Chaussidon- diaposcours

1
Les météorites et la
formation du système solaire
• Les météorites : des échantillons d’avant, de pendant et
d’après la formation des planètes
• La formation du Soleil et du système solaire dans le
contexte général de la formation des étoiles.
• L’évolution du Soleil jeune et des étoiles jeunes analogues
Marc Chaussidon,
CRPG-CNRS, Vandoeuvre-lès-Nancy
t
ω
ω
ω3
ω2
ω1
ω4
t
Effondrement d’une partie d’un nuage moléculaire interstellaire
Cela se produit
dans des nuages
de masse ≈106-108 M
La conservation de l’énergie
permet de prédire l’évolution
du nuage (masse de Jeans, rayon
de Jeans, temps de chute libre
moyen) et l’organisation de la
matière sous forme d’un disque
en rotation et sa fragmentation
en plusieurs “sous disques”
(étoiles multiples)
On suppose que le nuage est
au départ en rotation lente
Lω
Lω
L
Lorb
L1
L2
L3
L4ω3
ω2
ω1
ω4
Pour ρ=105H/cm3, T = 50 K
RJ=6,69x1015 m (= 0,2 pc)
MJ=1,5x1035g = 76M
€
3
2nkT = 3
10
GM
2
r
Si le terme de gauche est plus grand, l'énergie cinétique l'emporte et le
nuage est en expansion, par contre si le terme de droite est plus grand c'est la
gravité qui l'emporte et le nuage se contracte. La masse critique au delà de
laquelle le nuage se contracte est appelée la masse de Jeans (MJ) et elle vaut
d'après l'équation précédente:
€
M
J
=5kT
Gm
at
"
#
$
%
&
'
3
2
3
4
πρ
"
#
$
%
&
'
1
2
et
€
R
J
=15kT
4πρGm
at
"
#
$
%
&
'
1
2
(avec :
€
M=ρ4
3πr
3
=n×m
at
)
(
€
R=8,31JK
−1
mol
−1
,
€
k=R
N=1,38 ×10
−23
JK
−1
,
€
G=6,6742 ×10
−11
m
3
kg
−1
sec
−2
)
L'application numérique montre que
• pour un nuage HI diffus (avec = 25 H cm-3, T = 100 K), MJ ≈
20000 M
(1 M = 1,9891x1030kg) alors que les masses typiques de ces nuages
sont de l'ordre de 1 à 100 M
: le nuage ne se contracte pas.
• pour le coeur dense d'un nuage moléculaire (avec = 105 H cm-3, T = 10
K), MJ ≈ 10 M
alors que les masses typiques de ces nuages sont de l'ordre de 10
à 1000 M
: le nuage se contracte.
ω

2
Lorsque que la contraction a commencé le temps de chute libre minimum
(t
cl
) peut être calculé en supposant au départ un effondrement à température
constante (la chaleur est irradiée car le milieu est diffus) : un atome dans le
nuage initialement au repos va subir une accélération a due à la force de gravité :
€
a=GM(r)
r
2
=4
π Gr ρ
3
avec une accélération constante, l'équation du mouvement est :
€
1
2at
2
= r
et donc :
€
t
cl
=3
2
π G ρ
Le temps de chute libre d'un nuage ne dépend pas de son rayon mais juste
de sa densité.
Le calcul donne <10
5
ans pour = 10
8
H cm
-3
ou <10
6
ans pour = 10
6
H cm
-3
:
ordre de grandeur de l'ordre de la centaine de Ma au Ma.
Si le nuage au départ est animé d'un mouvement de rotation (même faible),
la conservation du moment cinétique fera que lors de l'effondrement, le nuage
prendra la forme d'un disque en rotation.
€
L=I× ω =L
0
=I× ω
0
avec
€
I=2
5Mr
2
de sorte que :
€
ω
ω
0
=r
0
r
$
%
&
'
(
)
2
La conservation du moment fait que augmente quand r diminue
L'accélération radiale à une distance r du centre est :
€
GM
r
2
Cette accélération a deux composantes:
• a(r): accélération due au fait que r diminue
• r 2: accélération due à la rotation
€
GM
r
2
=a(r) +rω
2
Quand atteint une valeur telle que
€
GM
r
2
=rω
2
alors
€
a(r) =0
et l'effondrement
s'arrête. En faisant apparaître la vitesse initiale (
€
v
0
=ω
0
r
0
), on obtient :
€
r
r
0
=v
0
2
r
0
GM
L'effondrement perpendiculaire à l'axe de rotation s'arrête mais le nuage
continue à s'effondrer dans la direction de l'axe de rotation: il forme un disque.
Pour v0=1km/sec
r0= RJ = 6,69x1015 m
MJ=1,5x1035g
G = 6,67x10-11m2kg-1sec-2
r/r0= 0,5
ω
Au fur et à mesure de l'effondrement, augmente et si T est constant,
M
J
diminue et donc des petites parties du nuage peuvent s'effondrer par elles
mêmes : le nuage se fragmente. Si augmente le temps de chute libre diminue
aussi de sorte que ces fragments individuels s'effondrent plus rapidement que
l'ensemble du nuage. D'un nuage de départ on est passé à de nombreux petits
fragments qui s'effondrent (les étoiles naissent à plusieurs).
ω3
ω2
ω1
ω4
!
M
J
=5kT
Gm
at
"
#
$
%
&
'
3
2
3
4()
"
#
$
%
&
'
1
2
!
R
J
=15kT
4"#Gm
at
$
%
&
'
(
)
1
2
!
tcl =3
2"G#
Durant l'effondrement une densité plus forte se développe au centre et le
nuage va s'effondrer à différentes vitesses entre le coeur et le bord.
Si au départ le nuage est homogène en densité (0), toutes les particules à une
distance r du centre ont une même accélération : toutes les particules bougent
de dr en un temps dt.
On a :
€
ρ=ρ
0
×r
0
r
$
%
&
'
(
)
3
Et donc
€
dρ=−3ρ0×r
0
3
r4
$
%
&
&
'
(
)
)
dr
soit
€
dρ
ρ=−3dr
r
Plus la sphère de départ est petite (r petit) plus d / est grand, c'est à dire plus
la densité augmente rapidement. Le coeur du nuage se contracte plus vite que les
bords. Une proto-étoile se forme avec un nuage puis un disque d'accrétion en
rotation autour.

3
Le Soleil est il une étoile particulière (Adams 2010) ?
0,12 x 0,3 x 0,2 = 0, 0072 (x proba planètes 0,1-0,5 x proba habitables ?….)
• Distribution en masse des étoiles: le Soleil est relativement massif (proba de 12%)
F1 est la fraction d’une population stellaire
ayant une masse ≥ 1 M
F1 ≈0,12 et γ=1,5±0,5
!
dN
*
dm =F
1
"#"m
-#+1
( )
Les observations montrent que l’on peut décrire la distribution des étoiles massives
selon une loi du type suivant:
• Le Soleil est un étoile unique sans compagnon (proba de 30%)
Les étoiles de faible masse n’ont pas de compagnon mais pour les étoiles plus massives
comme le Soleil, la proportion de ne pas être un système binaire est de ≈ 30%.
Cependant on ne peut pas exclure que le Soleil ait été un système binaire lors de sa
formation (mais dans ce cas le compagnon devait avoir une orbite éloignée pour ne pas
détruire le disque d’accrétion du Soleil et/ou perturber les orbites des embryons ou des
planètes)
• Le Soleil a une métallicité un peu élevée (proba de 25%)
Les étoiles de type G (comme le Soleil) ont un pic dans leur distribution de métallicité
(= somme de tous les éléments plus lourds que H) à [Fe/H] = -0,20. Seulement 1/4 des
étoiles de type G ont une métallicité comme le Soleil (pollution supernova ?)
([Fe/H] notation utilisée pour log10(Fe/H))
Les disques de poussières
sont visibles : les poussières
chauffées émettent un excès
de lumière dans l’IR
Deux exemples de
disques
à différents
stades d’évolution :
- 1 Ma
- 20 Ma
André (2002),
Reipurth (2005)
Van Boekel et al. 2004
Bandes principales des
silicates cristallisés:
- pyroxènes : 9,3 µm
- olivines = 11,2 µm
Spectre de la zone interne
du disque de l’étoile jeune (≈1 Ma)
(Herbig Ae) HD 142527 obtenu
Avec le VLTI (résolution 1-2AU)
1. silicates cristallisés ≠ ISM
2. silicates primaires car pas
de silicate hydraté (?)
Van Boekel et al. 2004
Spectres des disques de
trois étoiles jeunes
(Herbig Ae)
Évolution des grains
amorphes des zones
externes vers des grains
cristallisés dans les zones
internes
(mais trop%de silicates cristallisés
dans la zone externe du disque
par rapport à ISM)

4
Okamoto et al., 2004
Observations dans l’IR du
disque de poussières autour
de β-pictoris (19 pc=63 an lum,
20 Ma, luminosité= 8.7 x solaire)
présence de disques de
poussières à 14, 28, 52, 82 AU
9.7 µm = silicate amorphe
11.2 µm =(Fe,Mg)2SiO4 cristal
vert : silicate amorphe 0.1 µm
rouge : silicate amorphe 2 µm
bleu : cristaux de forsterite
Okamoto et al., 2004
Pics de distribution
des grains
amorphes de 0.1µm
à 6AU, 12 AU et
30 AU
Okamoto et al., 2004
Disques de planétésimaux qui produisent en
permanence des grains de 0.1µm
Dutrey (2007)
La mesure de l’excès dans l’IR entre H (1,6 µm) et K (2,2 µm) montre
que les poussières disparaissent en ≈ 5 Ma

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• Les météorites : des échantillons d’avant, de pendant et
d’après la formation des planètes