Nukleáris reakciók a csillagokban

A csillagokban zajló magreakciók jelentik a fő energiaforrásukat. Nagy energiafelszabadulást biztosítanak tömegegységenként, ami lehetővé teszi a csillagok számára, hogyhosszú ideig fenntartsák a nagy fényerőt . Ezekben a reakciókbana természetben létező kémiai elemek többsége képződik - nukleoszintézis megy végbe . A magreakciók lefolyása a csillagok belsejében uralkodó magas hőmérséklet miatt lehetséges, sebességük a hőmérséklettől és a sűrűségtől függ.

A csillagokban végbemenő legfontosabb magreakciók a hidrogén atommag égési reakciói , amelyek eredményeként négy proton hélium-4 atommaggá alakul . A fő szekvencia szakaszban , amely egy csillag életének körülbelül 90%-át foglalja el, ezek a reakciók a csillag magjában játszódnak le. A hidrogén égése kétféleképpen megy végbe: a proton-proton ciklusban és a CNO ciklusban .

A későbbi reakciók csak a meglehetősen nagy tömegű csillagokban játszódnak le - ezeknek a reakcióknak köszönhetően a csillagok lényegesen kevesebb energiát kapnak, mint a hidrogén égése miatt, de a megmaradt kémiai elemek nagy része bennük képződik. Az első ilyen reakció a hélium nukleáris elégetése , amelyben szén és oxigén szintetizálódik . A hélium elégetése után megindul a szén , a neon , az oxigén és végül a szilícium nukleáris égése – ezekben a reakciókban különböző elemek szintetizálódnak egészen a vascsúcsig , amelyek közül a legnehezebb a cink . A nehezebb kémiai elemek szintézise energetikailag kedvezőtlen, termodinamikai egyensúly mellett nem megy végbe , azonban bizonyos körülmények között, például szupernóva-robbanások során , ez is lehetséges. Nehéz elemek az s-folyamat és az r-folyamat során keletkeznek , amelyekben az atommagok neutronokat ragadnak be, valamint a p-folyamat , amelyben az atommag például protonokat tud befogni.

A csillagok energiaforrásának kérdése az energiamegmaradás törvényének megfogalmazása után merült fel - a XIX. század 40-es éveiben. Azt a hipotézist, hogy a hidrogén héliummá történő átalakulása során energia szabadul fel, Arthur Eddington 1920-ban terjesztette elő , majd ezt követően fedezték fel az erre a folyamatra jellemző reakcióláncokat. 1941-ben Martin Schwarzschild kiszámolta a Nap modelljét termonukleáris energiaforrással , és elméletileg meg tudta jósolni a Nap egyes megfigyelt tulajdonságait – így beigazolódott a csillagok belsejében a termonukleáris fúzió elmélete. Később felfedezték a csillagok belsejében lezajló egyéb reakciók lehetőségét is, és 1957-ben megjelent egy cikk B²FH , amelyben a legtöbb kémiai elem eredetét jó pontossággal ismertették.

Általános információk

Energiafelszabadítás

A nukleáris reakciók, és mindenekelőtt a termonukleáris reakciók, amelyekben a kis tömegű atommagokból tömegesebbeket szintetizálnak, a csillagenergia fő forrása, és a hidrogén nukleáris égési reakciói járulnak hozzá a legnagyobb mértékben a teljes felszabaduló energia mennyiségéhez. (lásd alább ) [3] [4] . A nukleáris reakciók teljes energiafelszabadulása tömegegységenként meglehetősen nagy, és lehetővé teszi a csillagok számára, hogy hosszú ideig magas fényerőt tartsanak fenn: például a Nap fényereje 4⋅10 26 W , a teljes élettartama pedig körülbelül 10–10 év lesz. [5] [6] .

Az atommagok tömege kisebb, mint az őket alkotó nukleonok össztömege a magokban lévő kötési energia miatt . A termonukleáris reakciókban, amelyekben a magok a korábbinál nagyobb kötési energiával képződnek, a tömeg egy része energiává alakul , ahol a fénysebesség . Például, ha négy protont héliummaggá alakítunk , körülbelül 7 MeV szabadul fel nukleononként , míg a nukleon maradék energiája 1 GeV , így ha a hidrogént héliummá alakítjuk, a tömeg 0,7%-a alakul át energiává. [5] [7] , és 1 kg héliummá alakított hidrogénre 6,4⋅10 14 J energia szabadul fel [8] . $m$ $E$ $E=mc^{2}$ $c$

Az energia nagy része hővé alakul, amit a fotonok fokozatosan visszasugároznak a csillag felszínére, majd a felszínéről fotonok formájában kisugározzák [9] . Az energia kis része neutrínók formájában szabadul fel , amelyek szabadon hagyják el a csillagot anélkül, hogy kölcsönhatásba lépnének az anyaggal [5] .

Nukleoszintézis

A magreakciók eredményeként különféle kémiai elemek magjai keletkeznek. A kis tömegű csillagok képesek héliumot szintetizálni hidrogénből [10] , a nagyobb tömegű csillagok más reakciókat is támogathatnak, amelyek során nehezebb elemek képződnek, egészen a vascsúcsig , amelynél az atommagok maximális fajlagos kötési energiával rendelkeznek (lásd alább ) [ 11] . A még nehezebb elemek szintézise energetikailag kedvezőtlen, de bizonyos körülmények között, például szabad neutronok jelenlétében is megtörténhet (lásd alább ) [3] . A hidrogén nukleáris elégetése után lezajló reakciók ugyan nem olyan fontosak a teljes energiafelszabadulás szempontjából, de ezekben szintetizálódik a legtöbb héliumnál nehezebb kémiai elem [12] .

Evolúciójuk oka a csillagok kémiai összetételének a magreakciók következtében bekövetkező fokozatos változása [13] . A csillagokban szintetizált elemek különféle módokon jutnak be a környező térbe: például szupernóva-robbanások során [14] , bár nem teljesen, az anyag egy része nem hagyja el a csillagok tömör maradványait [15] . A csillagok kulcsszerepet játszanak a nukleoszintézisben , a legtöbb kémiai elem előállításában és a csillagközi közeg dúsításában [3] .

Feltételek a csillagokban

Az atommagokban lévő nukleonokat nukleáris erők kötik meg , de ezek az erők csak kis távolságokban hatnak - az atommag méretének nagyságrendjében, míg nagyobb távolságokon a Coulomb taszítás dominál . Ez azt jelenti, hogy a termonukleáris reakció bekövetkezéséhez (két atommag kellőképpen közeledett, és a nukleáris kölcsönhatás kezdett érvényesülni), az atommagoknak le kell győzniük a Coulomb-gátat [16] .

A csillagok belsejében a hőmérséklet elég magas ahhoz, hogy az atommagok leküzdjék a Coulomb-gátat. A klasszikus mechanika keretében ennek elhanyagolható a valószínűsége - például a Napnál a középpontban a hőmérséklet körülbelül 10 7 K , ami 1 keV nagyságrendű átlagos energiának felel meg , és a Coulomb leküzdésére. gát két proton között , 1 MeV nagyságrendű energiára van szükség – 1000-szer több. A részecskék sebesség szerinti Maxwell- eloszlása esetén csak az összes részecskének, azaz 10-430 -nak van ilyen energiája, míg a Napban csak körülbelül 10 57 részecske van. A valóságban azonban az alagúthatás miatt a Coulomb-gát leküzdésének valószínűsége jelentősen megnő: bizonyos valószínűséggel sokkal kisebb energiájú részecskék is leküzdhetik [16] [17] . $e^{-1000}$

Reakciók sebessége

Kétféle részecskét tekinthetünk, és , amelyek kölcsönhatásában magreakció lehetséges. Ha koncentrációjuk és , míg egy részecskecsoport és egy részecskecsoport relatív sebessége , akkor az egységnyi térfogatra jutó reakciók számát a következő képlettel fejezzük ki: [19] [20] : $A$ $B$ $n_{A}$ $n_{B}$ $A$ $B$ $v_{r}$ $r_{AB}$

{\displaystyle r_{AB}=\sigma (v_{r})v_{r}n_{A}n_{B))

Ebben a képletben a nukleáris effektív keresztmetszet egy olyan paraméter, amely egy adott reakció valószínűségét jellemzi. Területe van , és a részecskék ütközési sebességétől függ . Az ilyen két részecskecsoportot tartalmazó modell azonban nem alkalmas csillagok anyagára: a bennük lévő részecskék relatív sebességét a Maxwell-eloszlás írja le , így a reakciósebesség kifejezése más formát ölt [19] [20]. : $\sigma (v_{r})$ $v_{r}$ $\Phi (v_{r})$

r_{AB}=\lambda _{AB}n_{A}n_{B},

{\displaystyle \lambda _{AB}=\int _{0}^{\infty }v_{r}\sigma (v_{r})\Phi (v_{r})dv_{r))

A mennyiséget a részecskepárra való reakció sebességének nevezzük. Ha az azonos részecskék közötti reakciókat vesszük figyelembe, akkor a képlet a következő [comm. 1] [19] [20] : $\lambda _{AB}$ $r_{AB}$

r_{AA}={\frac {\lambda _{AA}n_{A}^{2}}{2}}

A Maxwell-eloszlást a [19] [20] képlet adja meg :

\Phi (v_{r})=\left({\frac {m_{r}}{2\pi kT}}\right)^{3/2}e^{-{\frac {m_{ r}v_{r}^{2}}{2kT}}}4\pi v_{r}^{2}dv_{r}

ahol a részecskék redukált tömege , a Boltzmann-állandó és a hőmérséklet. A nukleáris reakciók effektív keresztmetszete arányos a Coulomb-gát leküzdésének valószínűségével, és a részecske kinetikai energiájától függ [19] [20] : ${\textstyle m_{r}={\frac {m_{A}m_{B}}{m_{A}+m_{B))))$ $k$ $T$ $E=m_{r}v_{r}^{2}/2$

\sigma (v_{r})={\frac {S(E)}{E}}\exp \left[-\left({\frac {E_{G}}{E}}\right) ^{1/2}\jobbra]

Itt van egy állandó, amely csak a reakcióban részt vevő atommagok tulajdonságaitól függ, amelyet Gamow energiának neveznek. függvény, amely gyengén függ -től , így konstansnak is tekinthető. Ezeket az értékeket behelyettesítve a képletbe, majd a hozamokra [19] [20] : $E_{G}$ $S(E)$ $E$ $\lambda _{AB}$ $r_{AB}$

r_{AB}=n_{A}n_{B}\left({\frac {8}{\pi m_{r))}\right)^{1/2}\left({\frac { 1}{kT}}\jobbra)^{3/2}\int _{0}^{\infty }S(E)\exp \left[-{\frac {E}{kT}}-\left( {\frac {E_{G}}{E}}\right)^{1/2}\right]dE

Ennek a képletnek egy fontos következménye a reakciósebesség és a hőmérséklet közötti összefüggés [21] :

r_{AB}\propto \exp(-1/T^{1/3})

Hőmérséklet érzékenység

Egy adott hőmérsékleten bármely reakciónál meghatározható a hőmérséklet-változásokra való érzékenysége [22] :

\nu ={\frac {d\ln r_{AB}}{d\ln T}}

Ha ugyanaz lenne a különböző hőmérsékleteken, akkor a reakciósebesség hőmérsékletfüggése így nézne ki . Valójában a hőmérséklettel változik, de meglehetősen lassan, mivel ezért a közelítést gyakran használják a reakció hőmérsékletre való érzékenységének leírására . Ekkor az egységnyi térfogatra jutó energiafelszabadulás teljesítményét a következővel fejezzük ki : ahol az anyag sűrűsége, és az arányossági együttható [23] . $\nu$ ${\displaystyle r_{AB}\propto T^{\nu ))$ $\nu$ $\nu \propto T^{-1/3}$ ${\displaystyle r_{AB}\propto T^{\nu ))$ $\varepsilon$ ${\displaystyle \varepsilon =\rho ^{2}T^{\nu }\varepsilon _{0))$ $\rho$ $\varepszilon_{0}$

Nukleoszintézis reakciói

A deutérium és a lítium nukleáris égése

A deutérium és a lítium ritka elemek, így ezeknek az elemeknek az égése a nukleáris reakciókban viszonylag gyorsan befejeződik, és nem hoz sok energiát. Az ezen elemeket érintő reakciók azonban viszonylag alacsony hőmérsékleten mennek végbe, amelyen a hidrogén nukleáris elégetése még mindig lehetetlen (lásd alább ). Ezért a deutérium és a lítium nukleáris égése olyan reakciók, amelyek először a csillagokban kezdődnek, még a protocsillag -stádiumban is . Ezek a reakciók barna törpékben is végbemennek – olyan objektumokban, amelyek tömege túl kicsi ahhoz, hogy a hidrogén stabil nukleáris égését elindítsák, és csillagokká váljanak [24] . Az az időtartam, ameddig ezek az elemek kiégnek egy csillagban vagy barna törpében, az objektum tömegétől is függ, ezért az ezen elemek bőségére vonatkozó információk lehetővé teszik a csillagok és barna törpék néhány paraméterének meghatározását: például a legkisebb tömegben. csillagok, a lítium 100 millió év alatt kiég, így ennek az elemnek a jelenléte egy régebbi objektumban arra utal, hogy barna törpéről van szó [25] [26] .

A deutérium nukleáris égése legalább 5⋅10 5 K hőmérsékleten lehetséges , és ennek lehetősége határozza meg a barna törpe tömegének alsó határát - 0,013 M ⊙ . A deutérium égése főként egy deuteron és egy proton fúziója és egy hélium-3 atommag képződése [27] :

{\ce {d + p -> ^3_2Ő + \gamma))

A lítium atommagos elégetéséhez legalább 2⋅10 6 K hőmérséklet szükséges , ami legalább 0,055-0,060 M⊙ tömegű tárgyakban érhető el . Ez a reakció egy lítium-7 atommag és egy proton fúziója, amely két hélium-4 atommagot eredményez [28] [29] :

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2Ő + ^4_2Ő))

A hidrogén nukleáris égetése

A csillagok tömegének nagy része - mintegy 70%-a - hidrogén, melynek héliummá alakulása nagy mennyiségű energiát szabadít fel nukleononként. A vas képződéséhez vezető nukleáris reakciók láncolatában a legnagyobb nukleononkénti kötési energiájú elem, a felszabaduló energia mintegy 70%-a a hidrogén héliummá történő átalakításának reakcióiból származik. Ezenkívül a csillagok fényereje, miközben a magban hidrogént égetnek és a fő sorozaton vannak , kisebb, mint a következő szakaszokban, tehát ez a szakasz a csillagok életének legnagyobb részét - körülbelül 90%-át [30] foglalja el , és Az Univerzum legtöbb csillaga fősorozatú csillagsorozat [4] . Még akkor is, ha a magban lévő hidrogén elfogy, és a csillag elhagyta a fő sorozatot, a hidrogén nukleáris égése akkor is megtörténhet, például a mag körüli héjban - egy rétegforrásban [31] .

A hidrogén nukleáris égése legalább 3⋅10 6 K hőmérsékleten válik lehetővé [27] . Nemcsak a csillagok, hanem a legmasszívabb, 0,06 M⊙-nál nehezebb barna törpék is támogatják a hidrogén nukleáris elégetését , de a különbség ezek között az objektumok között az, hogy a barna törpék abbahagyják a hidrogén égetését, mire egyensúlyba kerülnek. Egy objektum minimális tömege ahhoz, hogy csillaggá váljon és hosszú ideig hidrogént égessen, 0,075 M⊙ [ 32] .

A hidrogén nukleáris égése, bár különböző módon mehet végbe, egyfajta reakcióvá redukálódik, amelynek során 27,3 MeV energia szabadul fel, azaz körülbelül 7 MeV nukleononként [comm. 2] [33] . Neutrinók is keletkeznek: az általuk elvitt energiahányad az adott reakció különböző útvonalainál eltérő [34] . A hidrogén égésének két fő útja a proton-proton ciklus és a CNO ciklus , és mindkettőben különböző reakcióláncok lehetségesek. A CNO ciklust szén , nitrogén és oxigén atommagok katalizálják, és hőmérsékletérzékenyebb, mint a proton-proton ciklus [35] . Az 1,5 M⊙ tömegnél kisebb tömegű csillagokban , ahol a központi hőmérséklet 1,8⋅10 7 K alatt van, a proton-proton ciklus járul hozzá főként az energiafelszabaduláshoz , míg a nagyobb tömegű, melegebb maggal rendelkező csillagokban a CNO ciklus dominál. Az 1,6⋅10 7 K központi hőmérsékletű Nap energiájának mindössze 10%-át bocsátja ki a CNO ciklusban [36] [37] [38] . Ezenkívül a CNO-ciklus a hidrogén nukleáris elégetésének fő módja, ha réteges forrásban történik [39] . ${\ce {4p -> ^4_2Ő}}$

A CNO ciklus szén, nitrogén és oxigén jelenlétét igényli a csillaganyagban. Ha ezek az elemek nem elegendőek - kevesebb mint 10 -10 -10 -9 csillag tömege, akkor a CNO ciklus nem tud áthaladni, és a proton-proton ciklus marad az egyetlen energiaforrás. Annak érdekében, hogy segítségével elegendő energia szabaduljon fel a hidrosztatikus egyensúly fenntartásához , a csillag magja sokkal jobban kénytelen összehúzódni és felmelegedni, mint egy normál fémességű csillagé . Ebben az esetben a nagytömegű csillagok középpontjában a hőmérséklet elérheti a 100 millió kelvint, ami már elegendő a héliummal járó tripla alfa folyamathoz (lásd alább ). Ez a reakció szén képződik , és ha elegendő belőle, a CNO-ciklus miatt energia szabadul fel, és a csillag magjában a hőmérséklet és a nyomás a normál csillagoknál megfigyelt értékekre csökken. Feltételezik, hogy a leírt forgatókönyv a III. számú hipotetikus populációban valósult meg: ezeknek az elsődleges nukleoszintézis során keletkezett anyagból kellett volna kialakulniuk , amely gyakorlatilag nem tartalmazott héliumnál nehezebb elemeket [40] . Az ilyen elemek először pontosan ezekben a csillagokban keletkeztek, amelyek közül a legmasszívabbak gyorsan befejezték evolúciójukat , és az ezekkel az elemekkel feldúsult anyagot a csillagközi közegbe lökték ki. Ebből az anyagból alakultak ki később a II. és I. populációba tartozó csillagok [41] [42] .

Proton-proton ciklus

A proton-proton ciklus (vagy pp-ciklus) három fő reakcióláncot foglal magában: ppI, ppII és ppIII. Az első két reakció, amely egy deutériummag, majd a hélium-3 kialakulását eredményezi, minden láncban közös [44] :

{\displaystyle {\ce {p + p -> d + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {d + p -> ^3_2Ő + \gamma))

Mivel a két protonból álló rendszer instabil, az első reakcióhoz az szükséges, hogy az egyik proton közeledésekor béta-bomlást szenvedjen , amelyben neutron, pozitron és elektronneutrínó képződik . Ennek kicsi a valószínűsége, ezért ez a reakció a leglassabb, és ez a reakció határozza meg a teljes pp-ciklus sebességét [44] [45] . Deutérium képződhet két proton elektronnal való fúziójával is, azonban az összes deutériummagnak csak 0,25%-a szintetizálódik ilyen reakcióban [46] :

{\displaystyle {\ce {p + e^- + p -> d + \nu_{e))))

5⋅10 6 K feletti hőmérsékleten a további reakciók meglehetősen felgyorsulnak, amelyekben hélium-4 atommagok keletkeznek. A Nap középpontjában végbemenő körülmények között az e reakciók után kialakuló hélium-3 atommag 69%-os valószínűséggel reakcióba lép egy másik hélium-3 atommaggal, amely alatt egy hélium-4 atommag és két proton keletkezik [47 ] :

{\ce {^3_2Ő + ^3_2Ő -> ^4_2Ő + 2p))

Azt a reakcióláncot, amelyben ily módon héliummag keletkezik, ppI elágazásnak nevezzük. Összesen két neutrínó jelenik meg a ppI ágban egy hélium-4 atommaghoz, mindegyik neutrínó átlagos energiája 0,263 MeV , azaz átlagosan az energia 2,0%-a bocsátódik ki neutrínó formájában [47] .

Ellenkező esetben a Nap esetében az esetek 31%-ában a hélium-3 mag reagál a hélium-4 atommaggal, és létrejön a berillium-7 mag [47] :

{\ce {^3_2Ő + ^4_2Ő -> ^7_4Be + \gamma))

Ismét két lehetséges út van. Az első, amely a Napban 99,7%-os valószínűséggel fordul elő, a ppII ág [47] :

{\displaystyle {\ce {^7_4Be + e^- -> ^7_3Li + \nu_{e))))

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2Ő + ^4_2Ő))

Ezen utak közül a második csak 0,3%-os valószínűséggel a Nap felé vezet - a ppIII ág [47] :

{\ce {^7_4Be + p -> ^8_5B + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^8_5B -> 2 ^4_2Ő + e^+ + \nu_{e))))

A ppII és ppIII ág reakciói során keletkező neutrínók átlagos energiája 0,80 MeV, illetve 7,2 MeV, így a neutrínók a ppII ág reakcióiban az energia 4,0%-át, míg a ppIII-ban 27,9%-át viszik el [47] .

A hőmérséklet emelkedésével növekszik annak a valószínűsége, hogy a reakció ppII és ppIII láncokhoz vezet. Ezenkívül a ppIII ág megvalósításának valószínűsége a ppII-hez képest szintén nő a hőmérséklet emelkedésével. Általánosságban elmondható, hogy a pp-ciklus hőmérsékletre való érzékenysége (lásd fent ) nem magas: körülbelül 6-tól 5⋅10 6 K hőmérsékleten körülbelül 3,5-ig 2⋅10 7 K hőmérsékleten változik, általában átlag 4 [45] . ${\ce {^3_2Ő + ^4_2Ő -> ^7_4Be + \gamma))$ $\nu$

CNO ciklus

A CNO-ciklusban hélium képződik hidrogénből a protonok szén- , nitrogén- és oxigénmagok egymás utáni befogásával . Ezeket az elemeket maguk nem fogyasztják és nem termelik, ezért katalizátorként működnek a hidrogén héliummá történő átalakításához. A CNO ciklus három különböző, részben átfedő reakcióláncot foglal magában: CNOI, CNOII, CNOIII ciklusokat [48] [49] .

A CNOI ciklus, más néven CN ciklus, így néz ki [49] :

{\ce {^12_6C + p -> ^13_7N + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^13_7N -> ^13_6C + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^13_6C + p -> ^14_7N + \gamma))

{\ce {^14_7N + p -> ^15_8O + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^15_8O -> ^15_7N + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^15_7N + p -> ^12_6C + ^4_2Ő))

A CNOII ciklus, amelyet NO ciklusnak is neveznek, a következőképpen zajlik [49] :

{\ce {^14_7N + p -> ^15_8O + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^15_8O -> ^15_7N + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^15_7N + p -> ^16_8O + \gamma))

{\ce {^16_8O + p -> ^17_9F + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^17_9F -> ^17_8O + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^17_8O + p -> ^14_7N + ^4_2Ő))

A CNOIII ciklus a következő reakciókból áll [49] :

{\ce {^15_7N + p -> ^16_8O + \gamma))

{\ce {^16_8O + p -> ^17_9F + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^17_9F -> ^17_8O + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^17_8O + p -> ^18_9F + \gamma))

{\displaystyle {\ce {^18_9F -> ^18_8O + e^+ + \nu_{e))))

{\ce {^18_8O + p -> ^15_7N + ^4_2Ő))

A neutrínók CNO-ciklusában átlagosan nagyobb hányad energiát visznek el, mint a pp-ciklusban [50] . A CNO-ciklus sokkal érzékenyebb a hőmérsékletre, mint a pp-ciklus - 10 7 K hőmérsékleten az értéke (lásd fent ) 18. Amellett, hogy a nagy maggal rendelkező hatalmas csillagok hőmérséklet-leadási energia főként a CNO-ciklusban, magas hőmérséklet-érzékenységének van egy másik következménye is. Ha egy csillagban az energia főként a CNO ciklusban szabadul fel, akkor a magreakciók lefolyása és az energiafelszabadulás erősen a központban koncentrálódik, ami a magban konvektív zóna kialakulásához vezet [38] . $\nu$

A hélium nukleáris égése

A nukleáris hélium égése – a héliumot fogyasztó reakciók – csak azután kezdődik, hogy a csillag elhagyta a fő sorozatot. E reakciók áthaladásához legalább 10 8 K hőmérséklet szükséges, amelyet legalább 0,5 M ⊙ tömegű csillagokban érnek el . A hélium nukleáris égésének fő reakciója - a tripla alfa folyamat - 7,27 MeV energiafelszabadulású reakcióvá redukálódik, ami körülbelül 0,6 MeV nukleononként - egy nagyságrenddel kisebb, mint a hidrogén nukleáris elégetésekor (lásd fent ). A hélium nukleáris égésének periódusa hozzávetőleg 100-szor rövidebb, mint a hidrogén nukleáris elégetése egy rögzített csillagtömegnél [51] [52] . ${\ce {3^4_2Ő -> ^12_6C))$

A hélium szénné alakulása a következőképpen történik. Először is, két héliummag ütközik, és egy berillium-8 magot alkot [51] [52] :

{\ce {^4_2Ő + ^4_2Ő -> ^8_4Be))

Ez a reakció endoterm és 92 keV-ot nyel el, ami magas hőmérsékleti küszöböt okoz a hélium égéséhez. Ráadásul a berillium-8 nagyon instabil: élettartama 2,6⋅10 -16 másodperc, így egy ilyen mag a legtöbb esetben ismét két héliummagra bomlik. A szénatommag kialakulásához egy berilliummagnak ütköznie kell egy héliummaggal, amíg el nem bomlik [51] [52] [53] :

{\ce {^{8}_{4}Be{~+~}_{2}^{4}Ő->{^{12}_{6}C^{\star ))))

Ez a reakció szintén endoterm, és 288 keV-ot nyel el. A reakció eredményeként a szénmag gerjesztett állapotba kerül - instabil, és nagy valószínűséggel bomlik vissza berillium- és héliummaggá: a szén egyensúlyi koncentrációja még a berillium-koncentrációnál is kisebb. Körülbelül 2500 reakcióból csak egy esetben megy át az atommag az alapállapotba és stabilizálódik, és 7,65 MeV energiát szabadít fel [53] :

{\ce {^{12}_{6}C^{\star }->{^{12}_{6}C}{~+~}\gamma }}

A hőmérséklet emelkedésével nő a két héliummaggal való reakciók gyakorisága, azaz nő a berillium egyensúlyi koncentrációja. Ezenkívül a hőmérséklet emelkedésével a második reakció effektív keresztmetszete növekszik. Ez oda vezet, hogy a tripla alfa folyamat nagyon érzékeny a hőmérsékletre: 10 8 K hőmérsékleten az érték (lásd fent ) 40, 2⋅10 8 K hőmérsékleten pedig 20 [52 ] . $\nu$

A tripla alfa folyamaton kívül a hélium más reakciókban is felhasználható, például [54] :

{\ce {^12_6C + ^4_2He -> ^16_8O + \gamma))

{\ce {^16_8O + ^4_2He -> ^20_10Ne + \gamma))

Ezenkívül a héliumot tartalmazó reakciókban nehezebb elemek szintézise is lehetséges, de ezeknek a reakcióknak a sebessége olyan körülmények között, amelyek a csillagokban a tripla alfa folyamat során elérhetők, nagyon alacsonyak. Így a hélium nukleáris égése nemcsak szenet, hanem oxigént , valamint kis mennyiségű neont is termel . Ezen túlmenően, amikor a csillagban a hélium frakciója észrevehetően csökken a hármas alfa-folyamat miatt, az oxigénmagok képződése elkezdi hozzájárulni a hármas hélium reakcióhoz hasonló energiafelszabaduláshoz - ez meghosszabbítja a hélium égési szakaszát. ilyen reakciók hiányában lenne [54] [55] [56] .

Elemek szintézise a vascsúcsig

A különböző reakciók időtartama különböző tömegű csillagok magjában [57]

Reakció	A színpad időtartama években
Reakció	15 millió ⊙ _ _	20 millió ⊙ _ _	25 millió ⊙ _ _
Hidrogén égetése	1,1⋅10 7	7,5⋅10 6	5,9⋅10 6
hélium égés	1,4⋅10 6	9,3⋅10 5	6,8⋅10 5
Égő szén	2600	1400	970
neon égő	2.0	1.5	0,77
égő oxigén	2.5	0,79	0,33
Szilícium égés	0,29	0,031	0,023

A nagy tömegű csillagokban az evolúció késői szakaszában a nukleoszintézis folyamatai összetettek és változatosak. A hélium égésének befejezése után ezeknek a csillagoknak a magjában sorra különböző reakciók mennek végbe, amelyek során kémiai elemek keletkeznek, egészen a vascsúcselemekig : azokat legalább 10-15 M⊙ tömegű csillagok hozzák létre . A nehezebb elemek szintézise energetikailag kedvezőtlen, ezért a közönséges csillagokban termodinamikai egyensúlyi körülmények között nem megy végbe. A legnehezebb elem, amely így képződhet, a cink [59] [60] [61] . Nehezebb elemek speciális körülmények között keletkezhetnek: például szupernóva-robbanások során (lásd alább ) [62] .

Mindezek a reakciók nagyon gyorsan befejeződnek - a szén nukleáris elégetése utáni reakciók időtartama több év vagy kevesebb. Ebben az esetben az az idő, ameddig egy csillag képes kellően megváltoztatni méretét, hőmérsékletét és fényességét, megfelel a termikus időnek , amely a fejlődés megfelelő szakaszában lévő csillagok esetében körülbelül 10 2-10 3 év . E folyamatok során a csillagok külső jellemzői gyakorlatilag nem változnak, azonban a megnövekedett energiaáram magból történő átvitelében a neutrínósugárzás kezdi a főszerepet [63] . Ezek a reakciók a csillag különböző régióiban egyidejűleg is végbemehetnek: a csillag szerkezetének kémiai összetétele rétegessé válik, és a rétegek határain olyan reakciók mennek végbe, amelyek során az egyik elem a másikká alakul [64] [65] .

Az alább felsorolt reakciókon kívül a csillagokban végbemenő termonukleáris fúzió számos más, a vasnál könnyebb elemet is előállít, de az a számos reakció, amelyben ezek az elemek keletkeznek, jelentéktelen mértékben járulnak hozzá az energiafelszabaduláshoz [55] .

Égő szén

Miután a hélium kimerül a 8 M⊙ tömegnél nagyobb tömegű csillag magjában, összehúzódik, és amikor a hőmérséklet eléri a 0,3-1,2⋅10 9 K - t , megindul benne a szén nukleáris égése [66] [67] :

{\ce {^12_6C + ^12_6C -> ^24_12Mg))

A magnézium izotóp gerjesztett állapotban van , ezért az alábbi módok egyikén bomlik [66] :

{\ce {^24_12Mg -> ^23_12Mg + n))

{\ce {^24_12Mg -> ^20_10Ne + ^4_2Ő))

{\ce {^24_12Mg -> ^23_11Na + p))

Ebben a szakaszban kezdenek el meghatározó szerepet játszani a neutrínók az atommagból történő energiaátvitelben [66] .

Égő neon

Mire a szén égése befejeződik, a csillag magja főként oxigénből (0,7 magtömeg), neonból (0,2-0,3 magtömeg) és magnéziumból áll. Ezen részecskék közül az oxigénnek van a legalacsonyabb Coulomb-gáta , de a nagy energiájú fotonok magjában való jelenléte miatt a neont magában foglaló endoterm reakciók alacsonyabb, 1,2–1,9⋅10 9 K hőmérsékleten válnak elérhetővé , amelyet a csillagok érnek el. legalább 10 M tömegű ⊙ [68] [69] :

{\ce {^20_10Ne + \gamma -> ^16_8O + ^4_2Ő))

Mindazonáltal az egyidejűleg lezajló más reakciókból származó energia felszabadulása a neonégés szakaszát exotermvé teszi [ 68 ] . Ezenkívül a neonmagok alfa-részecskékkel reagálva magnéziummá , majd szilíciummá alakulhatnak [70] :

{\ce {^20_10Ne + ^4_2He -> ^24_12Mg + \gamma))

{\ce {^24_12Mg + ^4_2He -> ^28_14Si + \gamma))

Két neonmagot érintő reakció is lehetséges [70] :

{\ce {^20_10Ne + ^20_10Ne -> ^24_12Mg + ^16_8O))

Égő oxigén

Amikor a csillag magjában a hőmérséklet eléri az 1,5-2,6⋅10 9 K -t , megindul az oxigén nukleáris égése . Ez a reakció 11 M -nél nagyobb tömegű csillagokban lehetséges ⊙ [71] [69] :

{\ce {^16_8O + ^16_8O -> ^32_16S))

A kénmag a következőképpen bomlik le [ 71] :

{\ce {^32_16S -> ^31_16S + n))

{\ce {^32_16S -> ^31_15P + p))

{\ce {^32_16S -> ^30_15P + d))

{\ce {^32_16S -> ^28_14Si + ^4_2He))

Égő szilícium

A szilícium nukleáris égése akkor kezdődik, amikor a mag hőmérséklete eléri a 2,3⋅10 9 K -t , és vas keletkezik . A közvetlen reakció nem valószínű, mivel a Coulomb-gát túl nagy neki, így a szintézis másfelé megy. Először is, a szilícium egy része fotodezintegrációs reakciókon megy keresztül [72] [73] : ${\ce {^28_14Si + ^28_14Si -> ^56_28Ni))$

{\ce {^28_14Si + \gamma -> ^24_12Mg + ^4_2He))

{\ce {^24_12Mg + \gamma -> ^20_10Ne + ^4_2Ő))

{\ce {^20_10Ne + \gamma -> ^16_8O + ^4_2Ő))

{\ce {^16_8O + \gamma -> ^12_6C + ^4_2He))

{\ce {^12_6C + \gamma -> 3^4_2Ő))

Az ezekben a reakciókban keletkező alfa-részecskék részt vesznek az alfa folyamatban , melynek végterméke nikkelmagok [74] [72] :

{\ce {^28_14Si + ^4_2He -> ^32_16S + \gamma))

{\ce {^32_16S + ^4_2He -> ^36_18Ar + \gamma))

{\ce {^36_18Ar + ^4_2He -> ^40_20Ca + \gamma))

{\ce {^40_20Ca + ^4_2He -> ^44_22Ti + \gamma))

{\ce {^44_22Ti + ^4_2He -> ^48_24Cr + \gamma))

{\ce {^48_24Cr + ^4_2He -> ^52_26Fe + \gamma))

{\ce {^52_26Fe + ^4_2He -> ^56_28Ni + \gamma))

A nikkelmagok két egymást követő béta-bomlás eredményeként először kobaltmagokká alakulnak , majd vas [74] [72] :

{\ce {^56_28Ni -> ^56_27Co + e^+))

{\ce {^56_27Co -> ^56_26Fe + e^+))

Ezen túlmenően az ebben a láncban megjelenő fennmaradó elemek némelyike szintén béta-bomlásnak van kitéve – így képződnek más stabil izotópok, mint például , és [11] . A képződött elemek azonban a fotodezintegráció következtében felhasadnak, de az egyensúly az összes elem szintézise és hasadása között csak akkor jön létre, ha a mag túlnyomórészt vasból áll. Ezt az állapotot atomstatisztikai egyensúlynak nevezik [ 72] [ 75 ] . ${\ce {^44_20Ca))$ ${\ce {^48_22Ti))$ ${\ce {^52_24Cr))$

Elemek szintézise a vascsúcs után

A termodinamikai egyensúly körülményei között zajló termonukleáris reakciók elsősorban a legnagyobb kötési energiájú atommagokat, vagyis a vascsúcs elemeit képezik (lásd fent ). A nehezebb elemek különböző körülmények között keletkeznek [62] [11] . Kialakulhatnak például robbanásveszélyes nukleoszintézis során , amely akkor következik be, amikor egy csillag elveszíti hidrosztatikus egyensúlyát , vagy megsemmisül, különösen szupernóvákban [76] .

Neutronbefogás

A nehezebb elemek kialakulásának egyik mechanizmusa a neutronbefogás , melynek során az atommagok szabad neutronokkal egyesülnek . Az ilyen reakciókhoz nincs Coulomb-gát. Kétféle neutronbefogási folyamat létezik: s-process (az angol lassú - "lassú" szóból) és r-process (az angol rapidból - "gyors"). Az első viszonylag alacsony neutronfluxusnál, a második nagy neutronfluxusnál játszódik [61] [77] .

Ha egy neutront befognak , az atommag tömegszáma 1-gyel nő, miközben a töltés száma változatlan marad. A túl sok neutront tartalmazó atommagok instabilok és béta-bomláson mennek keresztül , melynek során az atommag neutronja protonná válik, azaz a töltésszám 1-gyel nő, de a tömeg nem változik. Így a neutronok számtalan befogása béta-bomláshoz vezet, aminek következtében egyre nehezebb elemekből álló atommagok képződnek. A neutronbefogás nagy szerepet játszik a vasnál nehezebb elemek előállításában, és a stabilitási völgy elemeit állítja elő, amelyek viszonylag gazdagok neutronokban [78] .

s-process

Ha a neutronfluxus viszonylag kicsi, akkor egy neutron mag általi befogása után az utóbbinak elegendő ideje van a béta-bomlásra , ha ez lehetséges, az s-folyamat megtörténik [80] . Ez a folyamat megtörténhet például a rétegek közötti aszimptotikus óriáság csillagaiban , amelyekben hidrogén- és héliumégetés megy végbe, valamint a magban a hélium égésének stádiumában lévő nagyobb tömegű csillagokban. Az s-folyamat jellemző időtartama 10 4 év [81] [80] .

A csillagokban egy kis neutronáramot különféle termonukleáris reakciók hoznak létre, például [82] :

{\ce {^12_6C + ^12_6C -> ^23_12Mg + n))

{\ce {^16_8O + ^16_8O -> ^31_16S + n))

Tipikus s-folyamat reakciónak tekinthető. A neutron kadmium-114 atommag általi befogása után egy kadmium-115 atommag keletkezik, amelynek felezési ideje 54 óra. Az s-folyamat során ennek a magnak a béta-bomlása idővel megtörténik, és indium-115 képződik [83] :

{\ce {^114_48Cd + n -> ^115_48Cd + \gamma))

{\ce {{^{115}_{48}Cd}->{^{115}_{49}In}+{e^{-}}+{\bar {\nu _{e} }}}}}

Hasonlóképpen, az indium-115 magja befog egy neutront, instabil indium-116-ot képezve, felezési ideje 14 másodperc, és a béta-bomlás eredményeként ón-116-tá alakul [83] :

{\ce {^115_49In + n -> ^116_49In + \gamma))

{\ce {{^{116}_{49}In}->{^{116}_{50}Sn}+{e^{-}}+{\bar {\nu _{e} }}}}}

Az ezt követő neutronbefogások az ón 117, 118, 119, 120 tömegszámú stabil izotópjait képezik. A következő befogás során instabil ón-121 képződik, amely 121 antimonná alakul , és az s-folyamat tovább megy. Azonban például stabil ón-122 képződése lehetetlen az s-folyamatban, bár az r-folyamatban lehetséges (lásd alább ). Ezenkívül az s-folyamat nem képes a bizmut-209- nél nehezebb elemek előállítására , mivel egy neutron befogása ezen atommag által a következő reakcióciklushoz vezet [84] :

{\ce {^209_83Bi + n -> ^210_83Bi + \gamma))

{\ce {{^{210}_{83}Bi}->{^{210}_{84}Po}+{e^{-}}+{\bar {\nu _{e} }}}}}

{\ce {^210_84Po -> ^206_82Pb + ^4_2Ő))

{\ce {^206_82Pb + n -> ^207_82Pb + \gamma))

{\ce {^207_82Pb + n -> ^208_82Pb + \gamma))

{\ce {^208_82Pb + n -> ^209_82Pb + \gamma))

{\ce {^{209}_{82}Pb->{^{209}_{83}Bi}+{e^{-}}+{\bar {\nu _{e}}} }}

Így nehezebb elemek csak az r-folyamatban keletkeznek [84] . Másrészt néhány izotóp csak az s-folyamattal állítható elő, de az r-folyamattal nem (lásd alább ). Maga az s-folyamat nem szigorúan egy úton halad: egyes izotópok, például a szelén-79 élettartama attól függ, hogy alapállapotban vagy gerjesztett állapotban vannak-e , ezért mehet az s-folyamat. eltérően, de általában több lépéssel a divergencia után az s-folyamat útjai konvergálnak egymással [85] .

r-process

Nagy neutronfluxus esetén az r-folyamat megtörténik. Ebben az esetben a neutronbefogás sokkal gyorsabban megy végbe, mint a béta-bomlás, ezért az r-folyamat során instabil, nagyszámú neutron atommagok keletkeznek, amelyek csak az r-folyamat befejezése után mennek át béta-bomláson. Maga az r-folyamat csak körülbelül egy másodpercig tart – például szupernóva-robbanások során lejátszódhat , amikor rövid időn belül nagyszámú neutron szabadul fel [86] .

Nagy neutronfluxus két esetben fordul elő. Az első lehetőség azok a reakciók, amelyek során a nagy energiájú fotonok "kiütik" a neutronokat az atommagokból: 10 9 K feletti hőmérsékleten mennek végbe . Egy másik változat az anyagneutronizáció , amelyet reakcióként ábrázolnak, és amely közvetlenül a szupernóva-robbanás előtt történik [87] [88] . ${\displaystyle {\ce {p + e^- -> n + \nu_{e))))$

Az r-folyamat során olyan magok keletkezhetnek, amelyek az s-folyamat számára hozzáférhetetlenek. Ilyenek például a bizmutnál nehezebb elemek és „izolált” stabil izotópok – így ugyanannak az elemnek az 1-es tömegszámú izotópja kevésbé hajlamos a béta-bomlásra. Az s-folyamat során béta-bomlásnak kitett izotóp képződhet, de nincs ideje egy újabb neutron befogására és „izolált” stabil izotóppá alakulni (lásd fent ) [84] [85] .

Másrészt néhány mag megjelenhet az s folyamatban, de az r folyamatban nem, például a stroncium-86 . Az r-folyamat során neutronokban gazdag atommag keletkezik, majd sorra béta-bomláson megy keresztül, amelyben a tömegszám nem változik. Amikor az atommag stabilizálódik, a béta-bomlás leáll, és nem képződnek azonos tömegszámú, de kisebb töltésű elemek. Így például az r-folyamat során keletkezett 86-os tömegszámú mag stabil kripton-86-dá alakul , amely nem megy át további átalakulásokon [85] .

p-process

A p-folyamat során protonban gazdag atommagok keletkeznek, amelyek a neutronbefogási folyamatokban nem képződhetnek. A protonbefogás csak az egyik mechanizmusa annak a p-folyamatnak, amelyben egy tömegszámú mag atommaggá változik [89] [90] : ${\ce {X}}$ ${\ce {A}}$ ${\ce {Y}}$

{\ce {^{A}_{Z}X + p -> ^{A + 1}_{Z + 1}Y + \gamma))

Egy másik mechanizmus a neutronok kiütése az atommagból nagy energiájú fotonok által [90] :

{\ce {^{A}_{Z}X + \gamma -> ^{A - 1}_{Z}X + n))

Egy pozitron mag általi befogása következtében az atommagban egy neutron protonná változik [90] :

{\ce {{^{A}_{Z}X}+{e^{+}}->{^{A}_{{Z}+1}Y}+{\bar {\nu _{e}}}}}

Az is lehetséges, bár valószínűtlen, egy olyan folyamat, amelyben egy protont befognak, és egy neutront leválasztanak az atommagról [90] :

{\ce {^{A}_{Z}X + p -> ^{A}_{Z + 1}Y + n))

A p-folyamat eredményeként olyan elemek képződnek, mint például a stroncium-84 , molibdén-92 , ruténium-96 és indium-113 . A p-termelő izotópok, az úgynevezett p-elemek, körülbelül két nagyságrenddel kisebb mennyiségben vannak jelen, mint a neutronbefogással előállított izotópok [89] [90] . Maga a p-folyamat egy szupernóva-robbanás korai szakaszában játszódik le [91] .

Tanulmánytörténet

Ötletek a csillagok energiaforrásáról

Az energiamegmaradás törvényének megfogalmazása után - a XIX. század 40 -es éveiben - felmerült a kérdés a csillagok energiaforrásával kapcsolatban, amely sokáig megoldatlan maradt. Az akkori geológiai információk szerint a Föld kora legalább százmillió év volt [comm. 3] , ugyanezt a nagyságrendet adta a biológiai evolúció fogalma is . Következésképpen a Napnak is legalább százmillió éven át körülbelül állandó fényerővel kellett világítania [92] . A Hermann Helmholtz és Lord Kelvin által javasolt, akkoriban ismert leghatékonyabb energiaforrás - saját gravitációja - azonban csak több tízmillió évig engedné ragyogni a Napot. A jövőben a probléma csak súlyosbodott – a radioaktivitás felfedezése után a Föld lehetséges legkisebb korának becslése 1,5 milliárd évre emelkedett [12] .

1903-ban Pierre Curie felfedezte a hő felszabadulását a radioaktív elemekből. Ezzel kapcsolatban James Jeans azt feltételezte, hogy a csillagok radioaktív bomlás útján termelnek energiát, de ez a hipotézis sem tudta megmagyarázni a Nap korát. Miután Albert Einstein 1906-ban felfedezte a tömeg és az energia egyenértékűségét , Jeans azt javasolta, hogy a csillagokban nem radioaktív bomlás történik, hanem az anyag megsemmisülése . Bár a megsemmisítési hipotézis meglehetősen hosszú lehetséges élettartamot adott a Napnak, a jövőben nem talált megerősítést, de maga a csillagenergia intranukleáris forrásának elképzelése helyesnek bizonyult [93] .

1920-ban Arthur Eddington javasolta az energiafelszabadítás helyes mechanizmusát - a hidrogén héliummá alakítását . Akkoriban már ismert volt, hogy négy proton nyugalmi tömege 0,7%-kal nagyobb, mint a hélium atommag tömege, és hogy egy ilyen reakcióval ez a tömegkülönbség energiává alakítható - ez a mechanizmus tette lehetővé a magyarázatot a a Nap élettartama [12] [93] .

Eddington sejtése kezdetben hibás volt. Először is, a csillagok középpontjában a számított hőmérséklet túl alacsonynak tűnt ahhoz, hogy a részecskék leküzdjék a Coulomb-gátat és nehezebb magokat képezzenek. Ezt a problémát 1929-ben úgy oldották meg, hogy az alagúthatást a csillagok belsejében lévő anyagokra alkalmazták. Ráadásul nem tudták pontosan, hogyan történhet meg egy ilyen átalakulás, hiszen négy proton és két elektron egyszerre ütközése nagyon valószínűtlen. 1939-re Hans Bethe , Karl Weizsäcker és Charles Critchfield egymástól függetlenül két utat fedeztek fel a hidrogénből a héliumba, a pp ciklust és a CNO ciklust , amelyek valójában csillagokban zajlanak. 1941-ben Martin Schwarzschild kiszámolta a Nap egy termonukleáris energiaforrással készült modelljét, és elméletileg meg tudta jósolni a Nap megfigyelt tulajdonságait - így a csillagok belsejében a termonukleáris fúzió elmélete megerősítést nyert. Később más lehetséges reakciókat is felfedeztek a csillagokban (lásd alább ), de fő energiaforrásuk problémája általában már megoldódott [12] [93] .

Ötletek a nukleoszintézisről

1946-ban Georgy Gamow és Fred Hoyle egymástól függetlenül két tudományos cikket publikált , amelyekben a kémiai elemek eredetének kérdését vizsgálták az Univerzumban [94] [95] . Gamow azzal érvelt, hogy a kémiai elemek először röviddel az univerzum keletkezése után jelentek meg az ősi nukleoszintézis során, míg Hoyle úgy vélte, hogy a kémiai elemek főként a csillagokban keletkeznek. Az 1950-es évek elejéig sokkal inkább támogatták Gamow elméletét – a nehéz elemek csillagokban való előfordulása valószínűtlennek tűnt, mivel szintézisükhöz két nagyságrenddel magasabb hőmérsékletre volt szükség, mint a fő sorozatú csillagokban. Később azonban problémákat fedeztek fel Gamow elméletében: az Univerzum megfigyelt kémiai összetétele túl heterogén volt az ilyen mindenütt jelen lévő nukleoszintézishez, néhány könnyű mag [96] [97] .

A következő években különféle lehetséges nukleáris reakciók váltak ismertté a csillagokban: például 1952-ben Edwin Salpeter felfedezte a tripla alfa folyamat lehetőségét , 1953-1954-ben pedig a szén és az oxigén nukleáris égését . Végül 1957-ben megjelent egy cikk, B²FH néven , a szerzők neve után: Margaret és Geoffrey Burbidge , William Fowler és Fred Hoyle. Ebben a felmérésben a csillagok magreakcióiról eltérő adatokat foglaltak össze, és a legtöbb kémiai elem eredetét jó pontossággal magyarázták [96] [98] . A B²FH tanulmány az asztrofizika egyik legfontosabb és legtöbbet idézett közleményévé vált [99] [100] .

További tanulmány

Továbbra is tanulmányozták a csillagok magreakcióit és fejlődésüket , és az elméleti modellek pontosabbá váltak. Például az 1940-es években szóba került a neutrínók megfigyelésének lehetősége , és 1968-ban végezték el az első kísérletet a szoláris neutrínók megfigyelésére. Kiderült, hogy a Nap által kibocsátott ilyen részecskék száma kevesebb, mint azt elméletileg jósolták. Ezt a szoláris neutrínó-problémaként ismert problémát 2002-ben oldották meg, amikor felfedezték a neutrínó oszcillációit , amelyek következtében a neutrínók egyik típusáról a másikra változhatnak, amelyek közül nem mindegyik volt megfigyelhető. A megfigyelt eltérés tehát neutrínó rezgésekkel magyarázható, és a Nap magreakcióira vonatkozó adatok helyesnek bizonyultak [96] [101] [102] .

Jegyzetek

Megjegyzések

A ↑ 2 a nevezőben abból adódik, hogy a reakciók sebessége arányos az egységnyi térfogatra jutó lehetséges részecskepárok számával. Ha a reakcióban különböző típusú és koncentrációjú részecskék vesznek részt , akkor a lehetséges párok száma a szorzat . Ha a reakcióban azonos típusú, koncentrációjú részecskék vesznek részt , akkor mindegyik nem tud reagálni önmagával, így a párok száma -ra csökken . Ezenkívül egy ilyen szorzatban minden pár kétszer megszámlálódik, és mivel a részecskék azonosak, akkor a és a részecskepár ugyanaz a pár, mint és . Ezért a párok száma , ami megközelítőleg egyenlő -vel , mivel általában elég nagy [19] . $n_{A}$ $n_{B}$ $n_{A}n_{B}$ $n_{A}$ $n_{A}(n_{A}-1)$ $A_{1}$ $A_{2}$ $A_{2}$ $A_{1}$ $n_{A}(n_{A}-1)/2$ $n_{A}^{2}/2$ $n_{A}$
↑ Pontosabban, pozitronok is keletkeznek , de ezek a plazmában elektronokkal megsemmisülnek . A reakciónkénti 27,3 MeV energiafelszabadulást az annihiláció figyelembevételével adjuk meg [33] .
↑ A Föld korának modern becslése 4,6 milliárd év [12] .

Források

↑ Johnson AJ Az elemek eredete . Ohio Állami Egyetem . Hozzáférés időpontja: 2021. november 6. (határozatlan)
↑ Nukleáris kötési energia . Encyclopedia Britannica . Hozzáférés időpontja: 2021. november 6.
↑ 1 2 3 Nadezhin D.K. Nukleáris reakciók csillagokban . Nagy Orosz Enciklopédia . Letöltve: 2021. augusztus 24. (határozatlan)
↑ 1 2 Postnov K. A. Előadások az általános asztrofizikáról fizikusok számára . 7.1 Csillagok evolúciója a fősorozat után . Asztronet . Letöltve: 2021. augusztus 26. (határozatlan)
↑ 1 2 3 Zasov, Postnov, 2011 , p. 166-167.
↑ Karttunen et al., 2007 , pp. 233, 243.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 206-207.
↑ Karttunen et al., 2007 , p. 234.
↑ Zeldovich Ya. B. , Blinnikov S. I., Shakura N. I. A csillagok szerkezetének és fejlődésének fizikai alapjai . 3. Sugárzás átadása csillagokban . Asztronet . Letöltve: 2021. augusztus 26. (határozatlan)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 231.
↑ 1 2 3 Ryan, Norton, 2010 , p. 137.
↑ 1 2 3 4 5 Ivanov V. V. A csillagok energiaforrásai . Csillagászat . SPb. : SPGU . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 11. (határozatlan)
↑ Bisnovaty-Kogan G.S. A csillagok evolúciója // Fizikai enciklopédia : [5 kötetben] / Ch. szerk. A. M. Prohorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1999. - V. 5: Stroboszkópos eszközök - Fényerő. — 692 p. — 20.000 példány. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 222-224.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 99.
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , pp. 50-54.
↑ Zeldovich Ya. B. , Blinnikov S. I., Shakura N. I. A csillagok szerkezetének és fejlődésének fizikai alapjai . 5.5 Magreakciók csillagokban . Asztronet . Letöltve: 2021. augusztus 24. (határozatlan)
↑ Lincoln D. A Nap magjának megtekintése // A fizikatanár. — 2020-10-01. — Vol. 58. - P. 457-460. — ISSN 0031-921X . - doi : 10.1119/10.0002060 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 Ryan és Norton, 2010 , pp. 49-62.
↑ 1 2 3 4 5 6 LeBlanc, 2011 , pp. 277-279.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 169.
↑ Ryan, Norton, 2010 , pp. 72-74.
↑ Ryan, Norton, 2010 , pp. 72-75.
↑ Ryan és Norton, 2010 , p. 24.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 54-55, 218-219.
↑ Chabrier G., Baraffe I., Allard F., Hauschildt P. Deuterium Burning in Substellar Objects // The Astrophysical Journal Letters . - Bristol: IOP Publishing , 2000. - október 1. ( 542. kötet ). -P.L119 - L122 . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/312941 .
↑ 1 2 Caballero JA Áttekintés a deutérium égési tömeghatár alatti csillag alatti objektumokról: bolygók, barna törpék vagy mi? // Geosciences. — 2018-09-01. — Vol. 8. - P. 362. - doi : 10.3390/geosciences8100362 .
↑ Basri G. The Lithium Test for Young Brown Dwarfs (meghívásos felülvizsgálat ) // Proceedings of a Workshop tartott in Puerto de la Cruz. - Tenerife: ASP, 1998. - 1. évf. 134 . - 394. o .
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 54-55.
↑ Fő szekvencia élettartama . Swinburne Műszaki Egyetem . Letöltve: 2021. szeptember 3. (határozatlan)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , p. 164.
↑ Barna törpe | csillagászat (angol) . Encyclopedia Britannica . Letöltve: 2021. augusztus 30. Az eredetiből archiválva : 2021. május 4.
↑ 1 2 Zasov, Postnov, 2011 , p. 166.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 218-223.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 169-175.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 223-224.
↑ 1 2 fősorozat csillaga . Australia Telescope National Facility . Sydney: CSIRO . Letöltve: 2021. szeptember 2.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , p. 121.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , p. 142.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 155-159.
↑ Shustov B. M. Csillagképződés . Nagy Orosz Enciklopédia . Hozzáférés időpontja: 2021. november 11. (határozatlan)
↑ Domogatsky G.V., Nadezhin D.K. Nucleosynthesis . Nagy Orosz Enciklopédia . Hozzáférés időpontja: 2021. november 11. (határozatlan)
↑ 1 2 3 PP-lánc . cococubed.asu.edu . Hozzáférés időpontja: 2021. november 6. (határozatlan)
↑ 1 2 Zasov, Postnov, 2011 , p. 169-170.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 118-119.
↑ Karttunen et al., 2007 , p. 234-236.
↑ 1 2 3 4 5 6 LeBlanc, 2011 , pp. 220-221.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 119-121.
↑ 1 2 3 4 LeBlanc, 2011 , pp. 221-223.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 174-175.
↑ 1 2 3 LeBlanc, 2011 , pp. 230-232.
↑ 1 2 3 4 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 161-163.
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , pp. 104-107.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 162-163.
↑ 12. LeBlanc , 2011 , p. 232.
↑ Ryan, Norton, 2010 , pp. 108-109.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , p. 216.
↑ Thompson T. Astronomy 1101 - Bolygók a Kozmoszig . Ohio Állami Egyetem . Hozzáférés időpontja: 2021. november 6. (határozatlan)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 214-224, 239.
↑ Karttunen et al., 2007 , pp. 250-253.
↑ 1 2 Ryan és Norton, 2010 , p. 139.
↑ 12. LeBlanc , 2011 , p. 236.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 216-217.
↑ Karttunen et al., 2007 , pp. 250-251.
↑ Ryan és Norton, 2010 , p. 138.
↑ 1 2 3 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 217-219.
↑ Ryan és Norton, 2010 , p. 135.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 219-220.
↑ 1 2 Ryan és Norton, 2010 , p. 136.
↑ 12. LeBlanc , 2011 , p. 234.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 220-221.
↑ 1 2 3 4 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 221-222.
↑ Ryzhov V. N. Csillagok nukleoszintézise - a kémiai elemek eredetének forrása . Asztronet . Letöltve: 2021. szeptember 7. Az eredetiből archiválva : 2018. december 5.. (határozatlan)
↑ 12. LeBlanc , 2011 , p. 235.
↑ 7.4 Anyagneutronizáció és csillagstabilitásvesztés. . Asztronet . Letöltve: 2021. szeptember 7. Az eredetiből archiválva : 2020. január 8.. (határozatlan)
↑ Khokhlov A. M. Robbanásveszélyes nukleoszintézis // Fizikai enciklopédia : [5 kötetben] / Ch. szerk. A. M. Prohorov . - M . : Szovjet Encyclopedia , 1988. - T. 1: Aharonov - Bohm-effektus - Hosszú sorok. — 707 p. — 100.000 példány.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 273-274.
↑ Ryan, Norton, 2010 , pp. 139-146.
↑ Ratzel U., Arlandini C., Käppeler F., Couture A., Wiescher M. Nukleoszintézis a $s$ folyamat végpontján // Physical Review C. - 2004.12.10. — Vol. 70. - Kiadás. 6 . - P. 065803. - doi : 10.1103/PhysRevC.70.065803 .
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , pp. 142-143.
↑ Drágám D. s-folyamat . Internetes Tudományos Enciklopédia . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 9. (határozatlan)
↑ LeBlanc, 2011 , p. 274.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , pp. 274-275.
↑ 1 2 3 LeBlanc, 2011 , pp. 275-276.
↑ 1 2 3 Ryan, Norton, 2010 , pp. 143-144.
↑ Drágám D. r-folyamat . Internetes Tudományos Enciklopédia . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 9. (határozatlan)
↑ LeBlanc, 2011 , p. 275.
↑ Ryan és Norton, 2010 , p. 154.
↑ 1 2 Ryan és Norton, 2010 , p. 146.
↑ 1 2 3 4 5 LeBlanc, 2011 , pp. 276-277.
↑ Drágám D. p-folyamat . Internetes Tudományos Enciklopédia . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 10. (határozatlan)
↑ Karttunen et al., 2007 , p. 233.
↑ 1 2 3 A csillagászat története . Természettudományi és Technikatörténeti Intézet. S. I. Vavilov . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 11. (határozatlan)
↑ Hoyle F. Az elemek szintézise hidrogénből // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. - 1946-01-01. - T. 106 . - S. 343 . — ISSN 0035-8711 . - doi : 10.1093/mnras/106.5.343 .
↑ Gamow G. A táguló világegyetem és az elemek eredete // Fizikai áttekintés. — 1946-10-01. - T. 70 . – S. 572–573 . — ISSN 1536-6065 . - doi : 10.1103/PhysRev.70.572.2 .
↑ 1 2 3 Wallerstein G., Iben IJ, Parker P., Boesgaard AM, Hale GM Elemek szintézise csillagokban: negyven éves fejlődés // Reviews of Modern Physics . - N. Y .: The American Physical Society , 1997. - október 1. ( 69. kötet ). - P. 995-1084 . — ISSN 0034-6861 . - doi : 10.1103/RevModPhys.69.995 .
↑ Burbidge G. B²FH, a kozmikus mikrohullámú háttér és kozmológia* // Az Ausztrál Csillagászati Társaság kiadványai [ . - Melbourne: Cambridge University Press , 2008. - Vol. 25 . - P. 30-35 . — ISSN 1323-3580 . - doi : 10.1071/AS07029 .
↑ Burbidge EM, Burbidge GR, Fowler WA, Hoyle F. Az elemek szintézise a csillagokban // Reviews of Modern Physics . - N. Y .: The American Physical Society , 1957. - Vol. 29 . - P. 547-650 . — ISSN 0034-6861 . - doi : 10.1103/RevModPhys.29.547 .
↑ Trimble V. E. Margaret Burbidge (1919-2020 ) // Természet . - N. Y .: Springer Nature , 2020. - április 27. ( 580. kötet , 7805. szám ). - P. 586-586 . - doi : 10.1038/d41586-020-01224-9 .
↑ Cecilia: A két elem meséje ? . The Oxford Scientist (2019. november 26.). Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 12. (határozatlan)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 171-174.
↑ Szoláris neutrínó probléma . Encyclopedia Britannica . Hozzáférés időpontja: 2021. szeptember 12.

Irodalom

Zasov A.V. , Postnov K.A. Általános asztrofizika . — 2. kiadás, javítva. és további - Fryazino: Vek 2, 2011. - 576 p. — ISBN 978-5-85099-188-3 .
Karttunen H., Kroger P., Oja H., Poutanen M., Donner KJ Fundamental Astronomy . — 5. kiadás. – Berlin; Heidelberg; N.Y .: Springer , 2007. - 510 p. — ISBN 978-3-540-34143-7 .
LeBlanc F. Bevezetés a csillagasztrofizikába . – Hoboken, NJ: John Wiley & Sons , 2011. – 352 p. — ISBN 978-0-470-69957-7 .
Ryan SG, Norton AJ Stellar Evolution and Nucleosynthesis . - N. Y .: Cambridge University Press , 2010. - 236 p. - ISBN 978-0-521-13320-3 .
Salaris M., Cassisi S. A csillagok és a csillagpopulációk evolúciója . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 p. — ISBN 978-0-470-09219-X .

Csillagok
Osztályozás	Hiperóriások szuperóriások Fényes óriások Óriások Subgiants Fősorozat csillagok (törpék) szubtörpék fehér törpék hipersebességű csillagok változó csillagok
Csillag alatti objektumok	barna törpe szubbarna törpe Bolygó
Evolúció	Képződés protosztár Csillagtól a fő sorozatig Fő sorozat Óriás ág Vörös óriás ág vízszintes ág vörös megvastagodás kék hurok Az óriások aszimptotikus ága bolygóköd szupernóva fehér törpe kék törpe neutroncsillag Fekete lyuk
Nukleoszintézis	Proton-proton ciklus CNO ciklus hélium villanás Háromszoros hélium reakció Égő szén szén detonáció neon égő égő oxigén Szilícium égés s-folyamat r-folyamat p-folyamat rp folyamat alfa folyamat
Szerkezet	Sejtmag konvektív zóna sugárzó zóna csillagos légkör Fotoszféra Kromoszféra korona Szél Mágneses mező
Tulajdonságok	Abszolút nagyságrend fémesség Színindex Helyes mozgás Spektrális osztály Hatékony hőmérséklet
Kapcsolódó fogalmak	Teljesen fekete test Hertzsprung-Russell diagram Sztár asszociációk csillagrendszerek csillaghalmazok bolygórendszerek Fraunhofer vonalak
Csillagok listája	A legmasszívabb A legnagyobb A legfényesebb a legnagyobb fényerővel A legközelebbi barna törpék A csillagok saját nevei