lectrons. Quel que soit le chemin la diffĂ©rence de potentiel sera Ă©quivalenteĂ celle due Ă un champ uniforme de valeur P/Ç«0. Ceci nous dit que lamoyenne spatiale du champ Ă©lectrique dans la lame polarisĂ©e doitĂȘtre âP/Ç«0. Par moyenne spatiale on entend ici
< E >V =1
V
â«
VEdv. (3.98)
3.10.4 Condensateur rempli dâun diĂ©lectrique
Le champ E, entre les plaques du condensateur, dans le diĂ©lectrique, est lasomme du champ E0 qui serait prĂ©sent entre les plaques sans le diĂ©lectriqueet du champ EâČ induit,
E = E0 + EâČ = E0 âP/Ç«0. (3.99)
113
Le vecteur P est parallĂšle Ă E0 (le vecteur polarisation va de la charge nĂ©ga-tive Ă la charge positive). Le champ induit EâČ = âP/Ç«0.
On définit les quantités suivantes :
â La susceptibilitĂ© Ă©lectrique, qui est une propriĂ©tĂ© intrinsĂšque dumatĂ©riau diĂ©lectrique, est dĂ©finie par P = ÏeE
4. On introduit souventune quantitĂ© Ïr telle que Ïe = Ç«0Ïr.
â La constante diĂ©lectrique Ç« = Ç«0 + Ïe = Ç«0(1 + Ïr).
â La constante diĂ©lectrique relative Ç«r = Ç«/Ç«0 = 1+Ïr (syst. MKSA).Dans le systĂšme de Gauss, on a Ç«r = 1 + 4ÏÏr et Ç«0 = 1.
3.10.5 Champ dâune charge dans un milieu diĂ©lectriqueet thĂ©orĂšme de Gauss
Imaginons quâon ait chargĂ© une petite sphĂšre mĂ©tallique et quâon lâait faittomber dans un rĂ©cipient plein dâhuile. Le champ Ă©lectrique produit par lasphĂšre chargĂ©e dans lâhuile est 1/Ç«r fois le champ que la sphĂšre produiraitdans le vide
E =1
Ç«r
Q
4ÏÇ«0r2=
Q
4ÏÇ«r2. (3.100)
QUESTION :Montrer la relation 3.100.
LâintĂ©grale de la quantitĂ© Ç«E prise sur une certaine surface fermĂ©e S entourantQ est Ă©gal Ă Q (thĂ©orĂšme de Gauss). Donc
div(Ç«E) = Ïlibre. (3.101)
Maintenant on a toujours que (cf. lois de Maxwell ; voir les appendices Ă cechapitre)
div(Ç«0E) = Ïlibre + Ïliee. (3.102)
Il résulte des équations (3.101) et (3.102) que
div ((Ç«â Ç«0)E) = âÏliee. (3.103)
Comme (Ç«â Ç«0)E = ÏeE = P, lâĂ©quation ciâdessus implique que
divP = âÏliee (3.104)
4Le champ E est le champ total dans la matiĂšre.
114
Les Ă©quations (3.102) et (3.104) impliquent que
div(Ç«0E + P) = Ïlibre. (3.105)
Cette relation est tout Ă fait indĂ©pendante de toute relation entre E et P. Ellenâest pas limitĂ©e aux matĂ©riaux, quâon appelle diĂ©lectriques, dans lesquels P
est proportionnel Ă E. On a lâhabitude de donner Ă cette combinaison unnom spĂ©cial, celui de vecteur dĂ©placement Ă©lectrique ou induction Ă©lectriqueque lâon reprĂ©sente par le symbole D
D = Ç«0E + P. (3.106)
Dans un diélectrique isotrope, D est simplement ǫE, mais la relation
divD = Ïlibre, (3.107)
sâapplique dans toute situation oĂč lâon peut dĂ©finir les quantitĂ©s macrosco-piques P, E et Ï.
Remarquons que lâĂ©quation (3.107) peut suggĂ©rer que la source de D estla distribution de charges libres, dans le mĂȘme sens que la distribution decharges totale est la source de E. Cela nâest pas correct. Le champ E estuniquement dĂ©terminĂ©, Ă lâaddition dâun champ constant prĂšs, par la distri-bution de charge Ï car, en plus de la loi div(E) = Ï/Ç«0, il y a lâautre conditionrotE = 0. Il nâest pas vrai, en gĂ©nĂ©ral, que rotD = 0. Ainsi la distribution decharge libre ne suffit pas pour dĂ©terminer D au moyen de lâĂ©quation (3.107).On a besoin de quelque chose dâautre, telle que les conditions aux limites surles surfaces des divers diĂ©lectriques.
RĂ©sumons les conclusions essentielles obtenues
1) La matiĂšre peut ĂȘtre polarisĂ©e, sa condition pouvant ĂȘtre complĂštementdĂ©crite, tout au moins en ce qui concerne le champ macroscopique, par unedensitĂ© de polarisation P, qui est le moment dipolaire par unitĂ© de volume.La contribution dâune telle substance au champ Ă©lectrique E est la mĂȘme quecelle dâune distribution de charges Ïliee, existant dans le vide ayant la densitĂ©Ïliee = âdivP. En particulier, Ă la surface dâune substance polarisĂ©e, oĂč P
est discontinu, cela se rĂ©duit Ă une densitĂš de charges superficielles Ï = âPn,Pn Ă©tant la composante normale Ă la surface du vecteur polarisation (nondĂ©montrĂ© dans les notes ciâdessus). On ajoute alors toute distribution decharges libres qui peut ĂȘtre prĂ©sente, et le champ Ă©lectrique est le champ queproduirait dans le vide cette distribution totale de charges. Câest le champ
115
macroscopique E Ă la fois Ă lâintĂ©rieur et Ă lâextĂ©rieur de la matiĂšre, Ă©tantbien entendu quâĂ lâintĂ©rieur de la matiĂšre, il sâagit de la moyenne spatialedu vrai champ microscopique.
2) Si P est proportionnel Ă E dans une substance, on dit que câest undiĂ©lectrique. Nous dĂ©finissons la susceptibilitĂ© Ă©lectrique Ïe et la constantediĂ©lectrique caractĂ©ristique de cette substance Ç« par respectivement Ïe =P/E et Ç« = Ç«0+Ïe. Les charges libres immergĂ©es dans un diĂ©lectrique donnentlieu Ă des champs Ă©lectriques qui sont Ç«0/Ç« fois plus forts que ceux que cesmĂȘmes charges produiraient dans le vide.
3.10.6 Vitesse de phase et de groupe
ConsidĂ©rons deux ondes fâ et f+ ayant des frĂ©quences ÏââÏ et Ï+âÏ,
fâ = A cos[(Ï ââÏ)tâ (k ââk)x], (3.108)
f+ = A cos[(Ï + âÏ)tâ (k + âk)x]. (3.109)
La superposition de ces ondes donne
f = fâ+f+ = A (cos[(Ï ââÏ)tâ (k ââk)x] + cos[(Ï + âÏ)tâ (k + âk)x]) ,
f = 2A cos[âÏtââkx] cos(Ïtâ kx). (3.110)
On peut interprĂ©ter le terme cos(Ït â kx) comme dĂ©crivant la propagationdâune onde dont lâamplitude varie au cours du temps selon cos[âÏtââkx].La quantitĂ©
v = Ï/k, (3.111)
est appelée vitesse de phase, alors que la vitesse de la modulation
u =âÏ
âk, (3.112)
est appelĂ©e la vitesse de groupe. Cette derniĂšre vitesse reprĂ©sente la vitesseĂ laquelle se transmet lâinformation.
116
Chapitre 4
Excitation, Ionisation et
Propriétés Thermodynamiques
des Gaz
4.1 Rappels de physique statistique
Soit un ensemble de N particules toutes identiques, sans interactions mu-tuelles, en Ă©quilibre statistique, avec lâhypothĂšse que lâĂ©nergie totale E etle nombre N se conservent. La distribution dâĂ©nergie du systĂšme, c.Ă .d. lenombre de particules Nr, ayant une Ă©nergie Er, est donnĂ©e par
Nr =gr
eâÏ+ ErkT + α
α = 0 ou ± 1 (4.1)
gr est le nombre de degrĂ©s de libertĂ©s internes ou dâĂ©tats quantiques danslâĂ©tat dâĂ©nergie Er. Suivant les hypothĂšses spĂ©cifiques, on a les diverses dis-tributions suivantes.
Statistique de Boltzmann : α = 0
1) DiscernabilitĂ©1. 2) Complexions, c.Ă .d. rĂ©partitions dans lâespace de phase,Ă©galement probables. 3) LâĂ©tat macroscopique est celui qui est rĂ©alisĂ© par le
1Le fait que les particules soient discernables est important pour le calcul du nombre decomplexions. En effet considérons une boite contenant N particules, le nombre de maniÚresdifférentes (de complexions) de répartir ces particules entre deux moitiés de la boite sera2N si les particules sont discernables. Pour N = 2 cela fait donc 4 complexions. Si lesparticules sont indiscernables, le nombre de complexions est 3.
117
plus grand nombre de complexions (maximum de lâentropie).
Statistique de Bose-Einstein : α = â1
1) Principe dâincertitude. 2) IndiscernabilitĂ©. 3) Etats microscopiques Ă©gale-ment probables. 4) La probabilitĂ© dâun Ă©tat macroscopique dĂ©pend du nombredâĂ©tats microscopiques qui peuvent le rĂ©aliser. La statistique de B.E. sâap-plique aux particules de spin entier ou nul (photons, mĂ©sons Ï, particules α. . .).
Statistique de Fermi-Dirac : α = +1
MĂȘmes hypothĂšses que pour B.E. avec en plus le principe dâexclusion. Sâap-plique au cas des particules de spin demi-entier (Ă©lectrons, positrons, protons,neutrons, neutrinos, mĂ©sons ” . . .).
Ï qui est introduit comme un multiplicateur de Lagrange est souventappelĂ© paramĂštre de dĂ©gĂ©nerescence. Pour Ï âȘ â1, eâÏ est trĂšs grand etles statistiques de B.E. et F.D. tendent vers celle de Boltzmann. Câest le casdes milieux peu denses. On note aussi que
Ï =”
kT(4.2)
oĂč ” est le potentiel chimique, qui est une grandeur intensive (cf. p. ex.Landau et Lifshitz, Physique Statistique). Câest une notion trĂšs utile pourlâĂ©tude des changements dâĂ©tats (ionisation, neutronisation, Ă©quilibre entreneutrons, muons et hypĂ©rons dans les Ă©toiles Ă neutrons, etc. . . .).
Note sur les multiplicateurs de Lagrange
ConsidĂ©rons un exemple simple. Supposons que nous cherchions un ex-trĂȘmum de la fonction f(x, y). Sâil nây a pas de conditions supplĂ©mentaires,nous devons rĂ©soudre les deux Ă©quations
âf
âx= 0,
âf
ây= 0. (4.3)
simultanĂ©ment. La paire rĂ©sultante de valeurs x0, y0 spĂ©cifie les coordonnĂ©esauxquels f a un extrĂȘmum. Supposons maintenant que nous dĂ©sirions cher-cher le maximum de f(x, y) le long dâune courbe donnĂ©e par la conditionauxiliaire y = ya(x). Il peut y avoir un ou plusieurs points le long de cettecourbe oĂč f(x, y) a un maximum ou minimum. Pour obtenir la position du
118
point (x1, y1), extrĂȘmum de f(x, y) le long de la courbe donnĂ©e par la condi-tion auxiliaire, on cherche la valeur de x tel que
d
dxf(x, ya(x)) =
âf
âx+âf
ây
dya(x)
dx= 0. (4.4)
La position du maximum est la solution x1 de cette Ă©quation, la coordonnĂ©ey est donnĂ©e par y1 = ya(x1). Il est possible de trouver (x1, y1) dâune autremaniĂšre. Supposons que lâĂ©quation auxiliaire est g(x, y) = 02. Introduisonsune troisiĂšme inconnue, λ, et cherchons un extrĂȘmum de la nouvelle fonctionf + λg avec comme condition auxiliare que g = 0. En dâautres termes nousdevons rĂ©soudre les trois Ă©quations suivantes
âf
âx+ λ
âg
âx= 0, (4.5)
âf
ây+ λ
âg
ây= 0, (4.6)
g = 0, (4.7)
simultanément afin de déterminer les valeurs de x, y et λ.
QUESTION :Montrer que les trois Ă©quations ciâdessus sontĂ©quivalentes Ă lâEq. 4.4.
Lorsque lâon dĂ©termine la distribution la plus probable, le potentiel chimiqueest introduit comme un multiplicateur de Lagrange utilisĂ© pour contraindrela distribution recherchĂ©e Ă avoir un nombre donnĂ© de particules. Ainsi ilest naturel que le potentiel chimique ait une connection profonde avec lesprocessus, tels que les rĂ©actions nuclĂ©aires ou chimiques, qui changent lenombre de particules et avec les lois de conservation. La tempĂ©rature, quia une signification plus Ă©vidente, est introduite comme un multiplicateur deLagrange utilisĂ© afin de contraindre la distribution Ă avoir une Ă©nergie totaledonnĂ©e.
Equilibre thermodynamique
Un systĂšme thermodynamique formĂ© dâune seule sorte de constituantsest dĂ©fini par deux des variables P, T, V . Cependant souvent le milieu peut
2Dans lâexemple vu plus haut g(x, y) = y â ya(x) = 0.
119
contenir plusieurs types de constituants i en nombres Ni. Lors dâun change-ment de conditions (p.ex. T ), les proportions des divers constituants peuventchanger. Câest le cas dans des rĂ©actions chimiques ou nuclĂ©aires, lors de chan-gements dâĂ©tat, tels lâionisation, la neutronisation ou la cristallisation. Dansun tel systĂšme, U nâest plus fonction de S et V seulement, mais
U = U (S, V, Ni) (4.8)
dâoĂč
dU =
(
â U
â S
)
V,N
dS +
(
â U
â V
)
S,N
dV +â
i
(
â U
â Ni
)
S, V
dNi (4.9)
Lâindice N implique que tous les Ni sont constants. Le potentiel chimiquedes particules i est donnĂ© par
”i =
(
â U
â Ni
)
S, V
(4.10)
On dĂ©finit lâĂ©quilibre thermique : T a atteint une valeur dâĂ©quilibre. Equilibrethermodynamique : Ă©quilibre thermique et Ă©quilibre âchimiqueâ. La conditiondâĂ©quilibre chimique est que de petits changements de Ni ne produisent pasde variations des fonctions thermodynamiques, c.Ă .d.
â
i
”i dNi = 0 (4.11)
Par exemple, en lâabsence de rĂ©actions, les dNi sont indĂ©pendants, et pourchaque constituant on a
”i dNi = 0 (4.12)
Les ”i Ă©tant diffĂ©rents de 0, on a donc dNi = 0. Pour les photons, leur nombreexact nâest pas fixĂ© (Ă cause des interactions avec la matiĂšre), donc dNi 6= 0et lâĂ©quilibre demande ”i = 0.
RĂ©actions avec changement dâĂ©tat ou de phase :
ConsidĂ©rons une rĂ©action, Ă©crite de maniĂšre gĂ©nĂ©raleâ
i
ÎœiAi = 0, (4.13)
120
avec Ai le symbole de lâĂ©lĂ©ment i, et Îœi le coefficient stoechiomĂ©trique.
Exemple : ionisationH+ + eâ âH = 0 (4.14)
Îœ+H = 1, Îœe = 1, ÎœH = â1 (4.15)
Chaque fois que par exemple Îœ1 particule 1 sont dĂ©truites ou synthĂ©tisĂ©es,Îœi particules i apparaissent ou disparaissent. Cela signifie que la variation ennombre des particules 1 est reliĂ©e Ă la variation en nombre des particules ipar la relation
dNi =ΜiΜ1
dN1 (4.16)
ConsidĂ©rons un changement arbitraire, par exemple dN1. La condition dâĂ©qui-libre âchimiqueâ devient
â
i
”i dNi =dN1
Μ1
â
i
Μi ”i = 0 (4.17)
dN1 Ă©tant arbitraire, on a doncâ
i
Μi ”i = 0 (4.18)
Puisque Ï = ”i / kT , la condition dâĂ©quilibre chimique implique aussiâ
i
Îœi Ïi = 0 (4.19)
La somme des produits des paramÚtres de dégénérescence et des facteursstoechiométriques est nulle.
Remarque :
Il convient de sâassurer que la loi de Maxwell-Boltzmann pour la distri-bution des vitesses est connue. On obtient notamment pour le nombre relatifde particules ayant une Ă©nergie dans lâintervalle E, E + dE.
dn(E)
n=
2
Ï1/2
1
(kT )3/2eâE/kT E1/2 dE (4.20)
avec
vmax =
â
2 kT
met
â
v2 =
â
3 kT
m(4.21)
121
Le nombre relatif de particules ayant une vitesse selon lâaxe x comprise entrevx et vx + dvx est donnĂ© par
dnxn
=m1/2
(2Ï kT )1/2eâ
m v2x
2k T dvx (4.22)
4.2 Gaz et atomes excités
ConsidĂ©rons un ensemble N dâatomes avec des Ă©tats dâĂ©nergie En, EâČn.
Nous allons nous intĂ©resser aux nombres dâatomes dans les Ă©tats dâĂ©nergien, nâČ . . . en fonction de T . Ces nombres sont essentiels pour la dĂ©terminationdes intensitĂ©s relatives des raies spectrales dont lâanalyse fournit de nom-breuses informations astrophysiques (voir chapitre 2 et 3). ConsidĂ©rons unesituation dâĂ©quilibre, pour des particules non dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©es, avec Ï âȘ â1. Lenombre dâatomes dans le niveau n (câest-Ă -dire ayant un Ă©lectron extĂ©rieurdans le niveau n) est
Nn = gn eÏ eâEn/kT , (4.23)
oĂč gn est le poids statistique du niveau n. Le peuplement relatif des deuxniveaux n et nâČ est
NnâČ
Nn
=gnâČ
gneâ(EnâČâEn)/kT . (4.24)
Le nombre total N est N =â
n
Nn avec
Nn
N1
=gng1
eâEn, 1/kT En, 1 = En â E1 (4.25)
on aN = N1
â
n
Nn
N1
=N1
g1
â
n
gn eâEn, 1/kt
ïžž ïž·ïž· ïžž
u(T )
. (4.26)
u(T ) est la fonction de partition ; elle peut ĂȘtre vue comme le poids statistiquede lâensemble des atomes sous les conditions considĂ©rĂ©es.
Nn
N=Nn
N1
N1
N=
gnu(T )
eâ (EnâE1)/kT (4.27)
Cette expression donne la fraction du nombre total dâatomes dans lâĂ©tat n.
122
Remarque :
On note que u(T ) tend vers lâinfini, car n â â et max (En, 1) restefini. Cependant, les interactions entre ions abaissent le niveau du continuumet limitent le dĂ©veloppement en sĂ©rie. De fait, dans le calcul de u(T ), onpeut souvent se limiter aux premiers termes. Les quantitĂ©s gn, En, u(T ) sonttabulĂ©es.
Cas de lâhydrogĂšne
Chaque Ă©tat dâexcitation de lâatome dâH est dĂ©crit par trois termes quan-tiques n, L, S. L = nâ1, nâ2, . . . 0 et pour chaque valeur de L il y a 2L+1Ă©tats. Par exemple : prenons n = 3, on a L = 2, 1, 0.
L = 0 2L+ 1 = 1L = 1 2L+ 1 = 3L = 2 2L+ 1 = 5
9 (4.28)
Pour chacun de ces Ă©tats, on a 2S + 1 Ă©tats de spin, câest-Ă -dire 2.
Le poids statistique gn est
gn = 2nâ
K=1
2 (nâK)
ïžž ïž·ïž· ïžž
L
+1
= 2n2 (4.29)
QUESTION : A démontrer par récurrence.
LâĂ©nergie dâun niveau est En = â13.6 eVn2
En, 1 = En â E1 = â13.6
n2+ 13.6 = 13.6
n2 â 1
n2(4.30)
u(T ) âŒ= g1 eâE1, 1/kT â 2 (4.31)
Nn
N= n2 e
â13.6kT
n2â1
n2 (4.32)
avec
k = 1.38 · 10â16 erg · degâ1
= 8.62 · 10â5 eV degâ1
123
On aura par exemple pour N2/N , rapport du nombre dâatomes dans le niveau2 au nombre total
T = 5 · 103K N2 /N = 2.1 · 10â10
1 · 104K 2.9 · 10â5
2 · 104K 1.08 · 10â2
(4.33)
Le peuplement des niveaux supérieurs croßt rapidement avec T .
4.3 Ionisation des gaz
Dans le processus dâionisation, un Ă©lectron liĂ© sur un des niveaux dâĂ©nergieest Ă©jectĂ© dans un Ă©tat non liĂ©. Lâionisation devient importante lorsque kT estdu mĂȘme ordre que le potentiel dâionisation I, (exemple : IH = 13.6 eV, T â105K).
Le continu commence Ă une Ă©nergie I0 (potentiel dâionisation) au-dessus duniveau fondamental. Chaque Ă©lement a une sĂ©rie de valeurs I0 correspondantaux Ă©tats dâionisation successifs. La formule de Saha exprime les concentra-tions relatives dâatomes dans des Ă©tats dâionisation successifs. Elle se dĂ©rivepar une extension de la formule de Boltzmann appliquĂ©e Ă la rĂ©action
atomeneutre
ion + eâ
Soit n00, n01 et ne les concentrations des atomes neutres, des ions et desĂ©lectrons. Le premier indice indique le niveau dâexcitation (0 pour le fonda-mental), le second, le degrĂ© dâionisation.
Le poids statistique ge de lâĂ©lectron de vitesse u (dans le continu) dans levolume dV est
ge = 2d3 p d3 q
h3= (fact.spin)
el. de vol. en phase
dim. dâČune cellule
=2 dV 4Ï p2 dp
h3
Le poids statistique du systĂšme ion + Ă©lectron est
ge · g01 (4.34)
124
Dans son Ă©tat ionisĂ©, le systĂšme a, relativement au niveau fondamental lâĂ©ner-gie
E = I0 +p2
2me
, (4.35)
oĂč p = me u est lâimpulsion de lâĂ©lectron. On avait la loi de Boltzmann
Nm
Nc
=gmgc
eâ(EmâEc)/kT . (4.36)
AppliquĂ©e Ă la rĂ©action dâionisation, elle donne
n0 1
n0 0
=g0 1 · geg0 0
eâ(
I0+ p2
2me
)
/kT(4.37)
Remarque :
Dans le deuxiĂšme membre, nous devrions en fait avoir aussi(
eÏ0 1+Ïe / eÏ00
)
.La relation
â
i Îœi Ïi = 0 implique
Ï0 1 + Ïe â Ï0 0 = 0 (4.38)
ce qui fait que le terme en Ï vaut 1.
Dans le processus dâioniation dâun atome (ou dâun ion), il nây a quâun Ă©lectronĂ©jectĂ©. Le nombre dâĂ©tat quantique que peut occuper cet Ă©lectron est
2dV 4Ïp2dp
h3, (4.39)
avec dV le volume occupĂ© par un Ă©lectron. Cette quantitĂ© peut ĂȘtre exprimĂ©een fonction de ne, dV = 1/ne. On obtient donc
n0 1
n0 0
=1
ne
g0 1
g0 0
8Ï
h3eâ(
I0+ p2
2 me
)
/kTp2 dp (4.40)
Il faut sommer sur tous les Ă©tats finaux, en intĂ©grant sur toutes les vitessesde lâĂ©lectron.
â« â
0e
â p2
2 me kT p2 dp =
âÏ
4(2mekT )3/2 (4.41)
En effet,â« â
0t2 eâat
2
dt =1
4a
âÏ
a(4.42)
125
(cf. par exemple Abramovitz & Stegun Handbook of mathematical functions,Dover Publ.).
On obtient alors
n0 1 nen0 0
=g0 1
g0 0
2
(
2Ïme kT
h2
)3/2
eâ I0/kT (4.43)
Autres degrĂ©s dâionisation et dâexcitation
Lâexpression ci-dessus peut ĂȘtre gĂ©nĂ©ralisĂ©e pour nâimporte quels Ă©tatssuccessifs dâionisation.
n0 j+1 nen0 j
=g0 j+1
g0 j
2
(
2Ïme kT
h2
)3/2
eâIj/kT (4.44)
Ij : potentiel dâionisation de lâĂ©tat j Ă j + 1.Soit Ei j lâĂ©nergie dâexcitation du niveau i de lâion j fois ionisĂ©, relative-
ment au niveau fondamental du ion.
(IjâEij) : potentiel de ionisation depuis le niveau i, j jusquâau niveau fonda-mental de lâĂ©tat dâionisation j + 1
DâaprĂšs Boltzmann, on a
ni jn0 j
=gi jg0 j
eâEi j/kT (4.45)
n0 j+1 nenij
=n0 j+1
n0 j
n0 j
nijne =
g0 j+1
gij2
(
2Ïme kT
h2
)3/2
eâ(
IjâEijkT
)
(4.46)
Formule dite de Saha-Boltzmann
On peut aussi chercher lâexpression donnant le rapport nj+1 / nj des atomesj + 1 fois ionisĂ©s aux atomes j fois ionisĂ©s, quel que soit lâĂ©tat dâexcitation.
On anin
=gi
u(T )eâEi/kT (4.47)
qui devient pour lâĂ©tat ij
nijnj
=gijuj
eâEij/kT (4.48)
126
et pour lâĂ©tat 0 j + 1n0 j+1
nj+1
=g0 j+1
uj+1
(4.49)
En remplaçant, on trouve lâexpression cherchĂ©e
nj+1 nenj
=nijnj
nj+1
nijne =
nijnj
n0j+1
nijnenj+1
n0j+1
=uj+1
uj2
(
2Ïme kT
h2
)3/2
eâIj/kT
(4.50)
Remarques :
1) A la place de ne, on utilise parfois la pression Ă©lectronique Pe
Pe = ne kT (4.51)
nj+1
nj= 2
uj+1
uj
(2Ïme
h2
)3/2 (kT )5/2
PeeâIj/kT (4.52)
Lâionisation est favorisĂ©e par : T Ö ou Pe Ö. Ainsi, Ă T Ă©gales, les Ă©lĂ©mentssont davantage ionisĂ©s dans les Ă©toiles supergĂ©antes que dans les naines. LesĂ©lĂ©ments de bas potentiels de ionisation sont Ă©videmment ionisĂ©s en premier.
2) Les diverses quantitĂ©s atomiques sont tabulĂ©es. Voir p. ex. Corliss andBozman (1962), Nat. Bur. Std. US Monography no. 53 ; Allen (1973), Astro-physical Quantities ; Drawin H.W. and Felenbok P. (....). Data for plasmas inLocal Thermodynamic Equilibrium. Voir Figs. 4.1 et 4.2 des tables donnantles potentiels dâionisation, les fonctions de partition et les poids statistiques(cf. Allen, 1973)
Explications :
Y indique le degrĂ© dâionisation. U est la fonction de partition. g0 est lepoids statistique du niveau fondamental. Î mesure la tempĂ©rature
Î =5040K
T(4.53)
Lâexamen de la table des potentiels dâionisation nous montre que :
pour He, Ne : I > 20 eV
H, C, N, O . . . : I entre 10 et 20 eV
Na, Mg, Al, K, Ca, Si : I entre 4 et 8 eV
127
Fig. 4.1 â Potentiels dâionisation.
Ce sont ces derniers Ă©lĂ©ments, facilement ionisables, qui sont les principauxpourvoyeurs dâĂ©lectrons libres Ă des T intermĂ©diaires (cf. Soleil). Ces Ă©lĂ©mentsinfluencent donc lâionisation de lâH et sont donc importants pour la structurede lâatmosphĂšre.
Exemples :
Cas de H
Evaluons le rapport n20 / ntot des nombres dâatomes absorbant dans la sĂ©riede Balmer au nombre total dâatomes neutres et ionisĂ©s.
n20
ntot=
n20
n0 + n1
=n20/n0
1 + n1
n0
ââ Boltzmannââ Saha
(4.54)
LâintensitĂ© des raies de la SĂ©rie de Balmer passe par un maximum vers 104K
128
Fig. 4.2 â Fonction de partition.
129
(Figs. 4.3 et 4.4).
Fig. 4.3 â fraction du nombre dâatome dâhydrogĂšne avec un Ă©lectron dans leniveau dâexcitation 2.
Cas du Ca
On peut avoir plusieurs Ă©tats dâionisation simultanĂ©ment.
Exemple :
Ca Ca+ Ca++
aussi note CaI CaII CaIII(4.55)
n0
ntot=
1
1 + n1
n0+ n2
n0
memes types dâČexpressions pourn1
ntotet
n2
ntot
Ions négatifs
Un atome neutre peut, dans certains cas, former un ion nĂ©gatif par capturedâun Ă©lectron supplĂ©mentaire. Un cas important en astrophysique est
H + eâ Hâ (4.56)
130
Fig. 4.4 â Spectre dâune Ă©toile. Les raies de Balmer sont bien visibles. Sauriez-vous les identifier ?
131
Fig. 4.5 â Etat dâionisation du calcium Ă diffĂ©rentes tempĂ©ratures.
Fig. 4.6 â Force des raies spectrales selon le type spectral.
132
Fig. 4.7 â Spectres reprĂ©sentatifs des diffĂ©rentes types spectraux.
133
Le noyau dâH nâest pas complĂštement protĂ©gĂ© par un Ă©lectron liĂ© et il peutsâassocier un deuxiĂšme Ă©lectron. Lâion Hâ contribue beaucoup Ă lâopacitĂ© descouches extĂ©rieures du Soleil (pour λ < 16550 Ă ). Le maximum dâabsorptionest situĂ© vers 8000 Ă . LâĂ©quation de Saha fournit le rapport
nHnHâ
Pe =(
2Ïme
h2
)3/2
(kT )5/2 2 · 2
1e
â0.747 eVkT (4.57)
LâĂ©nergie de liaison de lâĂ©lectron supplĂ©mentaire est faible : 0.747 eV . Il existedâautres possibilitĂ©s dâions nĂ©gatifs, p. ex. Câ, Oâ ; en astrophysique, seulHâ
joue un rĂŽle important. Lâeffet sur la santĂ© des ions nĂ©gatifs de lâatmosphĂšreterrestre a parfois Ă©tĂ© Ă©voquĂ©.
4.4 Poids moléculaire et pression des milieux
neutres, partiellement ou complĂštement io-
nisés.
Le degrĂ© dâionisation influence le poids molĂ©culaire moyen ” : masse enunitĂ© atomique par particule libre. ” intervient notamment dans lâĂ©quationdâĂ©tat P (Ï, T, composition), p.ex. pour le gaz parfait P = (k/”mH) Ï T . Laconcentration n de particules et leur densitĂ© Ï sont liĂ©es par
n =Ï
”mH
(4.58)
mH : masse de lâatome dâhydrogĂšne.
ConsidĂ©rons un milieu constituĂ© de divers Ă©lĂ©ments j, de masse atomique Aj.Soit Xj la fraction de masse de lâĂ©lĂ©ment j.
n =Ï
”mH
=â
j
ÏXjNAV
Aj(1 + Ej) (4.59)
ÏXj : densite partielle de jNAV /Aj : nombre dâČatomes j par gramme(1/mH = NAV )1 + Ej : nombre de particules (1 ion +Ej electrons)
(4.60)
On a donc1
”=â
j
Xj
Aj(1 + Ej) (4.61)
134
Le nombre dâĂ©lectrons libres par unitĂ© de volume est
ne =Ï
mH
â
j
Xj
AjEj (4.62)
Définissons ”e par
ne =Ï
”emH
donc1
”eâĄâ
j
Xj
AjEj (4.63)
DĂ©finissons Ă©galement le nombre moyen dâĂ©lectrons par atome ou ion
E =
â
jXj
AjEj
â
jXj
Aj
Milieu neutre : Ej = 0
Le poids moléculaire moyen ”0 de la matiÚre neutre est
1
”0
=â
j
Xj
Aj(4.64)
Milieu complÚtement ionisé : Ej = Zj
1
”=â
j
Xj (1 + Zj)
Aj(4.65)
On représente souvent les abondances des éléments par X, Y, Z, fractions enmasse de H, He et des éléments lourds. Pour le soleil, on a typiquement :
X = 0.70
Y = 0.28
Z = 0.02
En fonction de X, Y, Z le poids moléculaire du milieu complÚtement ionisésera
1
Ӊ 2X +
3
4Y +
Z
2(4.66)
En tenant compte du fait que X + Y + Z = 1, on a
1
”â 5X + 3â Z
4(4.67)
135
Pour H pur ionisĂ© : ” = 1/2Pour des mĂ©taux ionisĂ©s : ” â 2
La concentration en Ă©lectrons libres est
ne =Ï
mH
â
j
Xj
AjZj (4.68)
En fonction de X, Y, Z ,
ne âÏ
2mH
(1 +X) (4.69)
câest-Ă -dire1
”eâ 1
2(1 +X) (4.70)
Milieu partiellement ionisé
Considérons un milieu partiellement ionisé. Soit E la valeur moyenne durapport
E =nombre dâČelectrons libres
nombre dâČatomes ou dâČions(4.71)
La pression des ions et des atomes neutres est
P0 =k
”0mH
Ï T =R
”0
Ï T (4.72)
La pression du gaz dâĂ©lectrons est
Pe =R
”eÏ T (4.73)
”e : masse moyenne par électron libre
”e =”0
E(4.74)
Pe =R
”0
E ÏT (4.75)
La pression du gaz (atomes neutres, ions, Ă©lectrons) est donc
Pg =R
”0
(1 + E) Ï T (4.76)
136
et le poids moléculaire moyen du mélange est
” =”0
1 + E(4.77)
Il faut Ă©valuer E, ce qui dans le cas dâun mĂ©lange dâĂ©lĂ©ments nâest pas im-mĂ©diat. On note que la valeur du rapport
PgPe
=1 + E
E(4.78)
Pg
Pe⌠2 dans une Ă©toile dâhydrogĂšne oĂč lâionisation est complĂšte, tandis que
dans une Ă©toile froide Pe
Pgâ 0. La pression totale, en tenant compte de la
pression de radiation est
P =R
”ÏT +
1
3a T 4 ⥠R
”ÎČÏT (4.79)
en dĂ©signant par ÎČ le rapport ÎČ = Pg/P .
4.5 Propriétés physiques du milieu partiellement
ionisé
Lâionisation est un processus trĂšs important en astrophysique, notammentdans le milieu interstellaire, les Ă©toiles, les noyaux de galaxies, etc. . . ..Lâionisation, surtout lâionisation partielle modifie beaucoup les fonctions ther-modynamiques du milieu, par exemple Cp et Cv.
QUESTION : Pourquoi ?
Dans la littĂ©rature, on Ă©tudie souvent lâionisation partielle dâun milieu dâhy-drogĂšne pur. Cependant, ce traitement ne fait pas apparaĂźtre une caractĂ©ris-tique essentielle : le couplage des ionisations des divers Ă©lĂ©ments.
ConsidĂ©rons un mĂ©lange dâ H et dâHe partiellement ionisĂ©. La thĂ©orie se gĂ©-nĂ©ralise aisĂ©ment au cas oĂč dâautres Ă©lĂ©ments sont aussi partiellement ionisĂ©s.
DĂ©finissons Îœi
Îœi =nombre dâČatomes ou dâČions de lâČelement i
nombre total dâČatomes ou dâČions(4.80)
137
On auraâ
i Îœi = 1. Soit aussi
Xsi =
nombre dâČatomes i dans lâČetat dâČionisation s
nombre dâČatomes ou dâČions i(4.81)
On aura donc pour E
E =â
i
Îœi
Ziâ
s=0
sXSi (4.82)
On définit aussi
Y Si =
Ziâ
r=s+1
Xri (4.83)
Câest le nombre dâatomes i dans les Ă©tats dâionisation supĂ©rieurs Ă s, relati-vement au nombre dâatomes ou dâions de lâĂ©lĂ©ment i. On a
E =â
i
Ziâ1â
s=0
Îœi Ysi (4.84)
Dans le cas du mélange :
élément 1 : H, H+
élément 2 : He, He+, He++
Les quantités vues ci-dessus deviennent, en rapport de nombres :
X11 = H+
H+H+ X12 = He+
He+He++He++ X22 = He++
He+He++He++
Y 01 = X1
1 Y 02 = X1
2 +X22 Y 1
2 = X22
Pour simplifier lâĂ©criture, nous dĂ©signerons les quantitĂ©s ci-dessus respective-ment par : X1, X2, X3, Y1, Y2, Y3.
Alors,
E =â
i
Μi Yi = Μ1X1 + Μ2 (X2 +X3) + Μ2X3
= Μ1X1 + Μ2 (X2 + 2X3)
138
LâĂ©quation de Saha nous donne le rapport
X1 Pe(1âX1)Pg
= K1 (4.85)
avec
K1 =(2Ïme)
3/2 (kT )5/2
ÎČ P h3Ï1 e
âI1/kT (4.86)
etÏ1 = 2
UH+
UH(4.87)
LâĂ©quation de Saha ainsi Ă©crite nĂ©glige les effets des interactions Ă©lectrosta-tiques. On a ainsi au total 4 Ă©quations
X1
1âX1
E1+E
= K1
X2
1âX2âX3
E1+E
= K2
X3
X2
E1+E
= K3
Μ1X1 + Μ2 (X2 + 2X3) = E
4 équations coupléesavec X1, X2, X3 et Ecomme inconnues
(4.88)
Les termes Ki sont dĂ©finis de la mĂȘme maniĂšre que K1, avec
I1 = 13.598 eV
I2 = 24.587 eV
I3 = 54.416 eV
et
Ï1 = 2U+H
UH= 2 · 1
2= 1
Ï2 = 2U+He
UHe= 2 · 2
1= 4
Ï3 = 2U++He
U+He
= 2 · 1
2= 1
139
Ces Ă©quations sont applicables dans les milieux oĂč la pression est faible (p.ex. couches extĂ©rieures des Ă©toiles, milieu interstellaire). En profondeur dansles Ă©toiles, les Ă©lĂ©ments sont complĂštement ionisĂ©s par effets Ă©lectrostatiques(ionisation par effet de pression pour [log T â 0.123 log P ] > 4.09).
Les quatre Ă©quations ci-dessus sont rĂ©solues par une mĂ©thode itĂ©rative ; onsuppose dâabord que seul H contribue Ă E, etc.
Fonctions thermodynamiques
Le calcul des fonctions thermodynamiques (p.ex. Cp, Cv, âad etc.. . .) de-mande lâexpression de P (Ï, T ) et celle de U (P, T ), Ă©nergie interne par unitĂ©de masse. LâĂ©nergie interne est la somme de lâĂ©nergie cinĂ©tique dâagitationthermique, de lâĂ©nergie dâionisation dans les divers degrĂ©s dâionisation dechaque Ă©lĂ©ment, et de lâĂ©nergie du rayonnement.
U =3
2
kT
”mH
+1
”0mH
â
i
Îœi
Ziâ1â
s=0
Y si I
si +
a T 4
Ï
=3
2
RT
”+
R
”0 k
â
i
Îœi
Ziâ1â
s=0
Y si I
si +
3 (1â ÎČ)
ÎČ
RT
”
U =R
”0
[
3
2+
3 (1â ÎČ)
ÎČ
]
(1 + E)T +1
k
â
i
Îœi
Ziâ1â
s=0
Y si I
si
(4.89)
Les diverses fonctions thermodynamiques du gaz partiellement ionisĂ© ontĂ©tĂ© calculĂ©es par Baker et Kippenhahn (Zeitschrift fĂŒr Astrophysik, 54, 114,1962). En exprimant U (T, P ), on a
Cp =
(
dQ
dT
)
P
=
(
â U
â T
)
P
â P
Ï2
(
âÏ
âT
)
P
(4.90)
Cv =
(
dQ
dT
)
Ï
=
(
â U
â T
)
Ï
= â(
â U
â P
)
T
(
â P
â T
)
Ï
(4.91)
et
Cp =R
”0
[
5
2+
4 (1â ÎČ) (4 + ÎČ)
ÎČ2
]
(1 + E) +â
i
ÎœiGi
Ï2i
(4.92)
140
avec
Ïi =5
2+
4 (1â ÎČ)
ÎČ+
IikT
(4.93)
etGi =
1
Yi (1â Yi)+
ÎœiE(1 + E)
(4.94)
LâintĂ©rĂȘt de ces expressions est quâelles peuvent se gĂ©nĂ©raliser au cas demĂ©langes quelconques. Dans un milieu partiellement ionisĂ©, les chaleurs spĂ©ci-fiques peuvent ĂȘtre multipliĂ©es par plus de 30 par rapport au cas de la matiĂšrenon ionisĂ©e. En effet, durant lâionisation, un apport de chaleur augmente ledegrĂ© dâionisation et la tempĂ©rature du milieu varie peu.
On relĂšve aussi que pour un milieu neutre, sans tenir compte de Prad
Cv =3
2
R
”0
(4.95)
tandis que pour un milieu complÚtement ionisé
Cv =3
2
R
”0
(1 + E) (4.96)
Dans le cas de lâH, la chaleur spĂ©cifique du milieu ionisĂ© sera deux fois plusĂ©levĂ©e que celle du milieu neutre.
4.6 Influence de lâĂ©tat physique du milieu stel-
laire sur les chaleurs spécifiques.
Les exposants adiabatiques.
Rappels et définitions
Dans le cas dâune transformation adiabatique dans un milieu de gaz parfait,on a par unitĂ© de masse (voir chapitre 2)
P V Îł = const.P
ÏÎł= const.
T
ÏÎłâ1= const.
PTÎł
1âÎł = const.
141
Fig. 4.8 â Chaleurs spĂ©cifiques.
142
Dans le cas de transformations adiabatiques pour un milieu ayant une Ă©qua-tion dâĂ©tat plus gĂ©nĂ©rale on Ă©crira les expressions plus gĂ©nĂ©rales suivantes :
P
ÏÎ1= const.
T
ÏÎ3â1= const. (4.97)
P TÎ2
1âÎ2 = const. (4.98)
Les Îi sont dĂ©finis par
Î1 âĄ(
d ânP
d ân Ï
)
ad
Î3 â 1 âĄ(
d ân T
d ân Ï
)
ad
Î2
Î2 â 1=
(
d ânP
d ân T
)
ad
⥠1
âad
â Ces âgammasâ sont trĂšs utiles en structure stellaire, ils interviennentdans de nombreux problĂšmes, p. ex. : Î2 pour lâinstabilitĂ© convective.Î1 et Î3 interviennent dans la thĂ©orie des pulsations notamment.
â Remarquons que deux seulement des trois Îi sont indĂ©pendants, on aen effet lâidentitĂ©
Î2
Î2 â 1=
Î1
Î3 â 1(4.99)
â Les Îi, i = 1 a 3 ne sont pas Ă©gaux Ă Cp/Cv, sauf dans le cas du gazparfait. On aura des expressions de Îi qui dĂ©pendent de lâĂ©quationdâĂ©tat du milieu considĂ©rĂ©.
Quelques relations utiles
Quelques développements utiles sont montrés sur les Figs. 4.11, ?? et ??.
Relations entre les Îi et les chaleurs spĂ©cifiques
ConsidĂ©rons lâĂ©nergie interne U = U (T, Ï). La premiĂšre loi de la ther-modynamique donne
ÎŽq = dU + P dV = CvdT +
[(
â U
âÏ
)
T
â P
Ï2
]
dÏ (4.100)
oĂč ÎŽq est la chaleur fournie au systĂšme par unitĂ© de masse car
dU = Cv dT +
(
â U
â Ï
)
T
d Ï (4.101)
143
Fig. 4.9 â
144
Fig. 4.10 â
145
Fig. 4.11 â
146
Dans le cas dâune transformation adiabatique, on a que lâEq.(4.100) est Ă©galeĂ 0. Ceci donne
Î3 â 1 âĄ(
d ân T
d ân Ï
)
ad
=
PÏâ Ï
(â UâÏ
)
T
Cv T(4.102)
On a en outre la relation thermodynamique suivante (rappelée au cours) :(
â U
â Ï
)
T
=P
Ï2â T
Ï2
(
â P
â T
)
Ï
(4.103)
Donc
Î3 â 1 =1
ÏCv
(
âP
âT
)
Ï
(4.104)
On Ă©crit lâĂ©quation dâĂ©tat sous la forme gĂ©nĂ©rale
d ân Ï = α d ânP â ÎŽ d ân T (4.105)
avec
α =
(
â ân Ï
â ânP
)
T
ÎŽ = â(
â ân Ï
â ân T
)
P
(4.106)
Lorsque Ï est constant, dân Ï = 0 et donc(
âânP
âân T
)
Ï
=ÎŽ
α
doncÎ3 â 1 =
1
ÏCv
P
T
ÎŽ
α
dâoĂč
Cv =PÎŽ
Ï Tα
1
Î3 â 1(4.107)
On obtient ainsi une relation entre Î3 â 1 et Cv.
On obtient une relation entre Î1 et Î3 en utilisant lâexpression gĂ©nĂ©rale pourlâĂ©quation dâĂ©tat. Nous avons
d ân Ï = α d ânP â ÎŽ d ân T (4.108)
147
dâoĂč
Î1 =
(
d ânP
d ân Ï
)
ad
=1
α+Ύ
α
(
d ân T
d ânÏ
)
ad
(4.109)
Î1 =1
α+Ύ
α(Î3 â 1) (4.110)
La chaleur spécifique Cp est obtenue par
Î2â1Î2⥠âad âĄ
(â ânTâ ânP
)
ad= PÎŽ
Cp Ï T
Cette derniÚre égalité est démontrée au cours. Donc on a
Cp =P ÎŽ
Ï T
Î2
Î2 â 1(4.111)
En divisant les expressions pour Cp et Cv, on a
CpCv
=Î2
Î2 â 1α (Î3 â 1) (4.112)
qui devient, en utilisant Î2
Î2â1= Î1
Î3â1
γ ⥠CpCv
= αÎ1 (4.113)
On vĂ©rifie immĂ©diatement que si ÎŽ = α = 1 on a Î1 = Î3 = Î2 = Îł.
Marche Ă suivre pour calculer les fonctions thermodynamiques :
Il faut connaĂźtre
P (Ï, T )U(Ï, T )
physique du milieu considere
On cherche en premier α et Ύ
α =
(
â ân Ï
â ânP
)
T
ÎŽ = â(
â ân Ï
â ân T
)
P
Ensuite Cv
Cv =
(
â U
â T
)
Ï
148
Fig. 4.12 â
Lâexpression (4.107) nous fournit
Î3 â 1.
Lâexpression (4.110) nous fournit
Î1.
Lâexpression (4.99) donneÎ2
Î2 â 1.
La chaleur spĂ©cifique Cp sâobtient par lâexpression (4.111). LâĂ©quation (4.113)fournit Îł. La Fig. 4.12 rĂ©sume la procĂ©dure
149
4.7 Chaleurs spécifiques et exposants adiaba-
tiques pour un mélange de gaz parfait et
de rayonnement
Il sâagit de calculer α, ÎŽ, Cv, Î3 â 1, Î1, Î2 /(Î2 â 1), Cp et Îł enobservant la marche Ă suivre.
P =1
3a T 4 +
k
”mH
Ï T (4.114)
On a donc
Ï =PkT”mH
â 1
3
a T 3
k”mH
(4.115)
α =
(
â ân Ï
â ânP
)
T
=P
Ï
(
â Ï
â P
)
T
=P
Ï
”mH
kT=
P
Pg⥠1
ÎČ(4.116)
ÎŽ = â(
â ân Ï
â ân T
)
P
= â TÏ
(
â Ï
â T
)
P
(4.117)
ÎŽ =T
Ï
Pk T 2
”mH
+T
Ï
a T 2
k/”mH
=P
Pg+
3PradPg
P
P=
1
ÎČ+
3 (1â ÎČ)
ÎČ=
4
ÎČâ3 (4.118)
α =1
ÎČÎŽ =
4
ÎČâ 3
ÎŽ
α= 4 â 3ÎČ (4.119)
De lâexpression de lâĂ©nergie interne, (nous dĂ©signons par cv, cp les chaleursspĂ©cifiques du gaz parfait et Îłg = cp/cv)
U = a T 4
Ï+ Cv T
ïžž ïž·ïž· ïžž
cpâcvcpâcv
cv
T = cpâcvcpcv
â 1T = k/”mH
Îłg â 1T
On tire Cv la chaleur spécifique à V = const du mélange.
Cv =
(
â U
â T
)
Ï
=4a T 3
Ï+k/”mH
Îłg â 1(4.120)
150
QUESTION : Montrer que
Cv =k/”mH
Îłg â 1
(
ÎČ + 12 (Îłg â 1) (1â ÎČ)
ÎČ
)
(4.121)
Pour un gaz monoatomique Îłg = 5/3.
cv =3
2
k
”mH
(4.122)
Cv = cv8â 7ÎČ
ÎČ(4.123)
On obtient Î3 â 1 Ă lâaide de lâĂ©quation (4.107)
Î3 â 1 =P
ÏT
Ύ/α
Cv=
(4â 3ÎČ) (Îłg â 1)
ÎČ + 12 (Îłg â 1) (1â Îł) (4.124)
Pour un gaz monoatomique,
Î3 â 1 =8â 6ÎČ
24â 21ÎČ(4.125)
Par lâEq. (4.110) Î1 = 1α
+ Ύα
(Î3 â 1)
Î1 = ÎČ +(4â 3ÎČ)2 (Îłg â 1)
ÎČ + 12 (Îłg â 1) (1â ÎČ)(4.126)
Pour un gaz monoatomique,
Î1 =32â 24ÎČ â 3ÎČ2
3 (8â 7ÎČ)(4.127)
Ensuite, on obtient Î2
Î2â1= 1
âad.
Î2
Î2 â 1=
Î1
Î3 â 1=
[ÎČ + 12 (Îłg â 1) (1â ÎČ)][
ÎČ + (4â3ÎČ)2 (Îłgâ1)ÎČ+12 (Îłgâ1) (1âÎČ)
]
(4â 3ÎČ) (Îłg â 1)
=ÎČ2 + 12ÎČ (Îłg â 1) (1â ÎČ) + (4â 3ÎČ)2 (Îłg â 1)
(4â 3ÎČ) (Îłg â 1)
151
Pour un gaz monoatomique avec Îłg = 5/3, on a
Î2
Î2 â 1=
1
âad
=â3ÎČ2 â 24ÎČ + 32
2 (4â 3ÎČ)(4.128)
On vĂ©rifie aisĂ©ment que pour ÎČ â 1 (gaz parfait), Î1, Î2, Î3 tendent versÎłg.
Pour ÎČ â 0 Î1 = Î2 = Î3 = 4/3.
Dans le cas gĂ©nĂ©ral, les Îi ont des valeurs intermĂ©diaires entre 5/3 et 4/3.
Le rapport γ ⥠Cp
Cvdu mĂ©lange sâobtient par lâ Eq.(4.113)
Îł = αÎ1 = 1 +(4â 3ÎČ)2 (Îłg â 1)
ÎČ2 + 12ÎČ (Îłg â 1) (1â ÎČ)(4.129)
et pour un gaz monoatomique, il vaut
Îł =32â 24ÎČ â 3ÎČ2
3ÎČ (8â 7ÎČ)(4.130)
Finalement, Cp sâobtient par
Cp = αÎ1Cv (4.131)
On trouve aprĂšs simplification
Cp =1
ÎČ2
k/”mH
Îłg â 1
[
4 (ÎČ2 + 4 Îłg â 4)â 3ÎČ (â 4 + 4 Îłg + ÎČ Îłg)]
(4.132)
Pour Îł = 53, Cp = k
ÎČ2 ”mH
32
[323â 8ÎČ â ÎČ2
]
et si ÎČ = 1, Cp = 52
k”mH
On note que lâaugmentation relative de Prad accroĂźt les chaleurs spĂ©cifiques,tandis que les Îi â 4/3 ; câest un facteur dâinstabilitĂ©s stellaires. La Fig. 4.13rĂ©sume les rĂ©sultats obtenus.
152
Fig. 4.13 â
153
Chapitre 5
Les gaz dégénérés
5.1 Généralités
Les fermions, particules de spin demi-entier, obĂ©issent Ă la statistique deFermi-Dirac. ConsidĂ©rons des fermions dans un certain volume, le PrincipedâExclusion nous dit que lâextension en phase de chaque particule satisfaitlâinĂ©galitĂ© suivante
â3 pi â3 qi â„ h3
Cette expression nous permet dĂ©jĂ de saisir que si lâon confine fortementles fermions (c.Ă .d. â qi Ö), nous aurons, lorsque la limite ci-dessus seraatteinte, des impulsions croissantes â pi Ö. Donc des vitesses Ă©levĂ©es et unenouvelle source de pression dâorigine non-thermique.
Considérons un milieu ionisé, avec des électrons et des noyaux :
electrons me penoyaux mN pN
LâĂ©quipartition de lâĂ©nergie implique (cas non relativiste)
p2N
2mN
=p2e
2me
,
dâoĂčpNpe
=(mN
me
)1/2
= A1/2(mH
me
)1/2
154
Pour une mĂȘme valeur de lâĂ©nergie, le domaine des impulsions des noyaux estA3/2 (mH/me)
3/2 plus grand que celui des Ă©lectrons. Ce sont donc les Ă©lectronsqui vont se heurter les premiers au Principe de Pauli, lorsque la densitĂ©augmente dans le milieu. Ce phĂ©nomĂšne dit de dĂ©gĂ©nĂ©rescence intervientdans le cas des neutrons pour Ï âŒ 1014 kg/dm3, et dans le cas des Ă©lectronspour Ï âŒ 10â2 Ă T = 300 K et pour Ï âŒ 104 Ă T = 107 K.
Soit N fermions dâĂ©nergie totale E, Nr fermions dâĂ©nergie Er avec
E =â
r
Nr Er N =â
r
Nr
Nr =gr
eâÏ+ErkT + 1
,
gr est le poids statistique des particules dâĂ©nergieEr dans le domaine â3 pr â3 qr.Pour les Ă©lectrons qui ont deux Ă©tats de spin, gr vaut
gr =2
h3â3 pr â3 qr
(Pour des neutrinos dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s, ce qui survient lors dâexplosions de superno-vae, le facteur numĂ©rique est 1). En passant Ă la limite pour une distributioncontinue et isotrope des Ă©nergies cinĂ©tiques, on a pour le nombre de particulespar unitĂ© de volume spatial
n(p) d3 p =8Ï p2 dp
h3
1
eâÏ+ EkT + 1
ïžž ïž·ïž· ïžž
q (Ï, E/kT )
q(Ï, E/kT ) est le taux dâoccupation des cellules.
Remarques :
1. Un gaz non dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© est un gaz pour lequel q âȘ 1, pour toute valeurde E/kT . Cela signifie donc que Ï âȘ â1. Dans ce cas
q â eÏ Â· eâE/kT
et la distribution est donnĂ©e par la loi de MaxwellâBoltzmann.
155
2. Un gaz complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© est un gaz pour lequel Ï â â. Pourles Ă©nergies infĂ©rieures Ă une certaine valeur EF , Ă©nergie de Fermi, ona q = 1. Au-dessus on a q = 0. Notons que si toutes les cellules delâespace de phase sont occupĂ©es par deux particules
n(p) d3 p =8Ï p2 dp
h3
3. q = 12
pour EkT
= Ï
4. MĂȘme pour T = 0, les particules ont des vitesses non nulles.
5.2 Gaz partiellement dégénéré
Entre lâĂ©tat de gaz parfait et celui de gaz complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© dâĂ©lec-trons, il y a une suite continue dâĂ©tats partiellement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s. Cherchonsles expressions de P (Ï, T ) et de lâĂ©nergie interne. On a pour la concentrationĂ©lectronique
ne =â« â« â«
n(p) d3p =8Ï
h3
â« â
0
p2 dp
eâÏ+ EkT + 1
La densitĂ© Ï est Ï = ”emH ne et la pression (cf. chapitre I),
P =1
3
â« â« â«
n(p) p v d3 p
en se souvenant que n(p) d3 p est la concentration spatiale, on a
P =8Ï
3h3
â« â
0v
p3 dp
eâÏ+ EkT + 1
et pour la densitĂ© dâĂ©nergie
u =â« â
0E n(p) d3 p =
8Ï
h3
â« â
0
E p2 dp
eâÏ+ EkT + 1
,
oĂč E est lâĂ©nergie cinĂ©tique de translation. Pour des densitĂ©s croissantes Ă T = const., un gaz passera par les stades de : gaz parfait - partiellement
156
dégénéré - complÚtement dégénéré non relativiste - complÚtement dégénérépartiellement relativiste - complÚtement dégénéré relativiste.
Gaz partiellement dégénéré non relativiste
Dans ce cas E = p2
2me. Posons x = E
kT= p2
2mekT.
ne =8Ï
h3
(2me kT )3/2
2
â« â
0
x1/2dx
eâÏ+x + 1
=4Ï
h3(2me kT )3/2 F1/2(Ï)
Les intégrales de Fermi sont définies par
Fn(Ï) =â« â
0
xn dx
eâÏ+x + 1
Ces intégrales sont tabulées pour F1/2, F3/2. Il existe également des déve-loppements en série dans plusieurs cas intéressants. Réf. : Cox and GiuliPrinciples of stellar structure, p. 1143.
La pression devient, en notant que
v =p
me
P =8Ï
3h3me
â« â
0
p4 dp
eâÏ+E/kT + 1=
8Ï
3h3kT (2me kT )3/2
â« â
0
x3/2 dx
eâÏ+x + 1ïžž ïž·ïž· ïžž
F3/2(Ï)
LâĂ©quation dâĂ©tat est donc dĂ©finie par les deux Ă©quations paramĂ©triques
P = 8Ï3h3 (2me kT )3/2 kT F3/2(Ï)
Ï = 4Ïh3 (2me kT )3/2 ”emH F1/2 (Ï)
157
Cas de dĂ©gĂ©nerescence trĂšs faible (Ï âȘ â1)
Fn (Ï) ââ eÏâ« â
0eâxxn dx
LâintĂ©graleâ« â
0xn eâax dx =
Î(n+ 1)
an+1
La fonction gamma jouit de diverses propriétés
Î(n+ 1) = nÎ(n)
Î(1.5) =
âÏ
2donc F1/2(Ï) =
âÏ eÏ
2
Î(2.5) =3
4
âÏ F3/2(Ï) =
3
4
âÏ eÏ
On a alorsP =
8Ï
3h3(2me kT )3/2 kT
3
4
âÏ eÏ
Ï =4Ï
h3(2me kT )3/2 ”e mH
âÏ
2eÏ
Dans ce cas, on calcule aisĂ©ment Ï fonction de (Ï, T ) et on vĂ©rifie que lapression Ă©lectronique suit la loi des gaz parfaits
P
Ï=
kT
”emH
Cas de dĂ©gĂ©nerescence trĂšs forte (Ï â« 1)
Les fonctions de Fermi deviennent
Fn(Ï) =â« Ï
0xn dx =
Ïn+1
n+ 1
158
QUESTION :Pourquoi la limite supĂ©rieure dâintĂ©gration est-elleprise Ă©gale Ă Ï ?
QUESTION :Montrer que dans ce cas, lâĂ©quation dâĂ©tat devient
P = K1 (Ï
”e)5/3
et trouver K1
Remarque :
On peut Ă©galement obtenir les expressions de la densitĂ© dâĂ©nergie interne,et vĂ©rifier P = 2
3u.
5.3 Gaz complÚtement dégénérés
Lorsque Ï augmente, le gaz devient complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© N.R., puis lavitesse des Ă©lectrons tendant vers c, on a le cas complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© rela-tiviste. Dans les deux cas limites, lâĂ©quation dâĂ©tat se dĂ©rive trĂšs facilement.
Gaz complÚtement dégénéré N.R.
Il suffit de prendreq (Ï, E/kT ) = 1
jusquâĂ pF et zĂ©ro au-dessus. On a
ne =8Ï
h3
â« pF
0p2 dp =
8Ï
3h3p3F
etÏ
”e=
8Ï
3
mH
h3p3F
On utilisera cette expression pour obtenir pF Ă Ï donnĂ©. La pression devient
P =8Ï
3h3
â« pF
0
p
me
p3 dp =8Ï
15h3
p5F
me
En Ă©liminant pF , on a
P = K1
(
Ï
”e
)5/3
159
avec
K1 =8Ï
15h3me
(
3h3
8ÏmH
)5/3
= 1.004 · 1013 CGS
La pression nâest fonction que de Ï, elle est indĂ©pendante de T . Elle est doncidentique Ă 0 K et Ă des valeurs plus Ă©levĂ©es de T , tant que kT âȘ EF .
QUESTION :VĂ©rifier que P = 23u dans ce cas.
Gaz complÚtement dégénéré relativiste
Dans ce cas, v â c. ne et Ï/”e sont donnĂ©s par les mĂȘmes expressionsque dans le cas N.R. Pour la pression, on a
P =8Ï
3h3
â« pF
0c p3 dp =
2Ï c
3h3p4F
et
P = K2
(
Ï
”e
)4/3
avec
K2 =hc
8mH
(3
ÏmH
)1/3
Dans le cas relativiste une augmentation de 1% de la densitĂ©, produit uneaugmentation de 4/3% de la pression, alors que dans le cas non relativiste,cela produit une augmentation de 5/3% de la pression. Pourquoi dans le casrelativiste, lâaugmentation relative de pression est-elle plus faible ? Physique-ment cela rĂ©sulte du fait que lorsque les vitesses sont bien infĂ©rieures Ă c,une augmentation de lâĂ©nergie des Ă©lectrons se traduit presquâexclusivementen terme dâaugmentation de la vitesse et donc de la pression. Dans le casrelativiste, une augmentation de lâĂ©nergie implique Ă©galement une augmenta-tion de lâinertie. La vitesse elle nâaugmentant quasiment plus. Cela diminuelâaugmentation relative de pression. Pour lâĂ©nergie interne u,
u =8Ï
h3
â« â
0E p2 dp =
8Ï c
h3
p4F
4avec E = pc
Dans ce cas, on a P = 13u.
160
Remarque
LâĂ©nergie totale dâune particule relativiste est donnĂ©e par
ET =(
(m0c2)2 + (pc)2
)1/2
avec m0 la masse au repos. La Fig. 5.1 donne un moyen mnémotechnique dese souvenir de cette relation.
m c
p cE
E
T
cin
0
2
Fig. 5.1 â
QUESTION :Montrer que E = Ecin = (Îł â 1)m0c2. Utiliser la
définition de γ =(
1â v2
c2
)â1/2et le fait que p = Îłm0v.
Lorsque v â c, Îł >> 1 donc E â Îłm0c2, pâ Îłm0c, donc p = E/c.
Gaz complÚtement dégénéré partiellement relativiste
Examinons le cas intermédiaire entre les deux cas précédents.
QUESTION :Montrer que
v =p/mo
(
1 +(
pm0c
)2)1/2
La pression vaut
P =8Ï
3h3
â« (p/m0) p3 dp
(
1 +(
pm0 c
)2)1/2
q(
ÏE
kT
)
= 1
161
En substituant sinh Ï = pm0 c
on obtient
P =8Ï
3h3m4
0 c5â« ÏF
0
sinh4 Ï cosh Ï dÏ
(1 + sinh2 Ï)1/2
ïžž ïž·ïž· ïžž
cosh Ï
On a par partie
â« ÏF
0sinh4 Ï dÏ =
1
4sinh3 ÏF cosh ÏF â
3
16sinh 2ÏF +
3
8ÏF
En posant x = sinh ÏF = pF /m0c, on a
8â« ÏF
0sinh4 Ï dÏ = x (x2 + 1)1/2 (2x2 â 3) + 3 â n (x+
â1 + x2)
et finalement
P =Ïm4
0 c5
3h3f(x)
avecf(x) = x(x2 + 1)1/2 (2x2 â 3) + 3 ln (x+
â1 + x2)
ïžž ïž·ïž· ïžž
sinhâ1 x
La densitĂ© sâĂ©crit toujours de la mĂȘme façon
Ï =8Ï
3”emH
(m0 c
h
)3
x3
Ces deux relations nous fournissent les équations paramétriques du gaz com-plÚtement dégénéré partiellement relativiste. On retrouve les deux cas limites.
Cas N.R. (x âȘ 1)
Le terme en ln dominef(x) â 8
5x5
et on retrouve
P = K1
(
Ï
”e
)5/3
Cas R. (x â« 1)
162
f(x) = 2x4
Nous avons donc trouvĂ© lâĂ©quation des gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s dans les divers caspossible. La principale caractĂ©ristique est la disparition de T de lâĂ©quationdes gaz complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s.
Remarque
Des approximations analytiques simples et précises (à 0.1%) des intégralesde Fermi ont été établies par Eggleton et al., 1973, Astron. Astrophys. 23,35.
QUESTION : A quelle tempĂ©rature faut-il chauffer une barrede fer pour lever la dĂ©gĂ©nĂ©rescence du gaz Ă©lectronique ? Supposerla densitĂ© inchangĂ©e Ï â 7 kg/dm3.
5.4 Conséquences remarquables de la loi des
gaz dégénérés
Il vaut la peine de relever quelques conséquences trÚs importantes de laloi des gaz dégénérés.
RĂ©acteur stellaire stable ou explosif
Pourquoi le Soleil nâexplose-t-il pas dâun seul coup, tout le combustible nu-clĂ©aire Ă©tant disponible ?
Nous avons vu au chapitre 3 que, Ă masse et composition donnĂ©es, câestlâopacitĂ© Îș qui dĂ©termine L. Les rĂ©actions nuclĂ©aires sâajustent afin de com-penser ces pertes en surface. Cela est possible dans le cas du gaz parfait, oĂčP = P (Ï, T ).
Cas P = P (Ï, T )
â Supposons un excĂšs dâĂ©nergie ÎŽQ produit au centre de lâĂ©toile.â T augmente.â Cela entraĂźne une expansion due au couplage P (Ï, T )
163
â Il y a augmentation dâĂ©nergie potentielle et par consĂ©quent baisse dâĂ©ner-gie interne (Th. du Viriel). Donc T diminue.
â Diminution du taux des rĂ©actions nuclĂ©aires, et baisse de ÎŽQ
A lâinverse, si il y a un dĂ©faut dâĂ©nergie, les rĂ©actions nuclĂ©aires sâajustentĂ©galement.
Le systĂšme est auto-contrĂŽlĂ©. Les rĂ©actions nuclĂ©aires sont stablesdans une Ă©toile oĂč prĂ©vaut la loi du gaz parfait.
Cas P = P (Ï)
â Supposons Ă©galement un excĂšs Ă©nergĂ©tique central.â T augmente.â PAS DâEXPANSION, car P est indĂ©pendant de T .â Le taux de production nuclĂ©aire augmente.â Donc ÎŽQ > 0 â ÎŽQâ« 0
Pas dâauto-contrĂŽle : emballement, EXPLOSION. Les rĂ©actions nu-clĂ©aires sont explosives dans un milieu dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©.
Exemples :
- Supernovae dites de type I1/2, rĂ©sultant de la dĂ©tonation du carbone enmilieu dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© (Ă©toile de 7 â 8Mâ).
- Novae : systĂšme binaire formĂ© dâune gĂ©ante et dâune naine blanche. Lâac-crĂ©tion dâH sur la naine blanche provoque un phĂ©nomĂšne Ă©ruptif, quipeut ĂȘtre rĂ©current.
- Îłâbursts, sursauts Îł : mĂȘme phĂ©nomĂšne que pour les novae, mais rĂ©sultantde lâaccrĂ©tion sur une Ă©toile Ă neutrons.
Contraction stellaire
On montre (voir cours de structure interne) que la contraction dâune sphĂšrede gaz parfait produit un Ă©chauffement de celle-ci, accompagnĂ© par lâĂ©missionde rayonnement.
Lâabsence de couplage entre P et T fait que la compression dâune sphĂšrede gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© peut provoquer, suivant le domaine considĂ©rĂ©, aussi bien un
164
refroidissement1 quâun Ă©chauffement.
Relation masseârayon pour des astres dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s
Dans une Ă©toile en Ă©quilibre, lâexpression de lâĂ©quilibre hydrostatique
dP
dr= âÏ g = âÏ GMr
r2
conduit en toute gĂ©nĂ©ralitĂ© Ă une expression de la pression moyenne de laforme (voir cours dâintroduction)
P â GM2
R4
Pour un astre dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, P = K1 ( Ï”e
)5/3, dâoĂč
GM2
R4â K1
45/3 ”5/3e
M5/3
R5
On a doncR · M1/3 â const
Pour des masses M plus grandes, on a des rayons R plus petits.
QUESTION :En utilisant lâexpression ci-dessus, montrer quepour une masse M donnĂ©e on a
RN. bl.
Râ a neutronsâ mneutron
melectron
Il y aura Ă©videmment une limite supĂ©rieure Ă la masse des astres dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s.Naines blanches : Masse de Chandrasekhar MCh â 1.4Mâ
Etoiles Ă neutrons : Masse de Oppenheimer-Volkoff MOV â 2Mâ
La valeur exacte dĂ©pend du potentiel nuclĂ©aire Ă trĂšs courte distance.1Dans ce cas, ceci peut sâexpliquer de la maniĂšre suivante : la nĂ©cessitĂ© pour les Ă©lectrons
dâoccuper des cellules dans lâespace de phase dâĂ©nergie toujours plus Ă©levĂ©e lorsque la den-sitĂ© augmente implique de tirer lâĂ©nergie nĂ©cessaire dâun rĂ©servoire. Il y a refroidissementlorsque ce rĂ©servoire est lâĂ©nergie thermique des ions.
165
Fig. 5.2 â Relation entre la densitĂ© de la matiĂšre et sa rĂ©sistance Ă la com-pression pour des naines blanches (augmentation relative de la pression).TirĂ© de âTrous noirs et distortions du tempsâ de Kip S. Thorne, Champs,Flammarion.
5.5 Effets Ă©lectrostatiques
Dans le cas des densitĂ©s voisines de celle de la matiĂšre terrestre ordi-naire, on ne peut nĂ©gliger les interactions coulombiennes entre particuleschargĂ©es. Lâun des cas extrĂȘmes est celui de la cristallisation. Il importe doncdâexaminer dans quelle mesure les interactions Ă©lectrostatiques modifient lespropriĂ©tĂ©s des milieux astrophysiques. Les effets sont de divers types :
1. La pression sera différente de celle des cas idéaux, gaz parfait ou gazdégénéré.
2. Les propriĂ©tĂ©s des niveaux atomiques sont modifiĂ©es, en particulier lespotentiels dâionisation.
3. Les propriétés des réactions nucléaires sont influencées.
4. Le transport dâĂ©nergie par les Ă©lectrons libres peut ĂȘtre important(conduction).
166
Fig. 5.3 â Relation masse-rayon pour des naines blanches telle que calculĂ©epar Chandrasekhar. TirĂ© de âTrous noirs et distortions du tempsâ de Kip S.Thorne, Champs, Flammarion.
Nous commencerons par effectuer quelques rappels sur une notion vue enphysique du solide, le rayon de Debye-HĂŒckel.
Le rayon de Debye-HĂŒckel
ConsidĂ©rons un ion de charge Zi entourĂ© dâun nuage dâĂ©lectrons. Le potentielÏ obĂ©it Ă lâĂ©quation de Poisson,
â2Ï = â4ÏÏe
Ïe est la densitĂ© de charge au point considĂ©rĂ©.
167
Fig. 5.4 â A droite de la courbe la gravitĂ© lâemporte sur la pression dedĂ©gĂ©nĂ©rescence et lâĂ©toile se contracte. A gauche de la courbe, la pression dedĂ©gĂ©nĂ©rescence lâemporte sur la gravitĂ© et lâĂ©toile se dilate. Lorsque les rĂ©gionscentrales dâune Ă©toile se contracte elle le fait le long des courbes en traits-tirets. En dessous dâune certaine masse, la contraction sâarrĂȘte sur la courbe,au-dessus dâune ceratine masse limite appelĂ©e masse de Chandrasekhar, lacontraction nâest plus stoppĂ©e par la pression de dĂ©gĂ©nĂ©rescence des Ă©lectrons.TirĂ© de âTrous noirs et distortions du tempsâ de Kip S. Thorne, Champs,Flammarion.
En présence du potentiel dû aux autres ions, la concentration des ions ni est
ni = n0i eâZi e Ï/kT
n0i est la concentration en lâabsence de perturbation, pour Ï = 0.
Câest la loi de Boltzmann, applicable si on considĂšre les ions comme indĂ©-pendants. De mĂȘme pour les Ă©lectrons, on a
Z = â1 ne = n0e e+eÏ/kT
ne > n0e
ni < n0i= les electrons sont attires par les ions
En développant au 1er ordre
168
Fig. 5.5 â Cette figure illustre le mĂȘme effet que celui montrĂ© Ă la Fig. 5.4.Si lâexposant adiabatique Î1 restait toujours Ă©gal Ă 5/3, comme dans le cascomplĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© non relativiste, la realtion entre masse et circonfĂ©-rence suivrait la ligne en pointillĂ©s. TirĂ© de âTrous noirs et distortions dutempsâ de Kip S. Thorne, Champs, Flammarion.
ni = n0i
(
1â Zie Ï
kT
)
ne = n0e
(
1 +eÏ
kT
)
La densité de charge est
Ïe =â
i
ni Zi eâ ne e
elle devient
169
Fig. 5.6 â Relation masse rayon pour des astres complĂštement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©sĂ tempĂ©rature nulle. La composition considĂ©rĂ©e est indiquĂ©e. Les lignes entraitillĂ©s correspondent aux courbes de Chandrasekhar pour ”e = 2 et ” =2.15 (de gauche Ă droite). Noter que plus lourds sont les noyaux, plus petit estle rayon de lâastre Ă masse donnĂ©e. Les positions de quelques naines blanchessont indiquĂ©es.
Ïe =â
i
n0i Zieâ n0ee
ïžž ïž·ïž· ïžž
= 0 neutralite en lâČabsence de champ perturbateur
ââ
i
n0i Z2i e
2 Ï
kT
ân0e e2 Ï
kT
On peut Ă©crire
Ïe =âÏ e2kT
Ïn
avec n =â
i n0i+n0e, le nombre total de particules par unité de volume sansfluctuations
170
etÏ =
â
i
n0i
nZi(Zi + 1)
la charge effective. On a utilisé le fait que la matiÚre non perturbée est neutren0i Zi = n0e.
Avec
n0i = NAVÏXi
Aiet n = NAV
Ï
”
Ï = ”â
i
Xi
AiZi(Zi + 1) ⥠” ζ
Introduisons ÏE dans lâĂ©quation de Poisson en supposant la symĂ©trie sphĂ©-rique.
1
r
d2(rÏ)
dr2=
4Ï e2
kTnÏÏ âĄ Ï
r2D
Rayon de Debye-HĂŒckel
rD =
â
kT
4Ï e2nÏ
LâĂ©quation peut aussi sâĂ©crire
1
2
d
d(rÏ)
[
d(rÏ)
dr
]2
=rÏ
r2D
En effet
1
22 · d(rÏ)
d r
d2(rÏ)
d(rÏ) dr=rÏ
r2D
Intégrons
1
2d
[
d(rÏ)
dr
]2
=rÏ
r2D
d(rÏ)
donc
171
d(rÏ)
dr= ±rÏ
rD+ const
Choisissons le signe - , et avec Ï = 0 pour r ââ, const = 0.
Intégrons une deuxiÚme fois
ln(rÏ) = â r
rD+ constâČ
On trouve
Ï = constâČeâr/rD
r.
Si rD ââ, on doit retrouver le potentiel dâune charge isolĂ©e Ze
r, par consé-
quent constâČ = Ze.
Le potentiel de la charge Ze avec effet dâĂ©cran est donc
Ï =Ze
reâr/rD .
Le potentiel avec Ă©cran dĂ©croĂźt plus rapidement que le potentiel de la chargeisolĂ©e.Le rayon de Debye rD est le rayon pour lequel lâeffet dâĂ©cran rĂ©duit le potentieldâun facteur e par rapport au potentiel de la charge isolĂ©e.
Remarque :
Dans le systĂšme dâunitĂ©s choisi, on a
e2 = 23.07 · 10â20cm · erg.
Effets Ă©lectrostatiques sur la pression du gaz
Considérons les corrections apportées par les effets électrostatiques à la pres-sion du gaz parfait. Nous supposons le gaz de faible densité et de température
172
suffisamment Ă©levĂ©e pour que les dĂ©veloppements de la thĂ©orie de Debye-HĂŒckel soient valables. Le potentiel avec Ă©cran est donc
Ï =Ze
reâ r
rD â Ze
râ Ze
rD,
pour des conditions telles que rD â« r. Le deuxiĂšme terme est le potentielau voisinage de la charge Ze dĂ» Ă lâinteraction de cette charge avec toutesles autres du milieu. LâĂ©nergie potentielle de la charge Ze due Ă lâinteractionĂ©lectrostatique avec toutes les autres charges est donc
EES = âZ2 e2
rDOn ne sâintĂ©resse quâĂ lâĂ©nergie due Ă lâeffet dâĂ©cran, i.e. due aux Ă©carts Ă laneutralitĂ©. Cette Ă©nergie tend vers 0 lorsque T ââ.
On note que EES est nĂ©gative quel que soit le signe de la charge Ze (Zserait Ă©gal Ă moins 1 pour un Ă©lectron). Ce fait peut ĂȘtre interprĂ©tĂ© commesuit : considĂ©rons par exemple, une particule de charge Ze dans le plasma.Aussi longtemps que la tempĂ©rature du plasma nâest pas infinie et que la den-sitĂ© nâest pas nulle (i.e que rD nâest pas infini), cette charge va polariser sonvoisinage immĂ©diat, produisant un excĂšs de charges de signe opposĂ© autourdâelle (la sphĂšre de Debye). Le rayon de ce nuage de charges vaut approxima-tivement rD et la charge Ă©lectrique totale Ă lâintĂ©rieur du nuage luiâmĂȘme (enne comptant pas la charge de la particule Ze) est approximativement âZe.La charge Ze et son nuage de charge ⌠âZe forment un systĂšme liĂ© quasineutre, avec une Ă©nergie nĂ©gative, puisquâil faudrait fournir de lâĂ©nergie pourles sĂ©parer. DâoĂč le fait que toute charge, indĂ©pendamment de son signe, estâliĂ©eâ Ă son nuage de nuage et donc au plasma dans son ensemble. âLâĂ©nergiede liaisonâ de la charge Ze est, selon ce modĂšle, la mĂȘme que celle de deuxcharges ponctuelles de charge +Ze et âZe sĂ©parĂ©es dâune distance rD.
Cette Ă©nergie interne nĂ©gative va rĂ©duire la pression dans le milieu. Soitni la concentration des ions de type i et de charge Zi. La densitĂ© dâĂ©nergietotale de lâinteraction Ă©lectrostatique est alors
uES = â1
2
e2
rD
â
i
ni Z2i
Le facteur 1/2 tient compte du fait que lâĂ©nergie dâinteraction Ă©lectrostatiquede chaque particule a Ă©tĂ© comptĂ©e deux fois dans la sommation. La pressiondue Ă lâinteraction Ă©lectrostatique est donc
173
PES =1
3uES,
car lâinteraction se propage Ă la vitesse c.
PES = â1
3
e2 · eâ4ÏnÏ
(kT )1/2 2
â
i
Z2i ni
ïžž ïž·ïž· ïžž
ânÏ
= â1
3e3(Ï
kT
)1/2
(nÏ)3/2.
Notons que
nÏ =Ï
”mH
” ζ =Ïζ
mH
et
PES = âe3
3
(Ï
kT
)1/2(
ζÏ
mH
)3/2
oĂč
ζ =â
i
Xi
AiZi(Zi + 1)
La pression Ă©lectrostatique est nĂ©gative. Cela exprime le fait que lors dâunecompression, les charges fournissent du travail plutĂŽt quâelles en absorbent.
La pression totale
Ptot = Pgas + Prad + PES + . . .
est réduite par les interactions électrostatiques. Numériquement on a
PES = â0.032Ï1/2
T3/26
” ζ
avec Ï en g/cm3 et T6 = T106 K.
Dans le Soleil
174
PESPgas
= â0.015
Le rapport Ï/T 3 variant peu Ă lâintĂ©rieur dâune Ă©toile, lâeffet relatif des cor-rections Ă©lectrostatiques change peu avec la profondeur. Les dĂ©veloppementsci-dessus sont corrects tant que (PES) /Pgas âȘ 1. Pour une compositionstandard (X = 0.73, Z = 0.02), on vĂ©rifie que cela correspond
T â« 1.37 · 105 Ï1/3
QUESTION :Montrer que
PESPG.P.
⌠1
”1/2M.
Utiliser les relations Ï âŒM/R3 et T ⌠”M/R.
Lâeffet des corrections Ă©lectrostatiques est important dans les Ă©toiles de sĂ©-quence principale ayant une petite masse.
QUESTION :Montrer que le lieu des points dans le plan (T, Ï)oĂč PG.P. = PES satifait la relation
T = 1.37 · 105Ï1/3.
Diminution du potentiel dâionisation
Nous avons vu plus haut que lâion et son nuage Ă©lectronique forment unsystĂšme liĂ©. LâĂ©nergie dâun Ă©lectron âlibreâ dans le nuage sera
EES = â e2
rD,
dâaprĂšs lâexpression vue plus haut. On voit que lâĂ©nergie du continu est abais-sĂ©e au-dessous de la valeur zĂ©ro. Il ne sera donc pas nĂ©cessaire de fournirautant dâĂ©nergie pour produire une ionisation.Un autre effet intervient aussi : la modification des niveaux liĂ©s, car le po-tentiel nâest pas strictement en 1/r. Un Ă©lectron liĂ© Ă un noyau de charge Zese dĂ©place dans un potentiel
175
V â Ze
râ (Z â 1) e
rDr âȘ rD
Le deuxiĂšme terme est le potentiel au voisinage du ion de charge rĂ©sultanteZ â 1 dĂ» Ă lâinteraction de cette charge avec toutes les autres charges dumilieu. LâĂ©nergie du niveau considĂ©rĂ© (ici le fondamental) est donc
E = âZe2
r+
(Z â 1) e2
rD
On voit que lâĂ©nergie du niveau liĂ© est Ă©levĂ©e dâune quantitĂ© (Z â 1) e2/rD,tandis que lâĂ©nergie du continu est abaissĂ©e Ă âe2/rD. Le potentiel effectifdâionisation rĂ©sultant de ces deux effets devient
Ieff = I0 âZe2
rD
I0 est le potentiel théorique.
Lâionisation est ainsi facilitĂ©e lorsque le gaz devient moins parfait du fait delâaugmentation de densitĂ©.
Les niveaux excitĂ©s sont aussi dĂ©placĂ©s vers des Ă©nergies plus Ă©levĂ©es et cer-tains des niveaux liĂ©s en laboratoire se trouvent dans le continu. Cela permetde simplifier le calcul des fonctions de partition : on nâa plus alors une som-mation sur une sĂ©rie infinie. Souvent les fonctions de partition peuvent ĂȘtreestimĂ©es par la sommation de seulement quelques termes. Les modificationsdes potentiels dâionisation et des diffĂ©rents niveaux excitĂ©s (de maniĂšre diffĂ©-rente du fondamental) interviennent de façon trĂšs importante dans le calculdes opacitĂ©s radiatives.
Lorsque la densitĂ© dâun milieu est Ă©levĂ©e, le rayon de Debye rD diminue, cequi rĂ©duit le potentiel dâionisation effectif. A tempĂ©rature donnĂ©e, au-delĂ dâune certaine densitĂ©, un Ă©lement peut ĂȘtre ionisĂ© par effet de pression.
QUESTION :Calculer la relation Ï(T ) donnant la limite en den-sitĂ© pour laquelle lâhydrogĂšne est complĂštement ionisĂ© par effet depression. (Calcul approximatif). Prendre une Ă©nergie dâionisation
176
Fig. 5.7 â Effet des inetractions Ă©lectrostatiques sur les niveaux Ă©lectroniquesdes atomes.
de 13.6 eV. Ne pas tenir compte du déplacement en énergie desniveaux électroniques.
Effets électrostatiques dans les milieux dégénérés, cristallisation
Nous avons vu que lorsque la densitĂ© dâun gaz parfait augmente, lâeffet relatifde lâinteraction coulombienne augmente et le gaz devient moins parfait.
Pour un gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, la situation est inverse : le gaz dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© devient plusidĂ©al (c.Ă .d. que ses propriĂ©tĂ©s correspondent mieux Ă celles dâune distribu-tion de Fermi), lorsque la densitĂ© augmente. En effet, lâĂ©nergie significativeest lâĂ©nergie de Fermi EF et non pas kT . Or, lâĂ©nergie de Fermi croĂźt plusrapidement avec la densitĂ© que lâĂ©nergie Ă©lectrostatique. En effet lâĂ©nergie deFermi croĂźt comme Ï2/3 (utiliser EF = p2
F/(2me) et la relation entre pF et Ï).LâĂ©nergie Ă©lectrostatique liĂ©e aux interactions est Ze2/rD, comme rD ⌠1/
âÏ,
on a que EES âŒâÏ. Donc EF croĂźt plus vite que EES. Par consĂ©quent aux
trĂšs hautes densitĂ©s, il nây a pas dâeffets Ă©lectrostatiques, tandis quâil y en a
177
aux basses densitĂ©s. Lâinverse est vrai dans le cas du gaz parfait.
Dans un milieu dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©, seul le gaz Ă©lectronique est dĂ©gĂ©nĂ©rĂ© ; les ions nele sont pas. La cristallisation se produit lorsque lâĂ©nergie coulombienne lâem-porte sur lâagitation thermique des ions : ceux-ci sont alors tenus aux maillesdâun rĂ©seau par les forces rĂ©pulsives entre noyaux (cas des intĂ©rieurs de nainesblanches en voie de refroidissement).
Des effets de cristallisation peuvent aussi se produire dans les Ă©toiles Ă neu-trons, lorsque les interactions nuclĂ©aires lâemportent sur lâĂ©nergie du milieuidĂ©al de neutrons dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s. Comme indiquĂ© plus haut, ces effets dĂ©pendentbeaucoup du potentiel nuclĂ©aire Ă trĂšs courte distance.
5.6 Les Ă©tats de la matiĂšre dans le plan log T
vs. log Ï
LâĂ©quation dâĂ©tat physique change suivant la rĂ©gion du plan considĂ©rĂ©e.En un point du plan, on a en gĂ©nĂ©ral la contribution de plusieurs effets, p.ex. pour le Soleil Ptot = Pgaz (parfait ou deg.) + Prad + Pelectr. + . . .
En gĂ©nĂ©ral cependant, lâun des effets domine.
Zone du gaz parfait et de la pression de radiation
Le Soleil est situĂ© dans une rĂ©gion de ce plan oĂč la pression du gaz parfaitdomine. Du centre au bord, diverses limites dâionisation et de dissociationmolĂ©culaire sont traversĂ©es (notĂ©es pour H, p. ex.). Pour des T plus Ă©levĂ©eset des densitĂ©s faibles, Prad domine. Le lieu oĂč Pgaz = Prad est donnĂ© par
k
”mH
ÏT =1
3a T 4,
câest-Ă -dire
T =
(
3k
”mHa
)1/3
Ï1/3
Lorsque lâĂ©nergie des photons E = hÎœ = kT est supĂ©rieure Ă lâĂ©nergie deseuil de lâĂ©lectron de 0.51 MeV, on a
Îł + Îł e+ + eâ T = 5.9 · 109K
178
Remarque
De fait, cette rĂ©action sâamorce Ă des tempĂ©ratures nettement infĂ©rieures Ă la tempĂ©rature de seuil, Ă cause de la distribution dâĂ©nergie des photons.
Lorsque les photons et les Ă©lectrons en Ă©quilibre ont une Ă©nergie supĂ©rieure Ă celle correspondant Ă la diffĂ©rence de masse entre neutrons et protons, on alâĂ©quilibre
p+ eâ n+ Îœ
pour
E â (mN âmP ) c2 = 939.55â 938.26
= 1.29 MeV
soit T â 1.5 · 1010K
Zone des milieux dégénérés (domaine typique des naines blanches)
Le lieu oĂč Pgaz = Pdeg est donnĂ©e par
k
”mH
ÏT = K1
(
Ï
”e
)5/3
câest-Ă -dire
T = K1”mH
k
Ï2/3
”5/3e
On remarquera bien que la pente de cette limite est 2/3 dans le diagrammelog T vs. log Ï. Ce fait a des consĂ©quences capitales pour lâĂ©volution stellaire.
La matiĂšre de notre environnement terrestre se trouve gĂ©nĂ©ralement dans lazone dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©e N.R. ou partiellement dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©e. Aux basses tempĂ©ratures,les effets Ă©lectrostatiques lâemportent et il y a cristallisation.
Aux densitĂ©s trĂšs Ă©levĂ©es, la dĂ©gĂ©nĂ©rescence devient relativiste. Le lieu oĂčPdeg. N.R. = Pdeg. R est dĂ©fini par
K1
(
Ï
”e
)5/3
= K2
(
Ï
”e
)4/3
Pour ”e = 2, ce lieu est dĂ©fini par log Ï â 6.6.
179
Lorsque lâĂ©nergie de Fermi des Ă©lectrons est supĂ©rieure Ă la diffĂ©rence (mN âmP ) c2 = 1.29MeV , on a la rĂ©action de neutronisation
p+ eâ â n+ Îœ
Câest la rĂ©action inverse de la dĂ©sintĂ©gration ÎČ
n â p+ eâ + Îœ
La neutronisation est due au fait que lâĂ©tat âliĂ©â neutron a une Ă©nergie in-fĂ©rieure Ă lâĂ©tat p + eâ, lorsque lâeâ a une trĂšs grande Ă©nergie cinĂ©tique. Ceprocessus se produit dans les Ă©toiles Ă neutrons, pour des noyaux trĂšs richesen n. LâĂ©lectron relativiste doit avoir une impulsion
pF =1.29MeV
c=
1.29 · 1.602 · 10â6
3 · 1010= 6.89 · 1017 C G S
Cela se produit pour une densité
Ï = ”e8Ï
3
mH
h3p3F =
16Ï
3
1.67 · 10â24 (6.89 · 10â17)3
(6.626 · 10â27)3
= 3.15 · 107g/cm3
BrÚves remarques sur les densités trÚs élevées
Entre les densitĂ©s dâenviron 106 et 1015 kg/dm3, divers processus se pro-duisent, qui se retrouvent dans la structure dâune Ă©toile Ă neutrons. Nousles mentionnons briĂšvement, sans calculer les propriĂ©tĂ©s physiques particu-liĂšres de ces milieux.
â A partir de Ï = 8.3 · 107 kg/dm3, lâĂ©nergie des Ă©lectrons devient suf-fisante pour que ces Ă©lectrons puissent ĂȘtre capturĂ©s par les protonscontenus dans les noyaux dâatomes. Câest lâinverse de la dĂ©sintĂ©gra-tion ÎČ et on a eâ + p â n + Îœ. Des noyaux trĂšs riches en neutronset qui seraient impossibles en laboratoire commencent Ă apparaĂźtre :Z ⌠50, A ⌠200.
180
â Vers Ï = 4.3 · 1011 kg/dm3, la stabilitĂ© des noyaux avec N â« Z diminuetellement quâils commencent Ă perdre leurs neutrons. Câest le NeutronDrip Point.
â Vers 5Ă 1013 kg/dm3, les noyaux qui subsistent se dissolvent pour for-mer un milieu composĂ© de neutrons dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s avec quelques pourcentsdâĂ©lectrons et de protons. Au-dessus de Ï = 3Ă1014 kg/dm3, lâĂ©quilibrese dĂ©place au profit des muons (quand Eelectrons > masse au repos dumuon) et des hypĂ©rons (quand Eneutrons > diffĂ©rence de masse entreneutrons et hypĂ©rons).
Ces transitions se retrouvent dans la structure intĂ©rieure dâune Ă©toile Ă neu-trons M â 1Mâ et R â 10 km.
Les propriĂ©tĂ©s physiques du milieu, et par consĂ©quent la structure des Ă©toilesĂ neutrons, dĂ©pendent trĂšs fortement du potentiel nuclĂ©aire Ă trĂšs courtedistance. Aussi, des dĂ©viations importantes peuvent se produire par rapportĂ un gaz idĂ©al de neutrons dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s.Tous les effets physiques Ă©tudiĂ©s dans ce chapitre (dĂ©gĂ©nerescence N.R, dĂ©gĂ©-nerescence R., effets Ă©lectrostatiques, cristallisation) modifient Ă©videmmentles propriĂ©tĂ©s thermodynamiques du milieu (p. ex. Cv, Cp, Îi, i = 1 a 3). Ceseffets sont Ă©tudiĂ©s par exemple dans Cox and Giuli 1968, Principles of stellarstructure.
181
Fig. 5.8 â Origine de la contribution dominante Ă la pression dans le planlg Ïc versus lg Tc.
182
Fig. 5.9 â Structure schĂ©matique dâune Ă©toile Ă neutrons.
183
Chapitre 6
Les réactions nucléaires
Les rĂ©actions nuclĂ©aires sont un processus essentiel de lâĂ©volution stel-laire : dâune part la fusion dâĂ©lĂ©ments lĂ©gers en Ă©lĂ©ments plus lourds libĂšre delâĂ©nergie cinĂ©tique, rĂ©chauffe le milieu et compense lâĂ©nergie rayonnĂ©e par lasurface aux dĂ©pends des masses des particules entrant en interaction1 dâautrepart elles transforment la matiĂšre, effectuant ainsi la synthĂšse des Ă©lĂ©ments(nuclĂ©osynthĂšse) dans lâUnivers. La synthĂšse de lâhĂ©lium sâest opĂ©rĂ©e dansle Big-Bang (nuclĂ©osynthĂšse cosmologique). La synthĂšse des Ă©lĂ©ments pluslourds sâeffectue principalement dans les Ă©toiles massives et les produits dela synthĂšse nuclĂ©aire sont Ă©jectĂ©s par les vents stellaires et les supernovae.Dans ce chapitre, nous Ă©tablirons des expressions trĂšs utiles en astrophysique,sans Ă©tudier en dĂ©tail la physique des noyaux vue au cours de PhysiquenuclĂ©aire.
6.1 Définitions générales
Cinématique
La discussion qui suit se restreint au cas non relativiste, approprié aux faiblesénergies cinétiques présentes dans les intérieurs stellaires.
1La condition selon laquelle, la puissance Ă©mise au centre de lâĂ©toile compense la puis-sance rayonnĂ©e par la surface dĂ©termine un Ă©tat stationnaire de la structure de lâĂ©toile.Cependant cette situation ne peut ĂȘtre strictement stationnaire car les rĂ©actions qui li-bĂšrent lâĂ©nergie modifient Ă©galement la composition chimique de lâintĂ©rieur de lâĂ©toile. Lelent changement de la composition de lâĂ©toile est responsable de son Ă©volution.
184
Soient deux particules de masse m1 et m2 et de vitesse non relativiste ~v1 et~v2. La vitesse ~V du centre de masse est donnée par la loi de conservationde la quantité de mouvement
m1~v1 +m2~v2 = (m1 +m2)~V â ~V =m1~v1 +m2~v2
m1 +m2
.
La quantitĂ© de mouvement de la particule 1 par rapport au centre de masseest m1(~v1 â ~V ) = m1m2
m1+m2(~v1 â ~v2) = ”~v, oĂč ” est la masse rĂ©duite, ” =
m1m2
m1+m2, et ~v = ~v1 â ~v2 est la vitesse relative de m1 vue de m2.
La quantitĂ© de mouvement de m2 par rapport au centre de masse est m2(~v2â~V ) = â”~v. Ainsi dans le rĂ©fĂ©rentiel liĂ© au centre de masse, la quantitĂ© demouvement totale est nulle. La conservation de la quantitĂ© de mouvementtotale implique alors que ~V reste constante et que la quantitĂ© de mouvementdans le rĂ©fĂ©rentiel du centre de masse (RDCM) est nulle avant et aprĂšs lacollision.
Energie dâune rĂ©action
Avant la collision, lâĂ©nergie cinĂ©tique est
1/2m1~v21 + 1/2m2~v
22 = 1/2(m1 +m2)~V
2 + 1/2”~v2
Le premier terme Ă droite est lâĂ©nergie cinĂ©tique du CDM, qui reste constantelors dâune collision (on suppose ici que la masse totale des particules changesuffisamment peu pour ne pas affecter significativement cette quantitĂ©). Lesecond terme reprĂ©sente la portion de lâĂ©nergie cinĂ©tique du systĂšme dispo-nible pour Ă©ventuellement contrer toute force tendant Ă empĂȘcher le rappro-chement des deux particules. Il sâagit de lâĂ©nergie cinĂ©tique dans le RDCM.
Ces formules non relativistes ne sont applicables aux rĂ©actions nuclĂ©aires quesi la masse combinĂ©e des particules finales est Ă©gale Ă la masse combinĂ©e desparticules initiales. Cependant, lors dâune rĂ©action nuclĂ©aire exothermiquede lâĂ©nergie est libĂ©rĂ©e aux dĂ©pends de la masse selon la formule dâEinsteinâMc2 oĂč âM est la diffĂ©rence entre la masse totale initiale et finale. Dansles rĂ©actions nuclĂ©aires Ă faible Ă©nergie, on a que âM/M ⌠10â2 â 10â4
de telle maniĂšre que lâhypothĂšse de masse constante est satisfaite Ă mieuxde 1%. Nous pouvons donc considĂ©rer que lâĂ©nergie cinĂ©tique du CDM resteinchangĂ©e par la rĂ©action, alors que lâĂ©nergie cinĂ©tique dans le RCDM, elle,augmente ou diminue, selon que la masse finale est infĂ©rieure ou supĂ©rieureĂ la masse initiale.
185
La conservation de lâĂ©nergie totale pour une rĂ©action du type
a+X â Y + b
peut sâĂ©crire
EaX + (Ma +MX)c2 = EbY + (Mb +MY )c2
oĂč EaX , EbY sont respectivement lâĂ©nergie cinĂ©tique dans le rĂ©fĂ©rentiel duCDM de a, X et de b, Y . Les Mi Ă©tant les masses des noyaux participantĂ la rĂ©action. Le second terme de part et dâautre de lâĂ©galitĂ© exprime le faitque la somme des masses au repos avant et aprĂšs la rĂ©action ne sont pasnĂ©cessairement les mĂȘmes.
Il est possible de remplacer les masses nuclĂ©aires par des masses ato-miques : en effet la charge Ă©lectrique est conservĂ©e, donc le mĂȘme nombrede masses au repos dâĂ©lectrons peut ĂȘtre ajoutĂ© de part et dâautre. Il y acependant une petite diffĂ©rence due Ă lâĂ©nergie de liaison des Ă©lectrons quinâest pas tout Ă fait la mĂȘme des deux cĂŽtĂ©s de lâĂ©galitĂ©. Cependant, la dif-fĂ©rence entre ces Ă©nergies de liaison est nĂ©gligeable comparĂ©e aux diffĂ©rencesentre les masses nuclĂ©aires. Typiquement, lâutilisation des masses atomiquesau lieu des masses nuclĂ©aires introduit une erreur de lâordre de quelques eV.Comme le nombre de nuclĂ©ons est aussi conservĂ©, le poids atomique, dĂ©finicomme lâentier le plus proche de la masse exprimĂ©e en unitĂ©s de masses ato-miques (uma), est le mĂȘme des deux cĂŽtĂ©s de lâĂ©galitĂ©. Cette Ă©galitĂ© sera donctoujours valable si de chaque cĂŽtĂ©, on soustrait le poids atomique multipliĂ©par une unitĂ© de masse. Les masses deviennent alors des excĂšs de massesatomiques dĂ©finis par
âMAZ = (MAZ â AMu)c2 = 931.478(MAZ â A)Mev
oĂč Mu est lâunitĂ© de masse atomique (1/12 de la masse de lâatome de 12Cneutre) et MAZ est la masse de lâĂ©lĂ©ment AZ en uma. âM est nĂ©gatif pourun noyau stable. Avec ces dĂ©finitions, lâĂ©quation de conservation de lâĂ©nergiesâĂ©crit :
EaX + (âMa + âMX) = EbY + (âMb + âMY ).
LâĂ©nergie libĂ©rĂ©e par une rĂ©action, Q, est donnĂ©e par
Q = (âMa + âMX)â (âMb + âMY ) = EbY â EaX .
186
Fig. 6.1 â Energie de liaison par nuclĂ©on.
En gĂ©nĂ©ral la valeur de Q (MeV ) donnĂ©e en astrophysique ne comprend paslâĂ©nergie emportĂ©e par les neutrinos, ceux-ci ne participant pas au transfert.
LâĂ©nergie de liaison du noyau (A,Z), El, est donnĂ©e par
El = (Zmp+(AâZ)mnâM(A,Z))c2 = Zâmp+(AâZ)âmnââM(A,Z).
QUESTION : Montrer que Q = El(Y )+El(b)âEl(X)âEl(a).
Il est intĂ©ressant de regarder la figure donnant lâĂ©nergie de liaison par nuclĂ©onen fonction du nombre de masse.
Les rĂ©actions de fusion thermonuclĂ©aire qui dĂ©gageront le plus dâĂ©nergie parnuclĂ©on seront celles faisant intervenir les noyaux les plus lĂ©gers. Ceci expliqueen grande partie la grande durĂ©e de la phase de combustion de lâhydrogĂšnepar rapport aux autres phases de combustion nuclĂ©aire.
Les noyaux au-delĂ du pic du fer ne peuvent ĂȘtre synthĂ©tisĂ©s Ă partir derĂ©actions de fusion exothermiques.
Taux de réactions
Supposons que les particules X soient immobiles et bombardĂ©es par unflux uniforme de particules âaâ (situation qui correspond Ă celle des expĂ©-riences nuclĂ©aires de laboratoire).
187
Fig. 6.2 â Flux de particule a sur une cible de particules X.
La section efficace est alors définie par
Ï(cm2) =nbre de reactions par noyau X et par sec.
nbre de particules incidentes par cm2 et par sec.
Cette dĂ©finition dĂ©finit en rĂ©alitĂ© Ï(v) oĂč v est la vitesse relative des particulesa par rapport Ă X. LâunitĂ© utilisĂ©e est le barn = 10â24 cm2 (=100 fermi2 soitenviron la moitiĂ© de la surface projetĂ©e dâun noyau dâuranium).
Supposons que les noyaux X constituent un gaz de densitĂ© uniforme NX . Letaux de rĂ©action par unitĂ© de volume est alors donnĂ© par le produit de ÏNX
et du flux de particules a. Si le flux de particules a est dĂ» Ă une translation Ă vitesse v dâun gaz de densitĂ© uniforme Na, alors le flux est simplement vNa
et le taux de rĂ©actions par unitĂ© de volume est Ă©gal Ă
raX = Ï(v)vNaNX .
Dans un mĂ©lange de gaz Ă lâĂ©quilibre thermodynamique, il existe une distri-bution des vitesses relatives Ï(v). DĂ©finissonsâla telle que
â«
Ï(v)dv = 1. Letaux de rĂ©action total par unitĂ© de volume sâĂ©crit alors
raX = NaNX
â« â
0vÏ(v)Ï(v)dv = NaNX < Ïv > . (6.1)
188
Cette expression nâest valable que si les particules a et X sont diffĂ©rentes.Dans ce cas en effet NaNX est le nombre total de paires de particules (a, X)par unitĂ© de volume. Si les particules sont identiques, alors le nombre total depaires de particules est 1/2N2
a . Ce point peut ĂȘtre pris en compte en Ă©crivant
raX = (1 + ÎŽaX)â1NaNX < Ïv >, (6.2)
oĂč ÎŽaX est le symbole de Kronecker (=1 si a = X, 0 sinon). Par la suite, nousappellerons λaX =< Ïv > le taux de rĂ©action par paires de particules.
QUESTION : faisons lâexpĂ©rience de pensĂ©e suivante. Suppo-sons a = X. ConsidĂ©rons que la moitiĂ© des atomes a soient im-mobiles et que lâautre moitiĂ© ait un mouvement de translationavec la vitessse v. La densitĂ© de la cible est 1/2Na, le flux est Ă©galĂ 1/2Nav et le taux de rĂ©action vaut r = 1/4N2
avÏ(v). Obtient-onle mĂȘme rĂ©sultat Ă lâaide de la formule (6.2) ?
Expression de Ï(v)
A lâĂ©quilibre thermodynamique, les diffĂ©rentes sortes de noyaux ont unedistribution des vitesses dĂ©crite par une distribution de Maxwell-Boltzmann(MB). On peut montrer que la distribution des vitesses relatives est aussi dutype MB et peut sâĂ©crire
Ï(v)dv =(
”
2ÏkT
)3/2
exp
(
â ”v2
2kT
)
4Ïv2dv.
Le taux de rĂ©action nuclĂ©aire par paire de particules sâĂ©crit alors
λaX = 4Ï(
”
2ÏkT
)3/2 â« â
0v3Ï(v) expâ
(
”v2
2kT
)
dv.
Temps de vie dâune particule
La variation en valeur absolue du nombre de particules X due Ă desinteractions avec les particules a est
(
ââ nXât
)
a
.
Le temps de vie Ïa (X) des particules X bombardĂ©es par a est dĂ©fini par(
ââ nXât
)
a
⥠nXÏa (X)
.
189
On a aussi que(
ââ nXât
)
a
= (1 + ÎŽaX)rax,
en effet si a = X chaque fois quâune rĂ©action se produit, deux particulesdisparaissent. Donc
ÏaX =nX
(1 + ÎŽaX)raX=
1
na λaX,
câest-Ă -direÏaX =
AamH
ÏXa λaX
QUESTION :Lorsquâun Ă©lĂ©ment X est dĂ©truit par plusieurs rĂ©-actions, montrer que le temps de vie totale est donnĂ© par
1
Ï(X)=â 1
Ïi(X).
DĂ©bit dâĂ©nergie Ç«
Le dĂ©bit dâĂ©nergie Ç« est la puissance produite par unitĂ© de masse. On aque
Ç« =QNaNXλaXÏ(1 + ÎŽaX)
oĂč Q est lâĂ©nergie libĂ©rĂ©e par une rĂ©action (Q(erg)=1.6022 10â6 Q(Mev)) Enintroduisant les concentrations partielles
na =ÏXa
AamH
,
on a que
Ç« =QÏXaXXλaX
AaAXm2H(1 + ÎŽaX)
,
oĂč Xa est la fraction de masse de lâĂ©lĂ©ment a, Aa est son poids atomique.
Remarque
Dans la pratique, on utilise en général des valeurs pour NAV λaX(
= λaX
mH
)
tabulées, voir par exemple les taux de la compilation NACRE à la page Web :http ://pntpm.ulb.ac.be/nacre.htm.
Les taux doivent ĂȘtre corrigĂ©s de lâeffet dâĂ©cran (cf. fin de ce chapitre).
190
6.2 RĂ©actions nonârĂ©sonnantes
Les rĂ©actions nuclĂ©aires au centre des Ă©toiles ne peuvent se produire queparce que certaines particules (les plus Ă©nergĂ©tiques) peuvent pĂ©nĂ©trer lesbarriĂšres coulombiennes qui les sĂ©parent. LâĂ©nergie associĂ©e Ă cette barriĂšrecoulombienne est Ă©gale Ă
V =Z1Z2e
2
R=
1.44Z1Z2
R[Mev]
avec R exprimĂ© en fermi (10â13 cm). LâĂ©nergie cinĂ©tique disponible corres-pond Ă
kT = 8.62 10â8T [kev].
Pour des tempĂ©ratures de lâordre de quelques dizaines Ă quelques centainesde millions de degrĂ©s, lâĂ©nergie cinĂ©tique moyenne des particules est plusieursordres de grandeur infĂ©rieures Ă celle de lâĂ©nergie de la barriĂšre coulombienne.
QUESTION : Pour que deux protons interagissent par le biaisdes interactions fortes, ils doivent se rapprocher Ă environ 2 fermilâun de lâautre. Montrer alors quâils doivent possĂ©der une Ă©nergiecinĂ©tique dans le RDCM de 700 kev (on suppose quâil nây a pasdâeffet tunnel). Quelle est lâĂ©nergie cinĂ©tique moyenne des protonsdans un gaz Ă lâĂ©quilibre thermodynamique, ayant une tempĂ©raturede 10 millions K ? Quâen conclure ?
Lâexercice ci-dessus, nous montre quâau centre du Soleil, lâĂ©nergie moyennedes protons est de loin pas suffisante pour permettre aux interactions fortesdâagir. Mais deux effets doivent ĂȘtre pris en compte qui vont permettre auxrĂ©actions nuclĂ©aires de se produire :
1) Ï(v) a une queue vers les hautes vitesses, mĂȘme si cette fonction dĂ©croĂźtrapidement avec v.
2) Lâeffet tunnel.
La section efficace Ï(v) ou Ï(E) (oĂč E est lâĂ©nergie cinĂ©tique dans le rĂ©fĂ©-rentiel du centre de masse) peut sâĂ©crire comme le produit de trois quantitĂ©s :les deux premiĂšres sont des fonctions dĂ©pendant trĂšs fortement de lâĂ©nergieet dĂ©crivent des processus non directement liĂ©s Ă la structure nuclĂ©aire desnoyaux proprement dit. La troisiĂšme quantitĂ© dĂ©crit la dĂ©pendance en Ă©nergiede tous les effets proprement liĂ©s Ă la structure nuclĂ©aire des rĂ©actants. Dans
191
le cas de rĂ©actions nuclĂ©aires non rĂ©sonantes, il sâagit en gĂ©nĂ©ral dâune fonc-tion qui au moins sur un intervalle donnĂ© dâĂ©nergie varie peu avec lâĂ©nergie.Voici ces trois termes :
1) Le facteur de pĂ©nĂ©tration : Gamow fut le premier Ă montrer que laprobabilitĂ© pour que deux particules de charges Z1 et Z2, en mouvementrelatif lâune par rapport Ă lâautre avec une vitesse v, pĂ©nĂštrent la barriĂšrecoulombienne, est proportionnelle au facteur
fp â expâ2ÏZ1Z2e2
hv,
il sâagit du facteur de pĂ©nĂ©tration.
QUESTION :Montrer que fp = eâb/âE, avec b = 31.82Z1Z2
âA
(kev1/2) et A = A1A2
A1+A2.
2) Lâinteraction entre deux particules est toujours proportionnelle Ă un fac-teur gĂ©omĂ©trique Ïλ2, oĂč λ est la longueur dâonde de de Broglie
Ïλ2 â(
1
p
)2
â 1
E.
Les quantités 1) et 2) sont fortement dépendantes de E aux basses énergies.
3) On définit la troisiÚme composante S(E) par
S(E) = Ï(E)E exp2ÏZ1Z2e
2
hv.
Ainsi Ï(E) = S(E)Ïλ2fp = S(E)/E expâb/âE.
La Figure montre les rĂ©sultats expĂ©rimentaux de la section efficace de larĂ©action 3He(3He, 2p)4He en fonction de lâĂ©nergie dans le centre de masse (1barn = 10â24 cm2). On peut voir sur cette figure que Ï dĂ©croĂźt de plusieursordres de grandeurs entre 150 et 50 kev. Vers 50 kev, Ï dĂ©croĂźt dâenviron 2ordres de grandeur chaque 20 kev. A faible Ă©nergie, la section efficace dĂ©croĂźttrĂšs fortement avec lâĂ©nergie. Cette dĂ©croissance trĂšs rapide Ă faible Ă©nergieest due presquâentiĂšrement au facteur de pĂ©nĂ©tration. Le facteur S reprĂ©sentĂ©en-dessous montre une trĂšs faible dĂ©pendance avec lâĂ©nergie.
192
B) Le pic de Gamov
La section efficace par paire de particules peut sâĂ©crire
λ =< Ïv >=â« â
0Ï(E)v(E)Ï(E)dE,
oĂč Ï(E)dE = Ï(v)dv,
λ =
(
8
”Ï
)1/21
(kT )3/2
â« â
0S(E) exp
(
â E
kTâ bâ
E
)
dE.
Le comportement de lâintĂ©grand est largement dominĂ© par lâexponentielle. Lafigure 4 montre schĂ©matiquement la forme de ce terme exponentiel. La contri-bution la plus importante Ă lâintĂ©grale provient de valeurs de lâĂ©nergie tellesque ce facteur exponentiel soit proche du maximum. La plupart des rĂ©actionsnuclĂ©aires stellaires se produisent sur un intervalle de tempĂ©ratures tel quesur cet intervalle (assez Ă©troit) S(E) peut ĂȘtre considĂ©rĂ© comme quasimentconstant (en dehors bien sĂ»r des rĂ©sonnances). Une bonne approximation deλ peut ĂȘtre obtenue en remplaçant S(E) par sa valeur estimĂ©e Ă lâĂ©nergie E0
oĂč le maximum du facteur exponentiel est atteint (E0 est appelĂ©e, lâĂ©nergiede Gamow).
λ =
(
8
”Ï
)1/2S(E0)
(kT )3/2
â« â
0expâ E
kTâ bâ
EdE.
QUESTION :Montrer que E0 =(bkT2
)2/3= 1.220(Z2
1Z22AT
26 )1/3
kev.
Pour T ⌠107 et pour des noyaux lĂ©gers, E0 = 10 â 30 kev, alors que kT âŒ1 kev. Le facteur de pĂ©nĂ©tration favorise la partie Ă haute Ă©nergie de ladistribution de Boltzmann.
Les Ă©nergies contribuant Ă lâintĂ©grand ont des valeurs ne sâĂ©cartant quedâune dizaine de kev de E0. Cet intervalle dâĂ©nergie est trĂšs petit comparĂ© Ă lâĂ©nergie de sĂ©paraison moyenne des Ă©tats nuclĂ©aires quasistationnaires. Ceciexplique pourquoi, en dehors des rĂ©sonnances, le facteur S(E) qui contientles effets des forces nuclĂ©aires, peut ĂȘtre considĂ©rĂ© comme variant peu aveclâĂ©nergie sur cet intervalle.
La mesure expĂ©rimentale dâune section efficace consiste Ă obtenir des in-formations sur le facteur S(E) dans lâintervalle dâĂ©nergie autour du pic de
193
Fig. 6.3 â Le pic de Gamov rĂ©sulte de la multiplication de la distribution deMaxwell- Boltzmann avec le facteur de pĂ©nĂ©tration de Gamov.
Gamow. Il nâest pas toujours possible de mesurer directement ce facteur Ă basse Ă©nergie. Il faut dans ce cas extrapoler les mesures obtenues Ă hautesĂ©nergies, opĂ©ration dĂ©licate, oĂč interviennent Ă la fois les donnĂ©es expĂ©rimen-tales et des considĂ©rations thĂ©oriques (voir Fig. 6.4).
C) Expression approchée du taux de réaction
Pour calculer lâintĂ©graleâ« â
0expâ E
kTâ bâ
EdE.
on procĂšde souvent numĂ©riquement. On peut toutefois approcher cette intĂ©-grale de maniĂšre analytique de la maniĂšre suivante. Posons f(E) = expâ E
kTâ bâ
Eet rempaçons lâintĂ©grant par une courbe de Gauss centrĂ©e en E0, de hauteurf(E0) et de demi-largeur âE (en E0 + âE, la valeur de f(E) est rĂ©duitepar un facteur e. ). Soit
f(E) = eâÏ eâ(EâE0âE )
2
DĂ©veloppons f(E) autour de E0
f(E) = f(E0) + f âČ(E0) (E â E0)ïžž ïž·ïž· ïžž
=0
+f âČâČ(E0)
2(E â E0)
2
194
Fig. 6.4 â Les mesures sont faites Ă haute Ă©nergie. Il est nĂ©cessaire dâextra-poler les valeurs des taux dans le domaine dâĂ©nergie de Gamov.
Si f(E0 + âE) â 0 en âE, on obtient
âE âŒ=(
â2f
f âČâČ
)1/2
E0
=(
4
3E0 kT
)1/2
QUESTION :A vĂ©rifier (Utiliser le fait que f âČ(E0) = 0).
On a alors
â« â
0f(E) dE â eâÏ
â« â
0eâ(EâE0
âE )2dE
=1
2eâÏâÏâE
Le produit < Ïv > devient
< Ïv >=(
8
Ïmred
)1/2 ( 1
kT
)3/2
S(E0)
âÏ
2eâÏ
(4
3E0 kT
)1/2
En explicitant E0, on a
< Ïv >⌠S(E0) eâÏ Ï 2 1
AZa ZX
195
Fig. 6.5 â Pour cette rĂ©action des mesures du facteur S ont pu ĂȘtre rĂ©alisĂ©edans le domaine dâĂ©nergie de Gamov.
En exprimant S(E0) en barn · keV (1 barn = 10â24cm2), on a finalement
< Ïv >=7.21 · 10â19
AZa ZXS (E0) Ï
2 eâÏ
câest-Ă -dire une dĂ©pendance vis-Ă -vis de T de la forme
< Ïv >⌠1
T 2/3eâconst/T
1/3
Le taux des réactions est
rax = na nxλax
(1 + ÎŽax)
196
rax =2.62 · 1029 Ï2XaXX
(1 + ÎŽaX) AZa ZX AaAXS(E0) Ï
2 eâÏ
et le dĂ©bit dâĂ©nergie est de la forme
Ç« =raX Q(erg)
Ï⌠fact.
Q ÏXaXX
(1 + ÎŽaX)T2/36
e
â42.48 (Z2a Z2
XA)1/3
T1/36
Dans la pratique, on utilise les expressions tabulĂ©es. On ajoute encore engĂ©nĂ©ral au terme principal calculĂ© ci-dessus, des termes correctifs pour te-nir compte du fait que S(E) nâest pas constant et que lâon a approximĂ©lâexpression du pic de Gamov.
Des taux de rĂ©actions nuclĂ©aires peuvent ĂȘtre trouvĂ©es dans les rĂ©fĂ©rencessuivantes : Caughlan and Fowler 1988 Atomic Data Nuc. Data Tables 40, 283.Dans cette rĂ©fĂ©rence, les taux NAV λaX oĂč NAV est le nombre dâAvogadro,sont donnĂ©s sous la forme de dĂ©veloppements analytiques, fonction de latempĂ©rature. Une compilation rĂ©cente de taux de rĂ©actions nuclĂ©aires utilesen astrophysique est accessible sur le Web Ă lâadresse suivante :
http ://isotopes.lbl.gov/isotopes/astro.html
Remarque
Souvent, dans un domaine de T limité, on peut pour des estimations simplesreprésenter ǫ par une expression du type
Ç« = Ç«0 Ï TÎœ Îœ =
(
â ân Ç«
â ân T
)
Ï
QUESTION :Montrer que Îœ = Ïâ23
.
6.3 Lâeffet dâĂ©cran
Dans un milieu suffisamment dense, chaque noyau est entourĂ© dâun nuagedâĂ©lectrons qui attĂ©nuent la rĂ©pulsion coulombienne entre noyaux. Cet ef-fet, qui facilite la pĂ©nĂ©tration des barriĂšres de potentiels, est lâeffet dâĂ©cran(electron screening). Le potentiel au voisinage dâun noyau de masse Ai est
197
Ï =Ze
reâr/rD
avec le rayon de Debye rD.
rD =
â
kT
4Ï e2 nÏn : concentration moyenne
n = Ï/(”mH)
Ï est une charge effective.
Ï = ” ÎŁXi
AiZi (Zi + 1) ⥠” ζ
LâĂ©nergie potentielle entre deux noyaux 1 et 2 devient
V (r) =Z1 Z2
re2 eâr/rD
e2 = 23.07 · 10â20 cm · erg
Valeurs numériques
par exemple, pour
T = 107K, Ï = 102, ζ = 1, Z1 Z6 = 6
on a
rD/r0 â 102
r0 est le rayon du noyau.Dans le domaine Ï, T des Ă©toiles de sĂ©quence principale, le rayon de Debyeâ« r0.DĂ©veloppons donc au 1er ordre
V (r) =Z1 Z2 e
2
râ Z1 Z2 e
2
rD
Dans le calcul du facteur de pĂ©nĂ©tration Pâ(E), dĂ» Ă lâeffet tunnel, le termeimportant qui apparaĂźt (cf. cours de MĂ©canique quantique) est la diffĂ©renceV (r) â E, entre lâĂ©nergie potentielle des noyaux et lâĂ©nergie relative desparticules. On a
198
V (r)â E =Z1 Z2 e
2
râ(
E +Z1 Z2 e
2
rD
)
Tout se passe donc comme si lâĂ©nergie cinĂ©tique relative de la particule inci-dente Ă©tait augmentĂ©e de
V0 =Z1 Z2 e
2
rD
On a donc
Ïecran(E) â Ïsans ecran(E + V0)
Calculons le produit < Ïv >
< Ïv >ecran =â« â
0Ï(E)Ïecran(E) v(E) dE
avec
Ï (E) =2âÏ
1
(kT )3/2eâE/kT E1/2
Posons E âČ = E + V0
< Ïv >ecran =â« â
V0
Ï(E âČ â V0) v(EâČ â V0) dE
âČ
Ï(E âČ â V0) · v(E âČ â V0) = const(E âČ â V0) eâEâČ/kT · eV0/kT
â constE âČ eâEâČ/kT eV0/kT
car Vo est faible par rapport à E0, énergie efficace de réaction.Donc
< Ïv >ecran=< Ïv >sans ecran ·f, f = eV0/kT
f : facteur de screeningNumériquement :
V0
kT= 0.188 Z1 Z2
(ζÏ)1/2
T3/26
T6 =T
106
Les dĂ©veloppements ci-dessus sâappliquent au cas oĂč
199
V0
kT=Z1 Z2 e
2
rD kTâȘ 1
câest-Ă -dire lorsque V0 est faible par rapport Ă lâĂ©nergie des particules. Cecas est dit "weak screening". Il sâapplique pour Ï âŒ 104 g/cm3. Le facteurf est voisin de lâunitĂ©. Pour Ï âŒ 106 g/cm3, on a en gĂ©nĂ©ral le cas de"strong screening", qui demande dâautres approximations. Lâeffet dâĂ©crandevient si fort que lâon a des rĂ©actions dont le taux, dĂ©pendant surtout deÏ, pourrait ĂȘtre trĂšs augmentĂ© (rĂ©actions pycno-nuclĂ©aires). Cependant, lesrĂ©actions nuclĂ©aires sont fortement contrariĂ©es par la cristallisation qui seproduit en gĂ©nĂ©ral dans de telles conditions.
6.4 Les réactions résonnantes (en lecture)
Ce qui suit a Ă©tĂ© scannĂ© dâun polycopiĂ© intitulĂ© âAstrophysique nuclĂ©aireâ(G. Meynet, 1994). La numĂ©rotation des sections nâa pu ĂȘtre modifiĂ©e et nâestdonc pas compatible avec la numĂ©rotation du prĂ©sent document.
200
201
202
203
204
205
206
207
208
Chapitre 7
ComplĂ©ments dâhydrodynamique
â Lâhydrodynamique joue un rĂŽle important dans la physique des Ă©toileset dans celle du milieu interstellaire.
â Les processus de mĂ©lange, tels la convection ou la diffusion, peuventtransporter les Ă©lĂ©ments dans les Ă©toiles. Les consĂ©quences astrophy-siques sont importantes. Par exemple, des produits de la synthĂšse nu-clĂ©aire qui sâeffectue dans les rĂ©gions centrales peuvent apparaĂźtre Ă lasurface des Ă©toiles. Le mĂ©lange convectif dans les intĂ©rieurs stellairespeut alimenter les rĂ©gions centrales en combustible nuclĂ©aire intact, cequi a pour effet dâaugmenter le temps de vie dâune Ă©toile dans la phasenuclĂ©aire concernĂ©e.
â LâĂ©tude de la convection adiabatique et non adiabatique sera faite aucours de S.I., de mĂȘme pour la circulation mĂ©ridienne engendrĂ©e parla rotation stellaire, ainsi que la diffusion turbulente engendrĂ©e par lesdiverses instabilitĂ©s dues Ă la rotation.
â Nous nous bornons ici Ă quelques notions de base.
7.1 La fonction de distribution
ConsidĂ©rons un fluide composĂ© dâun seul type de particules. Toutes les par-ticules de ce fluide ont donc la mĂȘme masse et les mĂȘmes propriĂ©tĂ©s. Soitf(~r, ~p, t) la fonction de distribution de probabilitĂ©. Cette fonction de la po-sition ~r, du temps, t et de la quantitĂ© de mouvement ~p est telle que lors-quâelle est multipliĂ©e par lâĂ©lĂ©ment de lâespace de phase de dimension 6dÏ = dÏpdÏr = dxdydzdpxdpydPz, cela donne le nombre de partricules conte-
209
nues dans cet Ă©lĂ©ment de volume. Le but est la dĂ©termination de f . En effet,une fois f dĂ©terminĂ©, toute propriĂ©tĂ© macroscopique peut ĂȘtre obtenue.
7.1.1 Densité en nombre
La densité en nombre n, définie comme le nombre de particules par unité devolume, est obtenue à partir de f par
n =â«
pfdÏp (7.1)
Si m est la masse dâune particule, la densitĂ© Ï est Ă©gale Ă Ï = nm.
7.1.2 Valeur moyenne dâune grandeur
Soit G une quantitĂ© dĂ©finie pour chaque particule, fonction de la masse et/oudu moment et/ou de lâĂ©nergie. La valeur moyenne de G, que nous noterons< G > est dĂ©finie par
< G >=1
n
â«
pGfdÏp (7.2)
Exemple : la vitesse moyenne
La vitesse moyenne ~v0 est donnée par
~v0 =< ~v >=1
n
â«
p~vfdÏp (7.3)
oĂč ~v est la vitesse dâune particule, Ă©gale Ă ~p/m.
REMARQUEâ On appelle vitesse particuliĂšre la quantitĂ© ~V dĂ©finie par
~V = ~v â ~v0 (7.4)
Cette vitesse caractérise les mouvements aléatoires thermiques des par-ticules. Par définition, < ~V > est nulle.
â On peut dĂ©finir une tempĂ©rature cinĂ©tique, reprĂ©sentative de lâampli-tude des mouvements thermiques, par
3
2kT =
1
2m < ~V 2 > (7.5)
210
oĂč k est la constante de Boltzmann. Cette dĂ©finition nâest valide quepour un gaz monoatomique. Si le gaz est diatomique, le facteur 3/2 doitĂȘtre remplacĂ© par 5/2. Notons que cette dĂ©finition de la tempĂ©ratureest beaucoup moins restrictive que la dĂ©finition thermodynamique de latempĂ©rature (qui exige que lâĂ©quilibre thermodynamique soit vĂ©rifiĂ©).Cette tempĂ©rature cinĂ©tique peut ĂȘtre dĂ©finie pour un systĂšme nâĂ©tantpas Ă lâĂ©quilibre thermodynamique (E.T.).
7.2 Vecteur flux
Soit un Ă©lĂ©ment de surface d~S Ă lâintĂ©rieur dâun fluide, Ă travers lequelles particules peuvent librement passer. Le nombre de particules ayant unevitesse entre ~v et ~v + d~v traversant d~S pendant le temps dt, que vaut-il ? Cenombre de particules est
f~vdt · d~SdÏp. (7.6)
Soit G une quantité mécanique définie pour chaque particule. Alors
Gf~vdt · d~SdÏp, (7.7)
est la quantitĂ© de âGâ transportĂ©e Ă travers d~S par des particules ayant unequantitĂ© de mouvement entre ~p et ~p+d~p pendant le temps dt. Pour connaĂźtrela qunatitĂ© de G transportĂ©e par toutes les particules, alors il faut intĂ©grersur lâespace des qunatitĂ©s de mouvement
(â«
Gf~vdÏp
)
· d~Sdt (7.8)
= n1
n
(â«
Gf~vdÏp
)
ïžž ïž·ïž· ïžž
<G~v>
·d~Sdt (7.9)
= n < G~v > ·d~Sdt. (7.10)
Appelons ~u, le vecteur unitĂ© ayant la mĂȘme direction et le mĂȘme sens qued~S, alors
n < G~v > ·d~Sdt = n < G~v > ·~udSdt. (7.11)
Posons ~Ί(G) = n < G~v >, et appelons ce vecteur, le vecteur flux de laquantitĂ©G. Ce vecteur a la propriĂ©tĂ© que sa projection, le long dâune directionquelconque, donne la quantitĂ© de G transportĂ©e le long de cette direction parunitĂ© de temps et de surface.
211
7.2.1 Vecteur flux de la masse
Le vecteur flux de la masse est
n < m~v >= nm < ~v >= nm~v0 = Ï~v0 (7.12)
MĂȘme si le vecteur flux de masse est nul (pas de masse transportĂ©e), il peutnĂ©anmoins y avoir transport dâautres quantitĂ©s. En effet
~Ί(G) = n < G~v > = n < G(~v0 + ~V ) >
= n < G~v0 > +n < G~V > = n~v0 < G >ïžž ïž·ïž· ïžž
0
+n < G~V > .
7.3 Equations de base
Equation de continuitéConsidérons un fluide traversant un élément de volume dx, dy, dz., cf Fig. 7.1
Le débit total net est
div (Ï~v) dx dy dz (7.13)
Ce dĂ©bit de masse net est Ă©gal Ă la perte de masse par lâĂ©lĂ©ment de volume(conservation de masse).
ââÏât
dx dy dz (7.14)
On obtient ainsi lâĂ©quation de continuitĂ©
âÏ
ât+ div (Ï~v) = 0 (7.15)
On peut lâĂ©crireâÏ
ât+(
~v · ~â)
Ï = âÏ div~v (7.16)
Remarque La variation de densitĂ© (ou de vitesse ou de toute autre quantitĂ©)dâun Ă©lĂ©ment de volume dont on suit le mouvement (dÏ
dt) est composée de
deux parties :
212
dx
dy
dz
z
y
x
Fig. 7.1 â La composante de la vitesse sur la face dzdy en x=0 est vx, sur laface dzdy en x=dx elle est Ă©gale Ă vx+ âvx
âxdx. La diffĂ©rence entre la quantitĂ©
de matiĂšre qui sort du volume et celle qui y entre pendant une unitĂ© detemps, le long de la composante x est â
âx(Ïvx)dxdydz.
1. La variation de densitĂ© en un point considĂ©rĂ© de lâespace pendant letemps dt
âÏ
âtdt (7.17)
La dérivée est prise en x , y , z constants.
2. La diffĂ©rence des densitĂ©s (au mĂȘme instant) en deux points sĂ©parĂ©s parla distance dr parcourue par lâĂ©lĂ©ment de volume pendant le temps dt,soit
dx · âÏâx
+ dyâÏ
ây+ dz
âÏ
ât=(
~dr · ~â)
ÏdÏ =âÏ
âtdt+
(
~dr · ~â)
Ï (7.18)
en divisant par dt
213
dÏ
dt=âÏ
ât+(
~v · ~â)
Ï (7.19)
Câest la variation de densitĂ© dâun Ă©lĂ©ment de fluide se dĂ©plaçant danslâespace.
dÏ
dt=âÏ
ât+(
~v · ~â)
Ï (7.20)
(~v · ~â) Ï est le terme dâadvection.
7.4 Equation du mouvement avec termes de
viscosité. Equation de Navier-Stokes.
La quantitĂ© de mouvement totale du fluide dans lâĂ©lĂ©ment de volume consi-dĂ©rĂ© change :
- sous lâeffet des forces agissant sur le fluide ;- une partie de la quantitĂ© de mouvement sâĂ©chappe, emportĂ©e par le fluide.
Evaluons cette seconde composanteFlux de la composante de la quantitĂ© de mouvement selon lâaxe x Ă traversla face arriĂšre dy dz :
(Ï vx) vx dy dz
(Ï vx) vz dx dy par la face dx dy
(Ï vx) vy dx dz par la face dx dz
De mĂȘme que prĂ©cĂ©demment, on a pour le bilan net de quantitĂ© de mouve-ment
div (Ï vx ~v ) dx dy dz (7.21)
DĂ©bit net de la quantitĂ© de mouvement selon lâaxe x sortant du volumedx dy dz.
Les forces sont :
â forces extĂ©rieures ~F (exemple : rotation . . .)
214
â forces de gravitĂ©â forces visqueuses que nous examinerons ci-dessous
Forces de pression entre les faces â„ Ă lâaxe x :
â[(
âp
âx
)
dx
]
dy dz (7.22)
signe â-â : car si p augmente avec x , la force sera dirigĂ©e selon âxLa variation temporelle de la composante x de la quantitĂ© de mouvementest :
â
ât(Ï vx) dx dy dz (7.23)
On a donc
âât
(Ï vx) dV = Ï Fx dV â(âpâx
)
dV â div (Ï vx ~v) dV
â âcomposante x de la force signe â comme
précédemment : sidiv( ) > 0 il y a perte et
réciproquement
(7.24)
Ecrivons :
â
ât(Ïvx) + div (Ï vx ~v)
= vx
[
âÏ
ât+ div (Ï~v)
]
ïžž ïž·ïž· ïžž
=0 (eqn. continuite)
+ Ï
[
â vxât
+ (~v · â vx)]
= Ï
[
âvxât
+ (~v · â) vx
]
LâĂ©quation du mouvement devient donc :
Ï
[
â~v
ât+ (~v · â) ~v
]
= Ï ~F â ~âp+ . . . (7.25)
Eqn. non-linĂ©aire : terme (~v · â) ~v
215
Expression des termes dus Ă la viscositĂ©La face supĂ©rieure est animĂ©e dâune vitesse uniforme vo vers la droite sur
la Fig. 7.2.
d
v=0
v=vo
v
Aire=S
Fig. 7.2 â Force visqueuse entre deux plans parallĂšles, F/S = ηvo/d.
La tension Ï = FS
= η v0dη est le coefficient de viscositĂ© dynamique, η = ÏÎœ
oĂč Îœ est le coefficient de viscositĂ© cinĂ©matique. La viscositĂ© a pour unitĂ©g cmsec2
sec·cmcm2 cm
= gsec·cm = 1 poise (CGS), 1 kg
sec·m = 1 poiseuille (MKSA) = 10 poises
Si le plan supĂ©rieur est en mouvement uniforme, le fluide doit appliquer unetension âÏ afin que la rĂ©sultante agissant sur la plaque soit nulle.ConsidĂ©rons la situation suivante :
fluide vx = vx (y)vy = vz = 0
(7.26)
ConsidĂ©rons une petite cellule rectangulaire plane. La composante de la forceselon lâaxe x, par unitĂ© de surface perpendiculaire Ă y est
Ïxy = ηâ vxây
(7.27)
SymĂ©trie de Ïxy : Ïxy = Ïyx
ConsidĂ©rons lâĂ©lĂ©ment rectangulaire ABCD. A la tension tangentielle Ïxy estopposĂ©e une tension Ă©gale de signe opposĂ© agissant sur la face opposĂ©e durectangle.
216
Le moment des forces tangentielles au point A est :
mz = â(Ïxy dx dz) dy + (Ïyx dy dz) dx (7.28)
LâĂ©quation de la dynamique des corps en rotation mz = Iz · Ω
(Ïyx â Ïxy) dV = Iz Ω (7.29)
I : moment dâČinertieΩ : vitesse angulaire de rotation
par rapport axeAz (7.30)
Si on fait tendre la taille de lâĂ©lĂ©ment de fluide vers zĂ©ro, I ⌠mr2 est uninfiniment petit dâordre supĂ©rieur Ă dV.Le terme de droite tend plus vite vers zero. Le seul moyen dâassurer la cohĂ©-rence est dâavoir Ïyx = Ïxy.
Cas dâun Ă©coulement quelconque
HypothĂšse du fluide newtonien : les tensions visqueuses sont des fonctionslinĂ©aires et homogĂšnes des gradients de vitesses (mĂȘme si lâĂ©coulement nâestpas permanent). (Remarque : solides : prop. aux dĂ©formations).
Donc (impliqué par la linéarité) :
Ïxy = Ïyx = ”
(
âvxây
+âvyâx
)
(7.31)
Fluide quelconque : gradient de vitesse dans les diverses directions. Idempour les autres tensions.Sens de
Ïxx : Ïxx = 2 ηâvxâx
(7.32)
pression sur les faces ℠à xChangement de Vx selon x résultant de contraintes ℠aux faces dydzExpression générale :
Ïij = η
(
âviâxj
+âvjâxi
)
(7.33)
On remarque3â
i=1
Ï i i (7.34)
217
non nulle. Donc la viscositĂ© affecterait la pression, ce qui nâest pas le cas.Donc on prend
Ï i j = η
(
â viâ xj
+âvjâxi
)
â 2η
3ÎŽij div ~v (7.35)
La force visqueuse nette est obtenue en prenant la différence des forces surles faces opposées.
(fvisq.)x =(ââxÏxx dx
)
dy dz +(ââyÏxy dy
)
dx dz
+(ââzÏxz dz
)
dy dx =â3j=1
ââxj
Ïxj dx dy dz
=(â
jââxj
η âvx
âxj+â
jââxj
η â vj
â x
)â23
â
jâηâxj
ÎŽxj div ~v
= ηâ2vx + η â2vx
â2x2 + η â2vy
âyâx+ η â
2vz
âzâxâ2η3
ââx
(âvx
âx+ âvy
ây+ âvz
âz
)
= ηâ2vx +(ζ+η3
)ââxdiv ~v
(7.36)
Remarque
On ajoute parfois un terme ζ, dit de seconde viscositĂ©. Ce terme inter-vient par exemple dans le cas dâun gaz polyatomique soumis Ă des fluctua-tions de pression rapides. Physiquement, un changement de pression agit surles vitesses de translation, lâĂ©nergie nâest transfĂ©rĂ©e que plus lentement auxmodes de vibration et de rotation. Cela introduit des contraintes normales,qui peuvent ĂȘtre prises en compte par une correction de pression intervenantpar le terme ζ ci-dessus.
LâĂ©quation du mouvement sâĂ©crit alors
Ï
[
â~v
ât+ (~v · â) ~v
]
= Ï ~F â ~âp+ ηâ2 ~v +(
ζ +η
3
)
~â (div~v) (7.37)
Equation de Navier-Stokes
Si le fluide est incompressible, Ï = const. et on a
Equation de continuite : div ~v = 0
218
Ï
[
â~v
ât+ (~v · â) ~v
]
= Ï ~F â ~âp+ ηâ2 ~v (7.38)
Equation de Navier-Stokes.
En divisant par Ï :
â~v
ât+ (~v · â) ~v = ~F â 1
Ïâp+ Îœâ2 ~v (7.39)
Remarque
Si les forces extérieures et la viscosité sont négligeables, on a
â~v
ât+(
~v · ~â)
~v = â1
Ïâp (7.40)
Equation dâEulerCondition : Pour lâapplication de Navier-Stokes aux milieux lĂ©gĂšrement
compressibles.On montre que cette Ă©quation est valable lorsque
M2 =v2
V 2son
âȘ 1 (7.41)
CompressibilitĂ© âÏÏ⌠ÎČ âP
Pen ignorant les effets de T
V 2son =
(
âp
âÏ
)
ad
⌠P
ÏÎČdonc
âÏ
Ï⌠âp
V 2sonÏ
âp ⌠force
surf⌠energie
vol.âŒ Ï v2 (7.42)
DoncâÏ
Ï⌠v2
V 2son
(7.43)
Remarque
Si le milieu compressible P = P (Ï, T ), il faut utiliser lâĂ©quation complĂštedu mouvement. Par contre, si Ï dĂ©pend peu de T, lâapplication de N.S. estlimitĂ©e Ă (nombre Mach)2 < 1.
219
7.5 Expression de la viscosité
Selon la théorie cinétique des gaz
η =1
3mnâ v
m : masse des particulesn : concentrationâ : libre parcours moyen
Câest la viscositĂ© molĂ©culaire.
Viscosité radiative (Jeans 1926)
Lâexpression ci-dessus est obtenue en considĂ©rant que les molĂ©cules dugaz transportent de la quantitĂ© de mouvement.
Le rayonnement transporte également de la quantité de mouvement et onpeut donc lui associer une viscosité.
η =1
3Ï vrms â (7.44)
Pour des photons
vrms â c
â â 1
ÎșÏ
Ï =u
c2=
a T 4
c2(7.45)
DâoĂč
η =1
3
a T 4c
c2 Îș Ï=
1
3
a T 4
c Îș Ï(7.46)
Viscosité radiative, qui est particuliÚrement importante dans les étoilesmassives.
Un calcul plus dĂ©taillĂ©, cf.â Thomas 1936, Quart. J. Math. 1, 239
220
â Hazlehurst, Sargent 1959, ApJ 130, 276conduit Ă
η =4
15
a T 4
c Îș Ï(7.47)
7.6 Equation de conservation de lâĂ©nergie
Considérons un élément de volume
â«
m
dq
dtdm
ïžž ïž·ïž· ïžž
Gains dâĂ©nergiedans m par unitĂ©de temps.q : Ă©nergie four-nie par un. demasse
=â«
Ç«mïžž ïž·ïž· ïžž
Energie produitedans m par unitéde masse
ââź
~F · d~Ïïžž ïž·ïž· ïžž
flux
(7.48)
Ç« : puissance Ă©mise par unitĂ© de masse (w/kg). DĂ©bit ou taux dâĂ©nergierayonnĂ©e sous forme de photons ou de Îœ.
ThéorÚme de Gauss
â«
V
dq
dtÏ dV =
â«
VÏ Ç« dV â
â«
Vdiv ~F dV
â dg
dt= Ç«â 1
Ïdiv ~F
dqdt
est donné par le premier Principe de la Thermodynamique
dq Ö = dU + dÏ Ödq
dt=
dU
dt+p dV
dt
oĂč les quantitĂ©s sont considĂ©rĂ©es par unitĂ© de masse. U est lâĂ©nergie internepar unitĂ© de masse (agitation thermique, excitation, ionisation, radiation,dĂ©gĂ©nĂ©rescence).
221
dq
dt=dU
dtâ p
Ï2
dÏ
dt(7.49)
On a donc
dq Ödt
=dU
dtâ p
Ï2
dÏ
dt= Ç« â 1
Ïdiv F (7.50)
Equation de conservation de lâĂ©nergie.On peut aussi lâĂ©crire sous la forme suivante, en utilisant
dq Ö = T dSet F = âÏâT (7.51)
avec Ï = 4ac T 3
3ÎșÏen milieu radiatif.
Ïdq
dt= Ï
TdS
dt= Ï Ç«+â · (ÏâT ) (7.52)
ou
ÏT
(
âS
ât+ ~u · ~âS
)
= Ï Ç«+ ~â ·(
Ï ~âT)
(7.53)
Remarque
Si nécessaire, il faut ajouter des termes de dissipation visqueuse dont nousne préciserons pas la forme ici.
Terme dqdt
dans les Ă©toiles
Dans une Ă©toile, le terme dqÖdt
reprĂ©sente lâĂ©nergie fournie au systĂšme aucours du temps, en particulier lors dâun changement de structure sous lâactionde la gravitation. On note
dq Ödt
⥠â Ç«grav (7.54)
avec Ç«grav : Energie produite par le systeme lors dâČune contraction, si Ç«grav > 0.Si Ç«grav < 0 : Expansion
(7.55)LâĂ©quation de conservation de lâĂ©nergie devient alors
222
1
Ïdiv F = Ç«+ Ç«grav (7.56)
Remarque
En gĂ©nĂ©ral Ç« ⥠ǫnucl dans les Ă©toiles, câest-Ă -dire le taux de productiondâĂ©nergie nuclĂ©aire par unitĂ© de masse et de temps. Toutefois, dans les stadesavancĂ©s de lâĂ©volution nuclĂ©aire (Ă partir de la fusion du C), les pertes parneutrinos sont importantes (celles-ci ne participent pas au transfert dâĂ©nergieradiative) et on a
Ç« ⥠ǫnucl â Ç«neutrino (7.57)
SymĂ©trie sphĂ©riqueEcrivons lâĂ©quation de conservation sous sa forme usuelle. On a
~F =(Lr
4Ï r2, 0, 0
)
(7.58)
1
Ïdiv ~F =
1
r2
1
Ï
â
âr
(
r2 Lr
4Ïr2
)
=1
4Ï r2Ï
â Lr
âr=
â Lr
â Mr(7.59)
â Lr
â Mr= Ç«nucl â Ç«neutrino + Ç«grav (7.60)
Les expressions de Ç«nucl sont vues au chapitre 6, celles de Ç«neutrino et Ç«grav
sont étudiées au cours de SI.
7.7 Nombres sans dimension
Plusieurs nombres sans dimension caractérisent les régimes hydrodynamiques.Ces nombres sont trÚs différents dans les conditions astrophysiques et dansles conditions terrestres.
Nombre de Reynolds
ConsidĂ©rons lâĂ©quation de Navier-Stokes
223
â~v
ât+(
~v · ~â)
~v = â 1
Ïâp+ Îœâ2~v (7.61)
Le rapport du terme inertiel au terme de viscosité est
terme inertiel
terme viscositeâ
vt
Îœ v/â2â v
â Îœâ2
â vâ
Μ(7.62)
oĂč v, â, t sont respective les vitesses, longueur et temps typiques.
Re =vâ
Μ(7.63)
Lorsque Re < 2 · 103, les mouvements turbulents sont amortis par les effetsde viscosité et les écoulements sont laminaires.
Remarque
Ce nombre est valable pour lâĂ©coulement dans un tuyau, et nâest pas nĂ©-cessairement Ă©gal dans le contexte Ap. Re intervient dans les problĂšmesde similitude dynamique. Si la gravitĂ© joue un rĂŽle dans les problĂšmes desimilitude, il faut aussi considĂ©rer le nombre de Froude
Fr =V
(gL)1/2(7.64)
Remarque
Dans les Ă©coulements, il y a toujours une couche limite avec â trĂšs petit oĂčle terme de viscositĂ© en 1/â2 nâest pas nĂ©gligeable.La viscositĂ© introduit une condition de non-glissement sur la couche limite.Cette condition demeure mĂȘme pour des nombres Re trĂšs Ă©levĂ©s. (Parexemple, les pales dâun ventilateur sont encrassĂ©es, mĂȘme sâil tourne trĂšsvite).
Nombre de Prandtl
ConsidĂ©rons une cellule dâun fluide caractĂ©risĂ© par une viscositĂ© Îœ et uncoefficient de conduction radiative Ï.DâaprĂšs lâĂ©quation de Navier-Stokes, le temps dâajustement visqueux (tempstypique pour que la viscositĂ© rĂ©alise lâĂ©quilibre dynamique) est
224
tvisc ââ2
Μ(7.65)
pour soleil : 1014 ans10 Mâ : 1010 ans
Examinons lâĂ©quilibre thermique de la cellule. LâĂ©quation de conservation delâĂ©nergie nous donne (ignorons la viscositĂ©)
Ïdq
dt= âÏâTÇ« = 0 (7.66)
Supposons Ï = const dans la cellule, que lâon suppose par ailleurs enĂ©quation de pression
dq
dt= cp
dT
dtÏ cp
dT
dt= Ïâ2 T (7.67)
Equation de conduction de la chaleur :
dT
dt=
Ï
Ï cpïžžïž·ïž·ïžž
K
â2Î (7.68)
K : DiffusivitĂ© radiative, exprime le rapport entre lâĂ©nergie sortante et lâĂ©ner-gie contenue :
Unite :(longu.)2
temps(7.69)
dT
dt= Kâ2 T (7.70)
Le temps dâajustement thermique est
t â â2
KSoleil : t â R2
K108 y
10Mâ 105 y(7.71)
Le rapport du temps dâajustement thermique au temps dâajustement vis-queux
225
tthermtvisc
â â2
K
Μ
â2=
Μ
K⥠Prandtl (7.72)
Câest le nombre de Prandtl. A T = 107K, il vaut environ 10â6, ce quisignifie que dans les Ă©toiles lâĂ©quilibre thermique est beaucoup plus vite rĂ©alisĂ©que lâĂ©quilibre par lâeffet de la viscositĂ©. Câest une caractĂ©ristique du fluideet non de lâĂ©coulement.
La trÚs faible valeur du nombre Prandtl dans les étoiles est responsable dela grande différence de propriétés entre les milieux stellaires et terrestres.
Pr =Μ
Kâ 1 pour lâČeau et lâČair
Sodium ou mercure : 10â2
Milieu stellaire :
Μ
K=
4
15
a T 4
c Îș Ï2
3ÎșÏ
4 ac T 3cp Ï =
cp T
5 c2(7.73)
K pour une etoile :energie sort. longueur
surf. temps· longueur3
en. contenue(7.74)
K â LR
GM2R2 (7.75)
ttherm âR2
Kâ LR
GM2⥠temps de KelvinâHelmoltz (7.76)
Le temps mis par lâĂ©nergie pour sortir dâune Ă©toile est Ă©gal au tempsde Kelvin-Helmoltz
(energie gravifique
L
)
.
Remarque
Dans les mouvements convectifs, le temps caractéristique du mouvement est
226
tmvt ââ
v(temps pour parcourir la distance dâČune cellule.) (7.77)
Le nombre de PĂ©clet
Pe =tthermtmvt
=â2
K
v
â=
v â
K(7.78)
Pe > 1 : La cellule convective nâa pas le temps de perdre de la chaleurlors de son mouvement. Convection efficace pour le transport de chaleur. Il ya de nombreux autres nombres sans dimension qui caractĂ©risent les milieuxhydrodynamiques.
7.8 Equation du mouvement avec rotation
Limitons nous Ă quelques considĂ©rations sur les fluides en rotation utiles enastrophysique.Les accĂ©lĂ©rations mesurĂ©es dans un rĂ©f. dâinertie I et un rĂ©f. en rotation Rsont liĂ©es par
(
d~v
dt
)
I
=
(
d~v
dt
)
R
+ ~Ω ·(
~Ω · ~r)
+ 2~Ω · ~vR (7.79)
Ω : vitesse angulaire du ref. tournantr : position de la particulevR : vitesse dans le ref. en rotation
(7.80)
LâĂ©quation du mouvement dans le rĂ©f. en rotation devient donc
â~v
ât+(~v ·â)~v = ~F â 1
Ï~âp+Îœâ~v+
(
ζ
Ï+Îœ
3
)
~â(
~â · ~v)
â ~Ω ·(
~Ω · ~r)
â2 ~Ω ·~vR(7.81)
LâaccĂ©lĂ©ration centrifuge peut ĂȘtre dĂ©duite dâun potentiel V, si Ω = const.
âV = âΩ2ÏâV
âÏ= âΩ2 Ï V = â 1
2Ω2Ï2 (7.82)
227
Si les forces ~F dĂ©rivent dâun potentiel pour un fluide incompressible
â~vât
+(
~v · ~â)
~v = â ~â(pÏâ 1
2Ω2 Ï2 + Ï
)
â 2 ~Ω · ~v + Îœâ2 ~v
Equivalent de lâĂ©quation de Navier-Stokes pour un milieu en rotation.Le rapport
R0 =force inertie
force Coridisâ
v2
â
2Ωv=
v
2멉
nombre de Rossby
Le rapport
Ek =forces visc
forces Coriolisâ
Îœvâ2
Ωv=
Μ
Ω â2(7.83)
est le nombre dâEkman (1905).
En rĂ©gime stationnaire, si Ro et Ek sont âȘ 1 , lâĂ©quation du mouvementdevient :
2~Ω · ~v = ââ[
p
Ïâ 1
2Ω2 Ï2 + Κ
]
Un Ă©coulement satisfaisant cette Ă©quation est dit gĂ©ostrophique (Ă©coulementĂ la surface de la Terre).Force de Coriolis â„ Ă la direction du mouvement, donc gradient de pression(gĂ©nĂ©ralisĂ©e) est aussi â„ Ă la direction du mouvement.La pression pâ 1
2ÏΩ2 Ï2 + ÏÏ est constante le long dâune ligne de courant
(ligne suivie par une particule).
Remarque
Le vent souffle â aux isobares.HĂ©misphĂšre nord : dans le sens horaire autour des centres de haute pression.Cette approximation est bonne Ă des altitudes supĂ©rieures Ă 1 km (sinon effetde viscositĂ©).
ThéorÚme de Taylor-Proudman
228
Prenons le rotationnel de lâĂ©quation du rĂ©gime gĂ©ostrophique :
~â ·(
~Ω · ~v)
= 0 car rot. grad ( ) = 0
=(
~v · ~â)
~Ω  
=0
â(
~Ω · ~â)
~v + ~Ω(
~â · ~v)
ïžž ïž·ïž· ïžž
=0
â~v(
~â · ~Ω)
ïžž ïž·ïž· ïžž
=0
(7.84)Ω Ă©tant constant, de plus div ~v = 0 (Ï = const) Ă lâapproximation vueplus haut.Il vient alors
(
~Ω · ~â)
~v = 0
Les mouvements ne peuvent varier dans la direction de lâaxe de rotation.
1 1â
2 2â
Fig. 7.3 â 2 particules sur une ligne â Ă lâaxe de rotation resteront liĂ©es surune telle ligne â et Ă la mĂȘme distance lâune de lâautre.
Les mouvements statiques lents dans un fluide non visqueux incompressible (Ă
229
lâapproximation considĂ©rĂ©e) en rotation sont nĂ©cessairement bi-dimensionnelscf Fig. 7.3 (ThĂ©orie de Taylor-Proudman).
Colonne de TaylorAu-dessus et au-dessous de lâobstacle, il y a des colonnes fluides, comme si ily avait de parois solides. Pas de transfert entre intĂ©rieur et extĂ©rieur.
obstacle
colonne
Fig. 7.4 â
Nous avons vu, dans ce chapitre 8, quelques Ă©lĂ©ments de base de lâhydrodyna-mique. Les grands ordinateurs ont permis ces derniĂšres annĂ©es la rĂ©alisationde simulations numĂ©riques de problĂšmes hydrodynamiques complexes, tels laformation stellaire, les disques dâaccrĂ©tion, la coalescence stellaire etc.
230