Les supernovae de type Ia

Selon les sc´enarios les plus en vogue, une supernova de type Ia (SNIa) r´esulte de

l’explosion thermonucl´eaire d’une naine blanche d’environ 1 M¯. Comme pour les novae,

les SNIa se produisent dans un syst`eme binaire serr´e et l’explosion thermonucl´eaire r´esulte

de l’accr´etion de mati`ere sur la naine blanche. Cependant, dans le cas des SNIa, les

r´eactions nucl´eaires produisent une ´energie suffisante (∼ 1051 _{erg) pour dissocier la naine} blanche et entraˆıner l’´ejection de mati`ere `a de grandes vitesses (5000 `a 20000 km s−1₎

[Khokhlov et al. 1993].

Les r´eactions de fusion nucl´eaire g´en´er´ees pendant cet ´ev´enement produisent des β+_- ´emetteurs. La Table 4.2 r´epertorie les chaˆınes de d´ecroissance radioactive, sources de positrons, des principaux ´el´ements radioactifs produits lors d’une explosion de SNIa.

Le taux de production des positrons par les SNIa dans notre Galaxie peut ˆetre calcul´e

avec l’Eq. [4.4]. La masse de β+_{-´emetteurs produits pendant une explosion de SNIa est}

estim´ee en ajustant les courbes de lumi`ere simul´ees par les mod`eles aux courbes de lumi`ere observ´ees des SNIa. Il existe plusieurs mod`eles d´ecrivant le ph´enom`ene de SNIa et la masse d’´el´ements radioactifs produits varie d’un mod`ele `a l’autre. Ainsi, on trouve dans

la litt´erature que la masse de 56_{Ni produit par les SNIa varie entre 0.1 M}

¯ et 1 M¯

[Nomoto et al. 1984; Ruiz-Lapuente et al. 1993; Hoflich 1995; Hoflich et al. 1995; Nomoto et al. 1996; Hoeflich et al. 1998]. Selon les mod`eles, la masse de 57_{Ni produit varie entre}

(0.8 − 1.1) × 10−2 _M

¯, la masse de 44Ti varie entre (2 − 7) × 10−5 M¯ et celle de26Al

est comprise dans l’intervalle 2.4 × 10−5 _M

¯ et 3 × 10−6 M¯ [Nomoto et al. 1984].

La fraction des positrons qui parviennent `a s’´echapper de l’´ejecta d’une SNIa n’est pas encore bien d´etermin´ee. Cette fraction d’´echappement d´epend de l’´evolution du profil en densit´e de l’´ejecta, de l’´energie des positrons et de leur localisation dans l’´ejecta au moment de leur production, de l’intensit´e et de la g´eom´etrie du champ magn´etique [Colgate et al. 1980; Chan & Lingenfelter 1993; Ruiz-Lapuente & Spruit 1998]. Ces param`etres d´ependent tous du mod`ele de SNIa consid´er´e. Chan & Lingenfelter [1993] estim`erent que 0.5 % `a 8 % des positrons peuvent survivre `a la travers´ee de l’´ejecta. Ils montr`erent ´egalement qu’un m´elange de l’´ejecta (par des mouvements de convection, par exemple), peut accroˆıtre la probabilit´e de survie des positrons `a 5 % − 15 %. Plus r´ecemment, en comparant les courbes de lumi`ere simul´ees par diff´erents mod`eles aux courbes de lumi`ere mesur´ees

lors des explosions de SNIa (SN 1991bg, SN 1990N, SN 1972E, SN 1991T, SN 1993L,

SN 1937C, SN 1989B, SN 1986G et SN 1994D), Milne et al. [1999] conclurent que 0.1 %

`a 5 % des positrons produits apr`es ∼ 85 jrs par la d´ecroissance du 56_{Co parviennent `a}

s’´echapper de l’´ejecta.

Le 57_{Ni produit des positrons seulement 36 heures apr`es le d´ebut de la SNIa. Apr`es}

un tel intervalle de temps, l’´ejecta de la SNIa est suffisamment dense (& 106 _cm−3_{) pour}

ralentir et arrˆeter les positrons. L’ensemble des positrons issus de la d´ecroissance de 57_Ni s’annihilent donc dans l’enveloppe. La d´ecroissance du44_{Ti produit des positrons apr`es un</sub> temps sup´erieur `a la demi-vie du56_{Co(τ = 78.8 jrs). Par cons´equent, on peut supposer que} la majorit´e [Chan & Lingenfelter 1993] des positrons produits suite `a la d´ecroissance du 44<sub>Ti parviennent `a s’´echapper de l’´ejecta. Il est important de noter que lors de la travers´ee} de l’´ejecta, les positrons sont ralentis et perdent une fraction de leur ´energie par des collisions avec les autres particules pr´esentes dans l’´ejecta. Les positrons qui parviennent `a s’´echapper sont alors inject´es dans le milieu interstellaire avec une distribution en ´energie diff´erente de celle donn´ee par l’Eq. [4.2]. Chan & Lingenfelter [1993] et Milne et al. [1999] ont calcul´e cette distribution en ´energie en consid´erant l’ensemble des processus de perte d’´energie des positrons dans l’enveloppe de la SNIa.

Enfin, le26_{Al a une grande dur´ee de vie qui nous permet de supposer que, au moment}

de sa d´ecroissance, le26_{Al s’est ´echapp´e du reste de la supernova. Ainsi, les positrons cr´e´es} par le 26_{Al sont directement inject´es dans le milieu interstellaire.}

La fr´equence des SNIa dans notre Galaxie est aussi un param`etre difficile `a estimer. En se basant sur des ´echantillons de galaxies ext´erieures, Tammann et al. [1994], Cappellaro

et al. [1997]; Mannucci [2005] estim`erent un taux de SNIa Galactique compris entre 0.3

et 1.1 SNIa/si`ecle.

A ¯ esc e

57_{Ni ∼ 10}−2 _{∼ 0 0}

56_{Co 0.1 − 1 0.1 − 5 (0.03 − 6.3)}

44_{Sc (2 − 7) × 10}−5 _{∼ 100 . 1 × 10}−2

26_{Al (0.3 − 2.4) × 10}−5 _{∼ 100 . 3 × 10}−2

Tab. 4.3: Valeurs des param`etres de l’Eq. [4.4] pour des supernovae de type Ia, avec

MA la masse d’isotope produit lors d’une explosion et ηesc la fraction d’´echappement des

positrons. Le taux de production des positrons (Qe) par les diff´erents β+-´emetteurs est calcul´e pour une fr´equence Galactique de SNIa comprise entre 0.3 et 1.1 SNIa/sicle. Pour les valeurs des rapports de branchement (βe+), se reporter `a la Table 4.2.

duction des positrons Galactiques par les SNIa avec l’Eq. [4.4]. Une masse moyenne de

56_{Co produit de ∼ 0.5 M}

¯ par SNIa, un taux d’´echappement des positrons de 5 % et une

fr´equence de SNIa de 0.5/si`ecle suffisent `a expliquer la luminosit´e totale observ´ee par SPI (∼ 1.8 × 1043 _e+ _s−1_{, Kn¨odlseder et al., 2005). La contribution des autres isotopes ra-}

dioactifs reste n´egligeable. Les SNIa sont donc de bons candidats pour expliquer l’origine des positrons Galactiques. Cependant, les ´etudes de la courbe de lumi`ere de SN 2000cx, r´ealis´ees par Sollerman et al. [2004], montrent qu’aucun positron ne s’´echappe de l’´ejecta. Sollerman et al. [2004] expliquent que l’absence de correction bolom´etrique dans l’´etude de Milne et al. [1999] est `a l’origine de la surestimation de la fraction d’´echappement des positrons. Il n’est toutefois pas exclu que SN 2000cx soit un cas particulier.

Les SNIa pourraient ˆetre une source id´eale pour la production des positrons Galac-

tiques `a condition que les positrons puissent s’´echapper de l’enveloppe. Rappelons toutefois

que les SNIa et les novae se produisent toutes deux dans le mˆeme type d’objet astrophy-

sique : un syst`eme binaire contenant une naine blanche. Il y a donc de fortes raisons de croire que les SNIa suivent la mˆeme distribution spatiale que les novae dans la Galaxie. Or, nous avons vu pr´ec´edemment que le rapport de luminosit´e B/D d´eduit de la distribution spatiale des novae ne correspond pas `a celui d´eduit de la distribution spatiale des sites

d’annihilation. En se basant sur les taux de SNIa mesur´es dans les galaxies de type Sb/c

et E/S0, Prantzos [2006] estima le rapport B/D des SNIa `a ∼ 0.1 dans notre Galaxie, en

accord avec celui estim´e pour les novae [Shafter 1997]. Ainsi, dans l’hypoth`ese o`u une frac- tion suffisante de positrons parvient `a s’´echapper de l’´ejecta, comment, avec un tel rapport

B/D, les SNIa pourraient-elles reproduire la distribution de l’´emission (B/D ∼ 1 − 3,

voir Sect. 2.4) ? Prantzos [2006] proposa une solution `a ce probl`eme en sugg´erant que les positrons produits dans le disque par les SNIa sont transport´es vers le bulbe Galactique. Cette proposition sera discut´ee dans le Chapitre 6.