Voir la source de Structure stellaire

[[Fichier:Sun diagram.svg|thumb|Diagramme montrant la structure interne d'une étoile telle que le Soleil :<br />
1. [[Noyau solaire|Noyau]]<br />
2. [[Transfert radiatif|Zone de rayonnement]]<br />
3. [[Zone de convection]]<br />
4. [[Photosphère]]<br />
5. [[Chromosphère]]<br />
6. [[Couronne solaire|Couronne]]<br />
7. [[Tache solaire]]<br />
8. [[Granulation solaire|Granulation]]<br />
9. [[Éruption solaire]]]]
Les modèles de''' structure stellaire''' décrivent la structure interne des étoiles de différentes masses et âges, ainsi que permettent de faire des prédictions sur la [[luminosité]], la couleur et l'[[Évolution stellaire|évolution future de ces étoiles]].

== Transport d'énergie ==

À partir des différentes grandeurs mesurées et de simulations issues de différents modèles, il est possible de construire une image de l’intérieur d’une étoile, bien qu’il nous soit ''presque'' inaccessible — l’[[astérosismologie]] permettant littéralement de ''sonder'' les étoiles. En l’état actuel de nos connaissances, une étoile est structurée en différentes régions concentriques, décrites ci-après à partir du centre.

=== Types de transport d'énergie ===

Les différentes couches d'une étoile transportent l'énergie produite vers son extérieur.
Le transport d'énergie est accompli principalement par [[convection]] et [[Transfert radiatif|transfert de rayonnement]], mais la [[conduction thermique]] est importante pour les [[naine blanche|naines blanches]].

La convection est le mode dominant de transport d'énergie lorsque le gradient de température est suffisamment grand pour qu'une portion du gaz dans l'étoile monte graduellement via un [[processus adiabatique]]. Quand c'est le cas, cette portion de gaz [[flottabilité|flotte]] et continue de monter si elle est plus chaude que le gaz environnant ; si, au contraire, la portion de gaz est plus froide, elle retombe à sa hauteur originale<ref>{{Harvsp|texte=Stellar Interiors|Carl J Hansen|Steven D Kawaler|Virginia Trimble|id=RD4AOU|p=section 5.1.1}}.</ref>. 

Dans les régions des étoiles avec de basses températures et une [[Opacité#Photométrie|opacité]] assez basse pour permettre le transport par [[Transfert radiatif|transfert de rayonnement]], c'est justement le rayonnement qui est le mode dominant de transport.

=== Types d'étoiles ===
[[Fichier:Heat_Transfer_in_Stars.svg|thumb|350x350px|Les différents mécanismes de transport d'énergie des étoiles de petite, moyenne et grande masses]]

La structure d'une étoile de la [[séquence principale]] dépend uniquement de sa masse. Pour cette section, soient des étoiles de ce type. 

Pour les étoiles de masse solaire (0,3–1,5 [[masse solaire]]), la [[fusion nucléaire]] de l'[[hydrogène]] vers l'[[hélium]] se fait principalement via la [[chaîne proton-proton]] qui n'entraîne pas un gradient de température élevé. Le rayonnement domine donc dans la portion la plus centrale des étoiles comparables au Soleil. La zone plus à l'extérieur de ces étoiles est assez froide pour que l'hydrogène soit sous forme atomique, laquelle est opaque aux photons [[ultraviolet]]s, ce qui fait que la convection y domine. Somme toute, les étoiles de type solaire ont des noyaux radiatifs et des enveloppes convectives.

Pour les étoiles massives (dont la masse est de plus de 1,5 [[masse solaire]]), la température du noyau dépasse les {{unité|1,8 e7 [[Kelvin|K]]}}, ce qui fait que la [[fusion nucléaire]] de l'[[hydrogène]] vers l'[[hélium]] qui domine est celle du [[cycle carbone-azote-oxygène|cycle CNO]]. Dans ce processus, l'énergie générée est proportionnelle à la température à la [[Puissance d'un nombre|puissance]] 17, tandis que pour le processus proton-proton, l'exposant n'était que de 4<ref>{{Harvsp|texte=Stellar Interiors|Carl J Hansen|Steven D Kawaler|Virginia Trimble||p=tableau 1.1|id=RD4AOU}}.</ref>. À cause de cette grande sensibilité à la température dans le noyau, le gradient de température y est suffisamment élevé pour le rendre convectif. Dans la portion extérieure de l'étoile, le gradient de température est plus bas, mais la température est assez élevée pour que l'hydrogène soit presque totalement [[Ionisation|ionisé]], ce qui fait que cette portion de l'étoile est transparente aux photons ultraviolets. Somme toute, les étoiles massives ont des noyaux convectifs et des enveloppes radiatives.

Les étoiles de plus petites masses n'ont pas de zone radiative, ce qui fait que le transport d'énergie dominant est la convection, sur toute leur profondeur. Les [[étoile géante|étoiles géantes]] sont également tout à fait convectives<ref>{{Harvsp|texte=Stellar Interiors|Carl J Hansen|Steven D Kawaler|Virginia Trimble|id=RD4AOU|p=section 2.2.1}}.</ref>.

== Équations de structure stellaire ==

Le modèle le plus simple de structure stellaire est un [[Processus quasi statique|modèle quasi statique]] qui suppose que l'étoile est dans un [[état stationnaire]], c’est-à-dire qui ne change pas avec le temps, et qui est [[symétrie|symétrique]] de façon sphérique. Ce modèle consiste en quatre [[équation différentielle|équations différentielles]] du premier degré : deux décrivent comment la [[masse|matière]] et la [[pression]] varient par rapport au [[Rayon solaire|rayon]] ; les deux autres décrivent comment la [[température]] et la [[luminosité]] varient, toujours avec le rayon<ref>Cette discussion suit, par exemple, celles de {{Ouvrage|langue=en|prénom1=Michael A.|nom1=Zeilik|auteur2=Stephen A Gregory|titre=Introductory Astronomy & Astrophysics|lieu=Fort Worth|éditeur=Saunders College Publishing|collection=Saunders golden sunburst series|année=1998|numéro d'édition=4|pages totales=672|isbn=978-0-03-006228-5|oclc=38157539}} et {{Harvsp|texte=Stellar Interiors|Carl J Hansen|Steven D Kawaler|Virginia Trimble|id=RD4AOU|p=}}.</ref>.

=== Hypothèse d'équilibre thermodynamique ===

Dans une [[étoile]], les modèles stellaires supposent souvent qu'il y a [[Équilibre_thermodynamique#.C3.89quilibre_thermodynamique_local|équilibre thermodynamique local]] (ETL).
L'ETL n'est pas strictement atteint parce que pour une coquille (une couche de l'étoile, à un rayon ''r'' donné à partir du centre) ne « voit » pas la même température au-dessous et au-dessus d'elle. Toutefois, c'est dans la plupart des cas une bonne approximation parce que le [[libre parcours moyen]] d'un photon, <math>\lambda</math>, est beaucoup plus petit que la distance sur laquelle la température varie de façon considérable, {{càd}} <math>\lambda \ll T/|\nabla T|</math>.

=== Équations détaillées ===
Soient la [[densité]] de matière <math>\rho(r)</math>, la [[température]] <math>T(r)</math>, la [[pression]] totale (matière plus rayonnement) <math>P(r)</math>, la [[luminosité]] <math>l(r)</math> et la génération d'énergie par unité de masse <math>\epsilon(r)</math>. Ceci, dans une coquille sphérique d'épaisseur <math>\mbox{d}r</math> à une distance <math>r</math> du centre de l'étoile.

==== Équilibre hydrostatique ====
[[Fichier:Hydrostatic equilibrium.svg|vignette|right|Si le volume ne se déplace pas, alors les forces s'annulent]]
{{article détaillé|équilibre hydrostatique}}
La force vers l'extérieur de l'étoile, due au [[gradient de pression]] dans celle-ci, est exactement balancée par la force vers l'intérieur, due à la [[Gravitation|gravité]].
:<math> {\mbox{d} P \over \mbox{d} r} = - { G m \rho \over r^2 }
\text{ ou } {\mbox{d} P \over \mbox{d} m} = - { G m \over 4 \pi r^4 } </math>

==== Équation de continuité de masse ====
{{article détaillé|équation de continuité}}
L'[[Intégration (mathématiques)|intégrale]] de l'équation de continuité de masse, à partir du centre de l'étoile (<math>r=0</math>) jusqu'au rayon de l'étoile (<math>r=R</math>) donne la masse totale de l'étoile. 
:<math> {\mbox {d} m \over \mbox{d} r} = 4 \pi r^2 \rho </math>

==== Équation d'énergie ====
La luminosité quittant une coquille sphérique à un rayon ''r'' donne l'équation d'énergie :
:<math> {\mbox{d} l \over \mbox{d} r} = 4 \pi r^2 \rho ( \epsilon - \epsilon_\nu )</math>
où <math>\epsilon_\nu</math> est la luminosité produite sous forme de [[neutrino]]s (qui s'échappent en quasi-totalité de l'étoile sans interagir avec la matière) par unité de masse.

Hors du noyau, il n'y a pas de production d'énergie par [[fusion nucléaire]]. Donc, hors du noyau, aucune énergie n'est générée et la luminosité est constante.

==== Équation de transport d'énergie ====
Pour le transport d'énergie par conduction :
:<math> {\mbox{d} T \over \mbox{d} r} = - {1 \over k} { l \over 4 \pi r^2 }</math>
où ''k'' est la [[conductivité thermique]].

Pour le transport d'énergie par rayonnement :
:<math> {\mbox{d} T \over \mbox{d} r} = - {3 \kappa \rho l \over 64 \pi r^2 \sigma T^3}</math>
où <math>\kappa</math> est l'[[Opacité#Photométrie|opacité]] de la matière, <math>\sigma</math> est la [[constante de Stefan-Boltzmann]] et la [[constante de Boltzmann]] est posée à 1.

Le cas du transport d'énergie par convection est plus compliqué. L'approche [[Phénoménologie (science)|phénoménologique]] du {{lien|trad=mixing length theory|fr=modèle de longueur de mélange}}<ref name="Ostlie">Ostlie, Dale A. and Carrol, Bradley W., [https://www.amazon.com/dp/0805304029 ''An introduction to Modern Stellar Astrophysics''], Addison-Wesley (2007)</ref> donne :
:<math> {\mbox{d} T \over \mbox{d} r} = \left(1 - {1 \over \gamma} \right) {T \over P } { \mbox{d} P \over \mbox{d} r}</math>
où <math>\gamma = c_p / c_v</math> est l'[[indice adiabatique]], c'est-à-dire le ratio des [[capacité thermique|capacités thermiques]] du gaz.

=== Modèle polytropique ===
{{article détaillé|polytrope|équation de Lane-Emden}}

Le rayon et la masse se déduisent de la solution de l'[[équation de Lane-Emden]], qui décrit la structure d'un objet dont l'[[équation d'état]] comme celle d'un [[polytrope]], et qui est soumis à l'influence de son propre [[champ gravitationnel]]. C'est [[Jonathan Lane]] qui le premier propose cette équation, en [[1870]], dans un travail qui est présenté comme étant le premier visant à étudier la structure interne d'une [[étoile]].

==== Polytropes ====

[[Fichier:Polytropes.gif|vignette|406x406px|La densité normalisée en fonction de la longueur d'échelle, pour un intervalle d'[[indice polytropique|indices polytropiques]]]]
Un fluide polytropique, est un fluide dont la [[pression]] ''P'' est reliée à la [[masse volumique]] μ par l'[[Polytrope|équation d'état polytropique]]<ref>Horedt, G.P. ( 2004 ). ''Polytropes. Applications in Astrophysics and Related Fields'', Dordrecht : Kluwer. {{ISBN|1-4020-2350-2}}</ref> :
:<math> P = \kappa \mu^\gamma</math>,
où κ est une constante et γ un nombre appelé [[indice adiabatique]]. En pratique, on définit l'[[indice polytropique]] ''n'' par :
:<math>\gamma = 1 + \frac{1}{n}</math>.
La raison du choix du terme d'indice polytropique plutôt que d'indice adiabatique tient à ce qu'en pratique, il peut y avoir des échanges de chaleur au sein du fluide considéré (par exemple du fait du flux d'énergie issu des réactions de [[fusion nucléaire]] au cœur d'une étoile). Au lieu de μ, certains ouvrages utilisent ρ<ref>{{chapitre|titre ouvrage=Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis|titre chapitre=section 2.4}}.</ref>.

==== Solutions pour la masse et le rayon ====

Le rayon et la masse se déduisent de la solution de l'[[équation de Lane-Emden]] :
:<math>R = \sqrt{\frac{(n + 1) \kappa }{4 \pi G}}  \mu_{\rm c}^{\frac{1 - n}{2 n}} \; \xi_1</math>.
:<math>M = - 4 \pi \left(\frac{(n + 1) \kappa}{4 \pi G} \right)^\frac{3}{2} \mu_{\rm c}^{\frac{3 - n}{2 n}} \xi_1^2\left.\frac{{\rm d} \theta}{{\rm d}\xi}\right|_{\xi_1}</math>.
avec la quantité θ définie par
:<math>\mu = \mu_{\rm c} \theta^n</math>,
et la longueur d'échelle ξ par
:<math>\xi = r \sqrt{\frac{4 \pi G \mu_{\rm c}^2}{(n + 1) P_{\rm c}}}</math>,
''r'' étant la coordonnée radiale en [[coordonnées sphériques]] et l'indice c désignant les quantités évaluées au centre de la configuration.
Le point où <math>\theta</math> s'annule est noté <math>\xi_1</math>.

La longueur d'échelle est une variable de distance sans dimension qui provient d'avoir posé <math>r=\alpha\xi</math>, où les constantes sont rassemblées telles que<ref>{{chapitre|titre ouvrage=Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis|titre chapitre=p. 158}}.</ref> :
: <math>\alpha^2=(n+1)\kappa \mu_c^{\frac{1}{n}-1}/4\pi G</math>

==== Solutions particulières ====
{{...}}

== Physique du gaz et du rayonnement ==

Une étoile est constituée d'un mélange d'[[ion]]s, [[électron]]s et [[photon]]s. Donc la [[physique stellaire]] doit couvrir les propriétés du gaz d'ions et d'électrons, les propriétés du rayonnement, ainsi que celle de leurs interactions.

=== Équations d'état ===
{{article détaillé|équation d'état}}

En [[thermodynamique]], une [[équation d'état]] d'un système à l'équilibre thermodynamique est une relation entre différents paramètres physiques (ou [[variable d'état|variables d'état]]) qui déterminent son état. Dans un [[gaz parfait]], il peut s'agir de la relation entre sa [[température]], sa [[pression]], sa [[densité]] et son [[volume]]. Dans une [[étoile]], les modèles stellaires supposent souvent qu'il y a [[Équilibre_thermodynamique#.C3.89quilibre_thermodynamique_local|équilibre thermodynamique local]] (ETL) et une équation d'état relie la pression, la [[Métallicité|composition stellaire]], la température et la densité<ref name="Prialnik_p35">{{Chapitre|titre ouvrage=Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution|titre chapitre=p. 35}}.</ref>. À partir de l'équation d'état caractéristique d'un système physique, en particulier pour une étoile, il est possible de déterminer la totalité des quantités thermodynamiques décrivant ce système et par suite de prédire ses propriétés.

==== Hypothèse de l'ETL ====

Pour le cas des étoiles de type solaire, les interactions entre particules peuvent être négligées et l'[[Équation_d'état#Gaz_parfait_.C3.A0_l.27.C3.A9quilibre_thermodynamique_local_.28ETL.29|équilibre thermodynamique local]] (ETL) peut être supposé. Ceci vient de que le ratio de l'[[énergie électrique]] et l'[[énergie cinétique]] est de l'ordre de 1 %<ref name="Prialnik_3.1p35">{{Chapitre|titre ouvrage=Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution|titre chapitre= section 3.1, p.35}}.</ref>.

==== Calcul ====

La pression totale est la somme de trois pressions : les pressions d'ions, d'électrons et de rayonnement<ref name="Prialnik_chapitre3">{{Chapitre|titre ouvrage=Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution|titre chapitre=chapitre 3}}.</ref>. 
:<math> \ P = P_I + P_e + P_{rad} </math>

Les ions et électrons sont considérés comme formant un [[gaz]], donc on appelle ''pression du gaz'' la somme des deux premiers termes : 
:<math>\ P_{gaz} = P_I + P_e</math>

===== Pression d'ions =====
Suivant l'[[Équation_d'état#Gaz_parfait_.C3.A0_l.27.C3.A9quilibre_thermodynamique_local_.28ETL.29|équation d'état à l'ETL]] :
:<math> \ P_I = n_I k_\mathrm{B} T</math>

===== Pression d'électrons =====

Pour un [[gaz parfait]] et [[physique classique|classique]] d'électrons :

:<math> \ P_e = n_e k_\mathrm{B} T</math>

Si les électrons sont [[Dégénérescence (physique quantique)|dégénérés]], alors il se produit de la [[Matière dégénérée|pression de dégénérescence]]<ref>{{Chapitre|titre ouvrage=Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution|titre chapitre=chapitre 3, équation (3.33)}}.</ref> :

:<math> \ P_{e,deg} = { 8\pi \over 15 m_e h^3 } p_0 </math>

où <math>p_0 = (3h^3n_e/8\pi)^{1/3}</math>.

===== Pression de rayonnement =====

La [[pression de rayonnement]] est due aux [[photon]]s qui transfèrent leur [[quantité de mouvement]] aux particules de gaz lorsque ceux-là sont [[absorption (optique)|absorbés]] ou [[dispersion (mécanique_ondulatoire)|dispersés]]<ref>{{Chapitre|titre ouvrage=Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution|titre chapitre=section 3.4}}.</ref> :

:<math> \ P_{rad} = {1 \over 3} a T^4 </math>

où <math> a = {4 \sigma \over c} </math> est la constante de rayonnement. Ceci se dérive de la fonction de pression générale pour des [[Choc élastique|collisions élastiques]] :

:<math> \ P = {1 \over 3} \int_0^{\infty} p v n(\nu) d \nu </math>

avec, pour la lumière, que <math>p = h\nu / c </math> est la quantité de mouvement, que <math> v = c </math> est la vitesse des particules ({{càd}} de la lumière) et que <math> n(\nu) d\nu </math> est donné par la [[Loi de Planck|fonction de Planck]].

=== Énergie interne ===
{{article détaillé|énergie interne}}
{{...}}

=== Processus adiabatique ===

Selon la [[premier principe de la thermodynamique|première loi de la thermodynamique]] :

:<math> d U = dW + dQ </math>

et pour un [[processus adiabatique]], il n'y a pas d'échange de d'énergie, donc ''dQ = 0'' et finalement :

:<math> d U = dW = - PdV </math>

=== Transfert radiatif ===

Les modèles simples d'étoiles supposent un objet stationnaire  (indépendant du temps), à symétrie sphérique et en équilibre thermodynamique local. Cette dernière hypothèse suppose que l'émission est <math>\epsilon_\nu=\kappa_\nu B_\nu</math> où <math>B_\nu</math> est donnée par la [[loi de Planck]].

De l'hypothèse de stationnarité on peut en déduire immédiatement que le flux d'énergie sortant de la sphère définie par le rayon r est constant
:<math>4\pi r^2 H=C^{ste}</math>
Cette expression est valide à l'intérieur de l'étoile tout comme à l'extérieur.

==== Assombrissement du bord d'une étoile ====
[[Image:RelationBarbier.png|thumb|125px|Illustration de la relation de Barbier-Eddington]]
[[Image:Assombrissement.png|thumb|125px|Au centre du Soleil on voit des couches plus profondes qu'au bord]]
L'observation d'une étoile montre que le bord de celle-ci est plus sombre que le centre. Ce phénomène est explicable à partir du profil d'émission dans la partie externe. Cette émission notée ''S'' et pouvant contenir un terme de diffusion varie avec la profondeur. On peut l'approcher localement par une variation linéaire en fonction de la [[Épaisseur optique|profondeur optique]] <math>\tau</math> comptée suivant la ligne de visée ([[problème de Milne]])
:<math>S(\tau)=S_0(1+\alpha \tau)</math> avec <math>S_0=S(\tau=0)</math>

L'intégration de l'équation de transfert fournit pour l'intensité émergente de l'étoile la valeur
:<math>I=\int_0^{+\infty}Se^{-\tau}d\tau=S_0\int_0^{+\infty}(1+\alpha\tau)e^{-\tau}d\tau=S_0(1+\alpha)\equiv S(\tau=1)</math>

L'intensité ''I'' le long d'une ligne de visée est égale à la valeur de la fonction source au point de cette ligne de visée situé à la profondeur unité. Ce résultat constitue l'approximation connue sous le nom de relation de [[Daniel Barbier|Barbier]]-[[Arthur Eddington|Eddington]].

Si on se place en un point de la surface, il est facile de réaliser (figure ci-contre) que puisque l'on « voit » à {{nobr|''τ'' {{=}} 1}} on sonde dans la direction radiale des couches plus profondes que dans les directions proches du bord, cela à cause du facteur {{nobr|''μ'' {{=}} cos''θ''}} reliant profondeur radiale et profondeur le long de la ligne de visée.

Au bord d'une étoile, comme le [[Soleil]], on voit donc des couches plus superficielles qu'au centre. Si la température décroît vers l'extérieur, ce qui est la situation la plus générale  (et en tout cas ce que prévoient tous les modèles ETL), le bord apparaîtra plus sombre que le centre. Ainsi s'explique le phénomène de l'[[Soleil#Photosphère|assombrissement centre-bord]] sur le disque solaire.

==== Température effective d'une étoile ====
La température effective (ou apparente) <math>T_{\it eff}</math> est la température donnant pour un corps opaque le même flux que la valeur <math>H</math> de l'étoile
:<math>H=\sigma T_{\it eff}^4</math>
où<ref>{{en}} ''Committee on Data for Science and Technology (CODATA)'', in ''The NIST Reference on Constants, Units and Uncertainty, 2010'' {{présentation en ligne|lien=http://physics.nist.gov/cuu/Constants/}}</ref> <math>\sigma=5.670473\times 10^{-8}~W\cdot m^{-2}\cdot K^{-4}</math> est la [[constante de Stefan-Boltzmann]].

Cette quantité qui vaut 5770 K pour le soleil n'est pas la température de surface de celui-ci. En effet si on calcule l'intensité émergente à l'incidence <math>\theta=arcos~\mu</math>, celle-ci vaut, compte tenu de l'hypothèse ci-dessus pour le terme source
:<math>I_\nu(\mu)=\int_0^\infty S(\nu, t)e^{-t/\mu}\frac{dt}{\mu}=\int_0^\infty S_0(\nu)(1+\alpha t)e^{-t/\mu}\frac{dt}{\mu}= S_0(\nu)(1+\alpha\mu)</math>
Soit un flux 
:<math>H_\nu=2\pi\int_0^\infty S_0(\nu)[1+\alpha\mu]\mu d\mu = 2 \pi S_0 (\nu)</math>
[[Fichier:HRDiagram-Fr.png|thumb|Diagramme de Hertzsprung-Russell créé par [http://www.atlasoftheuniverse.com/hr.html Richard Powell] et diffusé sur Wikipédia avec sa permission. La luminosité totale d'une étoile est portée en fonction de la température effective de sorte que sur une même verticale l'ordonnée d'un point mesure la surface de l'étoile.]]
Si on fait l'hypothèse de l'ETL, la fonction source en surface vaut
:<math>S_0=B_\nu(T_0)</math> où <math>T_0</math> est la température vraie à la surface.

Le flux correspondant est
:<math>H=\int_0^\infty H_\nu d\nu=2\pi\int_0^\infty B_\nu (T_0)d\nu=2\sigma T_0^4</math>
En comparant cette expression à celle définissant la température apparente, on voit que
:<math>T_0/T_{\rm eff}=(1/2)^{1/4} \simeq 0,841</math>
Par comparaison la résolution exacte du cas gris (<math>\kappa_\nu=C^{ste}</math>) donne<ref>{{Ouvrage|langue=en|auteur1=[[Subrahmanyan Chandrasekhar]]|titre=Radiative transfer|lieu=New York|éditeur=[[Dover Publications]]|année=1960|pages totales=393|isbn=978-0-486-60590-6|oclc=335528|présentation en ligne=http://cdsads.u-strasbg.fr/cgi-bin/nph-bib_query?bibcode=1960ratr.book.....C&db_key=AST&high=40d82eaea924183|lire en ligne=http://www.worldcat.org/title/radiative-transfer/oclc/335528/viewport}}</ref>
:<math>T_0/T_{\rm eff}=(\sqrt{3}/4)^{1/4} \simeq 0,811</math>
ce qui montre que l'approximation d'[[Arthur Eddington|Eddington]] est assez bonne. On voit que le paramètre de température effective possède une certaine signification physique mais cela n'implique pas que le rayonnement émergent suive la [[loi de Planck]].

Pour reconnaître une étoile dans le ciel et en déduire ses paramètres physiques, les astronomes utilisent sa température effective et sa luminosité totale. Lorsque l'on porte les étoiles dans un diagramme basé sur ces  deux paramètres (le justement célèbre [[diagramme de Hertzsprung-Russell]], ou « diagramme HR »), les points ne se répartissent pas au hasard mais selon des séquences définies (comme la [[séquence principale]]). L'analyse de la structure de ce diagramme a permis d'établir la théorie de l'[[évolution stellaire|évolution d'une étoile]]. Les points ayant même abscisse dans ce diagramme ont même température effective et par conséquent, par définition de cette température effective, même énergie lumineuse émise par unité de surface. Il en résulte que l'ordonnée du point représentatif d'une étoile sur une même verticale est une simple mesure du carré du rayon de l'astre. Les étoiles les plus grosses ([[étoile géante|géantes]] ou [[étoile supergéante|supergéantes]]) sont situées dans le haut du diagramme et les plus petites ([[étoile naine|naines]]), dans la partie basse.

== Processus nucléaires ==
{{article détaillé|nucléosynthèse stellaire}}
[[File:Nucleosynthesis in a star.gif|vignette|upright=2|En fin de vie, plusieurs réactions de fusion nucléaires se produisent en « couche d'[[oignon]] » au sein d'une étoile massive.]] 

Dans les [[étoile]]s se succèdent des phases de fusion (qui peuvent avoir lieu dans le cœur même de l'étoile, ou dans les couches adjacentes à celui-ci) et de contraction. Ces fusions successives vont produire ''tous'' les éléments que l'on connait, jusqu'au [[fer]].

Au début de la vie d'une étoile se trouve un nuage de gaz (principalement de l'[[hydrogène]]), qui, pour une raison ou une autre<ref group=note>Par exemple le passage d'une onde de choc au travers de ce même nuage, ou le passage d'une autre étoile à proximité, etc.</ref>, va commencer à se contracter. Avec la contraction, la température augmente progressivement. Quand elle dépasse 10 millions de [[kelvin]]s la température est suffisante pour que les noyaux d'hydrogène aient assez d'énergie pour vaincre la [[barrière coulombienne]] et ainsi [[fusion nucléaire|fusionner]]. L'énergie libérée va contrebalancer l'effet de la gravité, et l'étoile atteint un premier équilibre.

L'hydrogène disponible à ce moment-là a été synthétisé lors du [[Big Bang]].

=== Fusion de l'hydrogène ===
L'hydrogène est le carburant majeur des étoiles et sa fusion est le premier maillon de la chaîne de nucléosynthèse. Il y a deux manières de transformer l'hydrogène en hélium :
# Le cycle [[Chaîne proton-proton|proton-proton]] permet de transformer de l'hydrogène en {{exp|4}}He. Ce cycle est divisé en plusieurs réactions. La première réaction de ce cycle permet la transformation d'un proton et d'un neutron en [[deutérium]]. Ensuite, selon ce qui est disponible au cœur de l'étoile (donc selon le moment de son évolution auquel se produit cette réaction), par l'intermédiaire du [[tritium]] ou de l'hélium 3 avec lesquels les atomes de deutérium vont fusionner, l'étoile va fabriquer de l'hélium 4 ;
# Le cycle  [[Cycle carbone-azote-oxygène|CNO]] lui se produit à plus haute température, car les atomes qui vont fusionner lors de ce cycle ont des [[masse atomique|masses atomiques]] beaucoup plus élevées que l'hydrogène. Une autre condition pour que ce cycle puisse participer à la synthèse d'éléments, c'est que les éléments [[carbone]], [[oxygène]] et [[azote]] soient présents dans le cœur de l'étoile. La figure ''détails du cycle CNO'' en précise le cycle. Comme on peut le voir ce cycle se décompose en trois sous-cycles ({{I}}, {{II}} et {{III}}), qui vont chacun produire différents [[isotope]]s qui serviront de base au sous-cycle suivant.

[[Image:CNO.png|thumb|250px|Détails du cycle CNO se produisant à l'intérieur d'une étoile.]]

Globalement, la réaction de fusion de l'hydrogène peut s'écrire de la manière suivante<ref group="note">''nu'' (<math>\nu</math>) représente un ou plusieurs [[photon]]s contenant une partie de l'énergie libérée par la fusion sous forme de particules ; l'autre partie est sous forme d'énergie cinétique dans les particules produites de façon explosive, cette dernière énergie étant responsable de l'augmentation de température et de pression du plasma.</ref> :
:<math>4 p \leftrightarrow {}^4{\rm He} + 2e^+ + 2\nu + E</math>.

Cette réaction de fusion de l'hydrogène est la plus [[Réaction exothermique|exothermique]] de toutes les réactions qui vont se produire au cœur des étoiles. Comme les étoiles sont composées majoritairement d'hydrogène, elles disposent à ce moment de leur vie d'une grande quantité de combustible, qui leur fournit donc une grande quantité d'énergie. Cela explique pourquoi les étoiles passent la plus grande partie de leur existence dans cette phase de combustion de l'hydrogène.

Au bout d'un temps dépendant de la masse de l'étoile, la quantité d'hydrogène dans le cœur de l'étoile finit par ne plus être suffisante pour entretenir un taux de réaction assez élevé pour contrebalancer l'effet de la gravitation. Le cœur de l'étoile va alors se contracter. Lors de cette contraction, sa température va augmenter (comme n'importe quel gaz que l'on comprime) de même que sa densité. Quand la température atteint quelque 10<sup>8</sup> Kelvins, la fusion de l'[[hélium]] peut s'amorcer.
{{Clr}}

=== Fusion de l'hélium ===
C'est lorsque cette réaction démarre que la structure en couches d'une étoile se forme. En effet, la température au centre de l'étoile est telle que les couches externes au noyau sont suffisamment chaudes pour que puissent s'amorcer des réactions de fusion.

{{Article détaillé|Réaction triple alpha}}

Deux réactions permettent la transformation d'hélium en éléments plus lourds :
: <math>{}^{4}_{2}{\rm He} + {}^{4}_{2}{\rm He} \lrarr {}^{8}_{4}{\rm Be} + \gamma</math>  (1)<br /><br />
: <math>{}^{8}_{4}{\rm Be} + {}^{4}_{2}{\rm He} \lrarr {}^{12}_{6}{\rm C} + \gamma</math>  (2)

La réaction (2) a posé un problème à première vue insoluble. En effet on trouve une grande quantité de [[carbone]] {{exp|12}}C dans l'Univers. Mais des calculs théoriques ont montré que le [[béryllium]] {{exp|8}}Be  avait une [[demi-vie]] de l'ordre de 10{{exp|-16}} secondes. Cela signifie qu'il est hautement improbable que l'on puisse fabriquer du {{exp|12}}C en quantités importantes à partir du <sup>8</sup>Be. Pour tenter de résoudre ce problème, [[Fred Hoyle]] avait suggéré que la réaction entre le {{exp|4}}He et le {{exp|8}}Be devait être en [[résonance]] avec un niveau d'énergie inconnu du {{exp|12}}C. Si ce niveau résonnant existe, alors, la [[section efficace]] de la réaction numéro 2 sera considérablement augmentée, la rendant par là même possible. Quelques années après cette prédiction, des mesures en laboratoire ont montré qu'effectivement, cet état excité existait. Ce carbone disponible va pouvoir réagir lui aussi avec les atomes d'hélium présents selon la réaction suivante:
: <math>{}^{12}_{6}{\rm C} + {}^{4}_{2}{\rm He} \lrarr {}^{16}_{8}{\rm O} + \gamma</math>

À la fin de la phase de fusion de l'hélium, le cœur de l'étoile est donc composé majoritairement de carbone {{exp|12}}C et d'[[oxygène]] {{exp|16}}O. Comme pour la fin de la fusion de l'hydrogène, ce qui se passe ensuite ne dépend que de la masse de l'étoile. Si celle-ci est suffisante, alors le cœur de l'étoile peut se contracter de nouveau. La température et la densité peuvent elles aussi augmenter, et atteindre des valeurs qui permettent successivement les fusions du carbone et du néon.

=== Fusions du carbone et du néon ===
{{Article détaillé|Fusion du carbone}}

La fusion du carbone s'amorce quand la température au cœur de l'étoile dépasse le milliard de kelvins. Trois réactions principales se produisent, pouvant former du [[sodium]], du [[néon]] ou du [[magnésium]] 23<ref group="note">Une particule alpha (<math>\alpha</math>) est un noyau d'[[hélium]] ({{exp|4}}He{{exp|2+}}). Une particule p est un [[proton]], c'est-à-dire un simple noyau d'[[hydrogène]] ({{exp|1}}H{{exp|+}}). Une particule n est un [[neutron]], responsable du rayonnement bêta ({{exp|1}}<math>\beta</math>{{exp|0}}).</ref> :

# <math>{}^{12}_{6}{\rm C} + {}^{12}_{6}{\rm C} \lrarr {}^{23}_{11}{\rm Na} + p</math><br />
# <math>{}^{12}_{6}{\rm C} + {}^{12}_{6}{\rm C} \lrarr {}^{20}_{10}{\rm Ne} + \alpha</math><br />
# <math>{}^{12}_{6}{\rm C} + {}^{12}_{6}{\rm C} \lrarr {}^{23}_{12}{\rm Mg} + n</math>

Si la température du cœur de l'étoile reste proche du milliard de degré, les deux premières réactions sont favorisées. Si au contraire, elle s'élève au-dessus de {{unité|1,1 e9 Kelvins}}, alors, c'est la {{3e|réaction}} qui est prédominante. Et de même, quand le carbone vient à manquer, le cœur se contracte, la température s'élève.

{{Article détaillé|Fusion du néon}}

Lorsque celle-ci dépasse {{unité|1,2 e9}}, les atomes de [[néon]] ont suffisamment d'énergie pour que leur fusion ait lieu. Deux réactions principales ont lieu qui peuvent produire de l'oxygène ou du magnésium 24<ref group="note">Une particule gamma (<math>\gamma</math>) est un [[photon]] de très haute énergie (à très courte longueur d'onde).</ref> :

# <math>{}^{20}_{10}{\rm Ne} + \gamma \lrarr {}^{16}_{8}{\rm O} + \alpha</math><br />
# <math>{}^{20}_{10}{\rm Ne} + \alpha \lrarr {}^{24}_{12}{\rm Mg} + \gamma</math>

La combustion du carbone et du néon produit aussi des neutrons par les réactions suivantes :

# <math>{}^{13}_{6}{\rm C} + {}^{4}_{2}{\rm He} \lrarr {}^{16}_{8}{\rm O} + n</math><br />
# <math>{}^{22}_{10}{\rm Ne} + {}^{4}_{2}{\rm He} \lrarr {}^{25}_{12}{\rm Mg} + n</math><br />


Lors du [[processus s]] les neutrons produits de ces réactions sont absorbés par des noyaux qui ainsi augmentent leur nombre de nucléons. Dans ces noyaux les neutrons excédentaires se transforment en protons en émettant un électron et un neutrino. Le processus s peut produire les noyaux jusqu'au [[Bismuth|bismuth 209]].

La phase suivante fait intervenir cette fois les atomes d'oxygène.

=== Fusion de l'oxygène ===

{{Article détaillé|Fusion de l'oxygène}}

La dernière contraction du cœur de l'étoile a conduit celui-ci à atteindre une température de plus de 2 milliards de kelvins. À cette température, les atomes d'oxygène fusionnent, et cinq principales réactions ont lieu :

# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{28}_{14}{\rm Si} + \alpha + 9.594MeV </math><br /> 
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{31}_{15}{\rm P} + p  + 7.678MeV</math><br />
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{31}_{16}{\rm S} + n + 1.500MeV</math>
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{30}_{14}{\rm Si} + 2p + 0.381MeV</math>
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{30}_{15}{\rm P} + D + 2.409MeV</math>
Alternativement :
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{32}_{16}{\rm S} + \gamma  + xMeV</math>
# <math>{}^{16}_{8}{\rm O} + {}^{16}_{ 8}{\rm O} \lrarr {}^{24}_{12}{\rm Mg} + 2\alpha + xMeV</math>


Les particules alpha, les neutrons et les protons libérés lors de ces réactions ont suffisamment d'énergie pour participer à la synthèse d'autres éléments. On va donc voir apparaitre lors de cette phase un grand nombre d'éléments, tels que le [[chlore]], l'[[argon]], le [[potassium]], le [[calcium]], le [[titane]]{{Etc.}}

Une fois l'oxygène épuisé, se termine la dernière phase de fusion d'éléments au cœur de l'étoile : la fusion du [[silicium]].

=== Fusion du silicium ===
{{Article détaillé|Fusion du silicium}}

Nous sommes là dans les tout derniers moments de la vie d'une étoile. Comme on peut le voir au tableau [[Nucléosynthèse stellaire#Tableau récapitulatif des durées de fusion|Temps de fusion]], l'étoile n'a plus que quelques heures à vivre. Le cœur s'est à nouveau contracté, et cette fois-ci, la température atteint près de {{Nobr|3 milliards}} de kelvins. Les atomes de silicium sont brisés par les photons gamma présents, et libèrent des neutrons, des protons et des particules <math>\alpha</math> qui vont interagir avec les atomes de <sup>28</sup>Si présents pour former tous les éléments jusqu'au [[fer]].

Lorsque la quantité de fer est trop importante dans le cœur, et la quantité de silicium trop faible pour soutenir la pression de rayonnement produite par la fusion, l'étoile est à la toute fin de sa vie.

== Stabilité ==
{{...}}

== Notes et références ==
=== Notes ===
<references group=note/>

=== Références ===
{{Références|colonnes=2}}

==== Sources ====

* {{Ouvrage|langue=en|auteur1=Carl J Hansen|auteur2=Steven D Kawaler|auteur3=Virginia Trimble|titre=Stellar Interiors|sous-titre=physical principles, structure, and evolution|lieu=New York|éditeur=Springer|collection=Astronomy and astrophysics library|année=2004|numéro d'édition=2|pages totales=526|isbn=978-0-387-20089-7|oclc=53083938|lire en ligne=http://www.worldcat.org/title/stellar-interiors-physical-principles-structure-and-evolution/oclc/53083938/viewport|id=RD4AOU}}.
* {{Ouvrage|langue=en|auteur1=Donald D. Clayton|titre=Principles of stellar evolution and nucleosynthesis|lieu=New York|éditeur=McGraw-Hill|année=1968|pages totales=612|passage=section 2.4|isbn=978-0-07-011295-7|oclc=299102}}.
* Dina Prialnik, ''Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution'', Cambridge University Press, 2000, {{p.|35}}.

=== Autres sources ===
* {{Ouvrage|prénom1=R.|nom1=Kippenhahn|prénom2=A.|nom2=Weigert|titre=Stellar Structure and Evolution|éditeur=[[Springer Science+Business Media|Springer-Verlag]]|année=1990|isbn=}}
* {{périodique|nom1 = Kennedy|prénom1 = Dallas C.|nom2 = Bludman|prénom2 = Sidney A.|titre = Variational Principles for Stellar Structure|date = 1997|journal = Astrophysical Journal|volume = 484|numéro = 1|page = 329|doi = 10.1086/304333|arxiv = astro-ph/9610099|bibcode = 1997ApJ...484..329K}}
* {{Ouvrage|prénom1=Achim|nom1=Weiss|prénom2=Wolfgang|nom2=Hillebrandt|prénom3=Hans-Christoph|nom3=Thomas|prénom4=H.|nom4=Ritter|titre=Cox and Giuli's Principles of Stellar Structure|éditeur=Cambridge Scientific Publishers|année=2004|isbn=}}
* {{Ouvrage|prénom1=Subrahmanyan|nom1=Chandrasekhar|lien auteur1=Subrahmanyan Chandrasekhar|titre=An introduction to the study of stellar structure|lieu=Chicago, Ill.|éditeur=[[University of Chicago Press]]|année=1939|lire en ligne=http://adsabs.harvard.edu/abs/1939isss.book.....C}}

{{Palette|Étoile}}
{{Portail|astronomie|étoiles}}

[[Catégorie:Physique stellaire]]