Reacții nucleare în stele

Reacțiile nucleare din stele sunt principala lor sursă de energie. Ele asigură o eliberare mare de energie pe unitatea de masă, ceea ce permite stelelor să mențină o luminozitate ridicată pentru o perioadă lungă de timp. În aceste reacții, se formează majoritatea elementelor chimice care există în natură - are loc nucleosinteza . Cursul reacțiilor nucleare este posibil datorită temperaturii ridicate din interiorul stelelor, rata lor depinde de temperatură și densitate.

Cele mai importante reacții nucleare din stele sunt reacțiile de combustie nucleară cu hidrogen , în urma cărora patru protoni se transformă într-un nucleu de heliu-4 . În timpul etapei secvenței principale , care ocupă aproximativ 90% din viața unei stele, aceste reacții au loc în miezul acesteia. Arderea hidrogenului are loc în două moduri: în ciclul proton-proton și în ciclul CNO .

Reacțiile ulterioare pot avea loc numai în stele destul de masive - datorită acestor reacții, stelele primesc mult mai puțină energie decât datorită arderii hidrogenului, dar majoritatea elementelor chimice rămase se formează în ele. Prima dintre aceste reacții este arderea nucleară a heliului , în care se sintetizează carbonul și oxigenul . După arderea heliului, începe arderea nucleară a carbonului , a neonului , a oxigenului și în cele din urmă a siliciului - în aceste reacții, diferite elemente sunt sintetizate până la vârful fierului , dintre care cel mai greu este zincul . Sinteza elementelor chimice mai grele este nefavorabilă din punct de vedere energetic și nu are loc la echilibru termodinamic , cu toate acestea, în anumite condiții, de exemplu, în timpul exploziilor de supernove , este, de asemenea, posibilă. Elementele grele se formează în timpul procesului s și al procesului r , în care nucleele captează neutroni , precum și procesul p , în care nucleul poate, de exemplu, capta protoni.

Problema sursei de energie a stelelor a apărut după formularea legii conservării energiei - în anii 40 ai secolului XIX. Ipoteza că energia este eliberată în timpul conversiei hidrogenului în heliu a fost propusă în 1920 de Arthur Eddington , după care au fost descoperite lanțuri de reacții caracteristice acestui proces. În 1941, Martin Schwarzschild a calculat un model al Soarelui cu o sursă de energie termonucleară și a fost capabil să prezică teoretic unele dintre proprietățile observate ale Soarelui - astfel a fost confirmată teoria fuziunii termonucleare în interiorul stelelor. Mai târziu, a fost descoperită posibilitatea ca alte reacții să apară în interiorul stelelor, iar în 1957 a fost publicat un articol B²FH , în care originea majorității elementelor chimice a fost explicată cu bună acuratețe.

Informații generale

Eliberare de energie

Reacțiile nucleare și, în primul rând , reacțiile termonucleare , în care cele mai masive sunt sintetizate din nuclee de masă mică, sunt principala sursă de energie stelară, iar reacțiile de combustie nucleară a hidrogenului au cea mai mare contribuție la cantitatea totală de energie eliberată. (vezi mai jos ) [3] [ 4] . Eliberarea totală de energie în reacțiile nucleare pe unitatea de masă este destul de mare și permite stelelor să mențină o luminozitate ridicată pentru o perioadă lungă de timp: de exemplu, luminozitatea Soarelui este de 4⋅10 26 W , iar durata totală de viață va fi de aproximativ 10 10 ani . [5] [6] .

Masa nucleelor este mai mică decât masa totală a nucleonilor lor constitutivi datorită energiei de legare din nuclee. În reacțiile termonucleare, în care nucleele sunt formate cu o energie de legare mai mare decât înainte, o parte din masă este convertită în energie în raportul , unde este viteza luminii . De exemplu, atunci când patru protoni sunt transformați într-un nucleu de heliu , se eliberează aproximativ 7 MeV per nucleon , în timp ce energia de repaus a unui nucleon este de 1 GeV , astfel încât atunci când hidrogenul este transformat în heliu, 0,7% din masă este transformată în energie. [5] [7] , iar pentru 1 kg de hidrogen transformat în heliu se eliberează 6,4⋅10 14 J de energie [8] . $m$ $E$ $E=mc^{2}$ $c$

Cea mai mare parte a energiei este transformată în căldură, care este reemisă treptat de fotoni la suprafața stelei, după care este radiată sub formă de fotoni de la suprafața sa [9] . O mică parte din energie este eliberată sub formă de neutrini , care părăsesc liber steaua fără a interacționa cu materia ei [5] .

Nucleosinteza

Ca rezultat al reacțiilor nucleare, se formează nucleele diferitelor elemente chimice. Stelele de masă mică sunt capabile să sintetizeze heliu din hidrogen [10] , stelele mai masive pot susține alte reacții în care se formează elemente mai grele, până la vârful de fier , la care nucleele au energia de legare specifică maximă (vezi mai jos ) [ 11 ] . Sinteza elementelor și mai grele este nefavorabilă din punct de vedere energetic, dar poate apărea și în anumite condiții, de exemplu, în prezența neutronilor liberi (vezi mai jos ) [3] . Deși reacțiile care au loc după arderea nucleară a hidrogenului nu sunt atât de importante în ceea ce privește eliberarea totală de energie, în ele sunt sintetizate majoritatea elementelor chimice mai grele decât heliul [12] .

Modificarea treptată a compoziției chimice a stelelor ca urmare a reacțiilor nucleare este motivul evoluției lor [13] . Elementele sintetizate în stele pătrund în spațiul înconjurător în diferite moduri: de exemplu, în timpul exploziilor de supernove [14] , deși nu complet, o parte din materie nu părăsește resturile compacte de stele [15] . Stelele joacă un rol cheie în nucleosinteză , producerea majorității elementelor chimice și îmbogățirea lor a mediului interstelar [3] .

Condiții în stele

Nucleonii din nucleele atomice sunt legați de forțe nucleare , dar aceste forțe acționează doar la distanțe mici - de ordinul mărimii nucleului, în timp ce la distanțe mai mari domină repulsia coulombiană . Aceasta înseamnă că pentru a avea loc o reacție termonucleară (două nuclee s-au apropiat suficient, iar interacțiunea nucleară a început să prevaleze), nucleele trebuie să depășească bariera coulombiană [16] .

În interiorul stelelor , temperatura este suficient de ridicată pentru ca nucleele să depășească bariera coulombiană. În cadrul mecanicii clasice , probabilitatea acestui lucru este neglijabilă - de exemplu, pentru Soare , temperatura în centru este de aproximativ 10 7 K , ceea ce corespunde unei energii medii de ordinul a 1 keV și pentru a depăși Coulombul barieră între doi protoni , este necesară o energie de ordinul a 1 MeV - de 1000 de ori mai mult. Cu distribuția Maxwelliană a particulelor în funcție de viteze, numai toate particulele, adică 10-430 , au o astfel de energie, în timp ce în Soare există doar aproximativ 10-57 particule. Cu toate acestea, în realitate, datorită efectului de tunelizare , probabilitatea depășirii barierei coulombiane crește semnificativ: cu o anumită probabilitate, particulele cu energie mult mai mică o pot depăși și ele [16] [17] . $e^{-1000}$

Rata reacțiilor

Putem lua în considerare două tipuri de particule și , în a căror interacțiune este posibilă o reacție nucleară. Dacă concentrațiile lor sunt și , în timp ce viteza relativă a unui grup de particule și a unui grup de particule este , atunci numărul de reacții pe unitate de volum este exprimat prin formula [19] [20] : $A$ $B$ $N / A}$ $n_{B}$ $A$ $B$ $v_{r}$ $r_{AB}$

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

În această formulă , secțiunea transversală efectivă nucleară este un parametru care caracterizează probabilitatea unei reacții date. Are dimensiunea ariei și depinde de viteza cu care particulele se ciocnesc. Cu toate acestea, modelul cu astfel de două grupuri de particule nu este potrivit pentru materia stelelor: vitezele relative ale particulelor din ele sunt descrise de distribuția Maxwelliană , astfel încât expresia vitezei de reacție ia o formă diferită [19] [20] : $\sigma (v_{r})$ $v_{r}$ $\Phi (v_{r})$

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

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

Cantitatea se numește viteza de reacție la o pereche de particule. Dacă sunt luate în considerare reacțiile între particule identice, atunci formula pentru este următoarea [comm. 1] [19] [20] : $\lambda _{AB}$ $r_{AB}$

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

Distribuția Maxwelliană este dată de formula [19] [20] :

\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}

unde este masa redusă a particulelor, este constanta Boltzmann și este temperatura. Secțiunea transversală efectivă pentru reacțiile nucleare este proporțională cu probabilitatea depășirii barierei Coulomb și depinde de energia cinetică a particulei [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}\dreapta]

Iată o constantă care depinde doar de proprietățile nucleelor care participă la reacție, numită energia Gamow. este o funcție care depinde slab de , deci poate fi considerată și o constantă. Înlocuind aceste valori în formula pentru și apoi pentru randamente [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}}\right)^{3/2}\int _{0}^{\infty }S(E)\exp \left[-{\frac {E}{kT}}-\left( {\frac {E_{G}}{E}}\right)^{1/2}\right]dE

O consecință importantă a acestei formule este relația dintre viteza reacțiilor și temperatură [21] :

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

Sensibilitate la temperatură

Pentru orice reacție la o anumită temperatură, se poate determina sensibilitatea acesteia la schimbările de temperatură [22] :

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

Dacă ar fi același pentru diferite temperaturi, atunci dependența de temperatură a vitezei de reacție ar arăta ca . De fapt , se schimbă cu temperatura, dar mai degrabă încet, deoarece , prin urmare, aproximarea este adesea folosită pentru a descrie sensibilitatea reacției la temperatură . Atunci puterea de eliberare a energiei pe unitatea de volum este exprimată ca , unde este densitatea substanței și este coeficientul de proporționalitate [23] . $\nu$ $r_{AB}\propto T^{\nu )$ $\nu$ $\nu \propto T^{-1/3}$ $r_{AB}\propto T^{\nu )$ $\varepsilon$ $\varepsilon =\rho ^{2}T^{\nu }\varepsilon _{0)$ $\rho$ $\varepsilon_{0}$

Reacții de nucleosinteză

Arderea nucleară a deuteriului și litiului

Deuteriul și litiul sunt elemente rare, astfel încât arderea acestor elemente în reacțiile nucleare se finalizează relativ rapid și nu aduce prea multă energie. Cu toate acestea, reacțiile care implică aceste elemente au loc la o temperatură relativ scăzută, la care arderea nucleară a hidrogenului este încă imposibilă (vezi mai jos ). Prin urmare, arderea nucleară a deuteriului și a litiului sunt reacții care încep mai întâi în stele, chiar și în stadiul de protostea . Aceste reacții au loc și la piticele maro - obiecte a căror masă este prea mică pentru a începe o ardere nucleară stabilă a hidrogenului și a deveni stele [24] . Perioada pentru care aceste elemente ard într-o stea sau pitică maro depinde și de masa obiectului, așa că informațiile despre abundența acestor elemente ne permit să determinăm câțiva parametri ai stelei și a piticelor brune: de exemplu, în masa cea mai mică. stele, litiul se arde în 100 de milioane de ani, așa că prezența acestui element într-un obiect mai vechi indică faptul că este o pitică maro [25] [26] .

Arderea nucleară a deuteriului este posibilă la temperaturi nu mai mici de 5⋅10 5 K , iar posibilitatea sa determină limita inferioară a masei unei pitice brune - 0,013 M ⊙ . Arderea deuteriului este în principal fuziunea unui deuteron cu un proton și formarea unui nucleu de heliu-3 [27] :

{\ce {d + p -> ^3_2El + \gamma)}

Arderea nucleară a litiului necesită o temperatură de cel puțin 2⋅10 6 K , care se realizează în obiecte cu o masă de cel puțin 0,055–0,060 M ⊙ . Această reacție este fuziunea unui nucleu de litiu-7 cu un proton, care produce două nuclee de heliu-4 [28] [29] :

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2El + ^4_2El))

Arderea nucleară a hidrogenului

Cea mai mare parte a masei stelelor - aproximativ 70% - este hidrogen, a cărui transformare în heliu eliberează o cantitate mare de energie per nucleon. În lanțul reacțiilor nucleare care duc la formarea fierului, elementul cu cea mai mare energie de legare per nucleon, aproximativ 70% din energia eliberată provine din reacțiile de conversie a hidrogenului în heliu. În plus, luminozitatea stelelor, în timp ce ele ard hidrogen în miez și sunt în secvența principală , este mai mică decât în etapele următoare, astfel încât această etapă ocupă cea mai mare parte a vieții unei stele - aproximativ 90% [30] , și majoritatea stelelor din Univers sunt secvențe principale de stele [4] . Chiar și atunci când hidrogenul din miez este epuizat și steaua a părăsit secvența principală, arderea nucleară a hidrogenului poate avea loc, de exemplu, într-o înveliș din jurul miezului - într-o sursă de strat [31] .

Arderea nucleară a hidrogenului devine posibilă la o temperatură de cel puțin 3⋅10 6 K [27] . Nu numai stelele, ci și cele mai masive pitice brune mai grele de 0,06 M ⊙ pot susține arderea nucleară a hidrogenului , dar diferența dintre aceste obiecte este că piticele maro nu mai arde hidrogenul în momentul în care ajung la echilibru. Masa minimă a unui obiect pentru ca acesta să devină stea și să ardă hidrogen pentru o lungă perioadă de timp este de 0,075 M ⊙ [32] .

Arderea nucleară a hidrogenului, deși poate merge în moduri diferite, se reduce la un tip de reacție cu eliberarea a 27,3 MeV de energie, adică aproximativ 7 MeV per nucleon [comm. 2] [33] . Se produc și neutrini: fracțiunea de energie transportată de aceștia diferă pentru diferite căi ale unei reacții date [34] . Cele două căi principale pentru arderea hidrogenului sunt ciclul proton-proton și ciclul CNO și în ambele sunt posibile lanțuri diferite de reacții. Ciclul CNO este catalizat de nucleele de carbon , azot și oxigen și este mai sensibil la temperatură decât ciclul proton-proton [35] . Ciclul proton-proton are principala contribuție la eliberarea de energie în stelele cu mase mai mici de 1,5 M ⊙ , unde temperatura centrală este sub 1,8⋅10 7 K, în timp ce ciclul CNO domină la stelele mai masive cu nuclee mai fierbinți. Soarele cu o temperatură centrală de 1,6⋅10 7 K eliberează doar 10% din energia sa în ciclul CNO [36] [37] [38] . De asemenea, ciclul CNO este principala cale de ardere nucleară a hidrogenului, dacă are loc într-o sursă stratificată [39] . ${\ce {4p -> ^4_2El}}$

Ciclul CNO necesită prezența carbonului, azotului și oxigenului în materia stelară. Dacă aceste elemente nu sunt suficiente - mai puțin de 10 −10 -10 −9 mase ale stelei, atunci ciclul CNO nu poate trece, iar ciclul proton-proton rămâne singura sursă de energie. Pentru a elibera suficientă energie cu ajutorul ei pentru a menține echilibrul hidrostatic , nucleul stelei este forțat să se contracte și să se încălzească mult mai mult decât pentru o stea cu metalitate normală . În acest caz, temperatura din centrul stelelor masive poate ajunge la 100 de milioane de kelvin, ceea ce este deja suficient pentru procesul triplu alfa care implică heliu (vezi mai jos ). Această reacție produce carbon , iar atunci când este suficient, energia începe să fie eliberată din cauza ciclului CNO, iar temperatura și presiunea din miezul stelei scad la valorile observate în stelele normale. Se crede că scenariul descris a fost realizat în stele ipotetice ale populației III : ar fi trebuit să se formeze din materie formată în timpul nucleosintezei primare , care practic nu conținea elemente mai grele decât heliul [40] . Astfel de elemente s-au format pentru prima dată tocmai în aceste stele, dintre care cele mai masive și-au finalizat rapid evoluția și au ejectat materia îmbogățită cu aceste elemente în mediul interstelar . Din acest material s-au format ulterior stelele Populația II și Populația I [41] [42] .

Ciclul proton-proton

Ciclul proton-proton (sau ciclul pp) include trei lanțuri principale de reacții: ppI, ppII și ppIII. Primele două reacții, care au ca rezultat formarea unui nucleu de deuteriu, și apoi a heliului-3, sunt comune tuturor lanțurilor [44] :

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

{\ce {d + p -> ^3_2El + \gamma)}

Deoarece sistemul de doi protoni este instabil, pentru ca prima dintre aceste reacții să apară, este necesar ca, la apropiere, unul dintre protoni să experimenteze dezintegrare beta , în care se formează un neutron, un pozitron și un neutrin de electroni . Probabilitatea acestui lucru este mică, deci această reacție este cea mai lentă și această reacție este cea care determină viteza întregului ciclu pp [44] [45] . De asemenea, deuteriul poate fi format prin fuziunea a doi protoni cu un electron, cu toate acestea, doar 0,25% din toate nucleele de deuteriu sunt sintetizate într-o astfel de reacție [46] :

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

La temperaturi peste 5⋅10 6 K , reacțiile ulterioare devin destul de rapide, în care se formează nuclee de heliu-4. În condițiile care au loc în centrul Soarelui, nucleul de heliu-3 format în urma acestor reacții cu o probabilitate de 69% reacționează cu un alt nucleu de heliu-3, în care se formează un nucleu de heliu-4 și doi protoni [47]. ] :

{\ce {^3_2El + ^3_2El -> ^4_2El + 2p))

Un lanț de reacții în care se formează un nucleu de heliu în acest fel se numește ramură ppI. În total, doi neutrini apar în ramura ppI pentru un nucleu de heliu-4, energia medie a fiecărui neutrin este de 0,263 MeV , adică o medie de 2,0% din energie este emisă sub formă de neutrini [47] .

Altfel, în 31% din cazuri pentru Soare, nucleul de heliu-3 reacționează cu nucleul de heliu-4 și se formează nucleul de beriliu-7 [47] :

{\ce {^3_2He + ^4_2He -> ^7_4Be + \gamma)}

Există din nou două căi posibile. Prima, care apare la Soare cu o probabilitate de 99,7%, este ramura ppII [47] :

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

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2El + ^4_2El))

A doua dintre aceste căi merge spre Soare cu o probabilitate de doar 0,3% - ramura ppIII [47] :

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

{\ce {^8_5B -> 2 ^4_2El + e^+ + \nu_{e)))

Neutrinii produși în reacțiile ramurilor ppII și ppIII au energii medii de 0,80 MeV, respectiv 7,2 MeV, astfel încât neutrinii transportă 4,0% din energie în reacțiile ramurilor ppII și 27,9% în ppIII [47] .

Pe măsură ce temperatura crește, probabilitatea ca reacția să conducă la lanțuri ppII și ppIII crește. În plus, probabilitatea implementării ramului ppIII în comparație cu ppII crește, de asemenea, odată cu creșterea temperaturii. În general, sensibilitatea ciclului pp la temperatură (vezi mai sus ) nu este mare: variază de la aproximativ 6 la o temperatură de 5⋅10 6 K până la aproximativ 3,5 la o temperatură de 2⋅10 7 K, de obicei luate ca medie 4 [45] . ${\ce {^3_2He + ^4_2He -> ^7_4Be + \gamma)}$ $\nu$

Ciclul CNO

În ciclul CNO, heliul se formează din hidrogen prin capturi succesive de protoni de către nucleele de carbon , azot și oxigen . Aceste elemente în sine nu sunt consumate și nu sunt produse, prin urmare, ele acționează ca catalizatori pentru conversia hidrogenului în heliu. Ciclul CNO include trei lanțuri de reacții diferite, parțial suprapuse: ciclurile CNOI, CNOII, CNOIII [48] [49] .

Ciclul CNOI, numit și ciclul CN, arată astfel [49] :

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

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

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

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

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

{\ce {^15_7N + p -> ^12_6C + ^4_2He))

Ciclul CNOII, numit și ciclul NO, merge astfel [49] :

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

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

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

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

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

{\ce {^17_8O + p -> ^14_7N + ^4_2He))

Ciclul CNOIII constă din următoarele reacții [49] :

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

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

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

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

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

{\ce {^18_8O + p -> ^15_7N + ^4_2He))

În medie, o fracțiune mai mare de energie este transportată în ciclul CNO al neutrinilor decât în ciclul pp [50] . Ciclul CNO este mult mai sensibil la temperatură decât ciclul pp - la o temperatură de 10 7 K, valoarea (vezi mai sus ) este 18. În plus față de faptul că stelele masive cu un nucleu înalt Energia de eliberare a temperaturii în principal în ciclul CNO, sensibilitatea sa ridicată la temperatură are o altă consecință. Dacă energia dintr-o stea este eliberată în principal în ciclul CNO, atunci cursul reacțiilor nucleare și eliberarea de energie sunt puternic concentrate în centru, ceea ce duce la formarea unei zone convective în miez [38] . $\nu$

Arderea nucleară a heliului

Arderea nucleară a heliului - reacții care consumă heliu - începe numai după ce steaua a părăsit secvența principală. Pentru trecerea acestor reacții este necesară o temperatură de cel puțin 10 8 K , care se realizează în stele cu masa de cel puțin 0,5 M ⊙ . Reacția principală a arderii nucleare a heliului - procesul triplu alfa - este redusă la o reacție cu o eliberare de energie de 7,27 MeV, care este aproximativ 0,6 MeV per nucleon - un ordin de mărime mai mic decât în arderea nucleară a hidrogenului (vezi mai sus ). Perioada de ardere nucleară a heliului este de aproximativ 100 de ori mai scurtă decât arderea nucleară a hidrogenului la o masă fixă a stelei [51] [52] . ${\ce {3^4_2El -> ^12_6C))$

Conversia heliului în carbon are loc după cum urmează. În primul rând, două nuclee de heliu, ciocnând, formează un nucleu de beriliu-8 [51] [52] :

{\ce {^4_2El + ^4_2El -> ^8_4Be))

Această reacție este endotermă și absoarbe 92 keV, ceea ce determină un prag de temperatură ridicat pentru arderea heliului. În plus, beriliul-8 este foarte instabil: durata sa de viață este de 2,6⋅10 -16 secunde, astfel încât un astfel de nucleu se descompune în cele mai multe cazuri din nou în două nuclee de heliu. Pentru ca un nucleu de carbon să se formeze, un nucleu de beriliu trebuie să se ciocnească de un nucleu de heliu până când acesta se descompune [51] [52] [53] :

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

Această reacție este, de asemenea, endotermă și absoarbe 288 keV. Ca urmare a acestei reacții, nucleul de carbon este într-o stare excitată - este instabil și cu o mare probabilitate se descompune înapoi într-un nucleu de beriliu și un nucleu de heliu: concentrația de echilibru a carbonului este chiar mai mică decât concentrația de beriliu. Într-un singur caz din aproximativ 2500 de reacții, nucleul trece în starea fundamentală și devine stabil, eliberând 7,65 MeV de energie [53] :

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

Odată cu creșterea temperaturii, crește frecvența reacțiilor cu două nuclee de heliu, adică crește concentrația de echilibru a beriliului. În plus, odată cu creșterea temperaturii, secțiunea transversală efectivă a celei de-a doua reacții crește. Acest lucru duce la faptul că procesul triplu alfa este foarte sensibil la temperatură: la o temperatură de 10 8 K valoarea (vezi mai sus ) este 40, iar la o temperatură de 2⋅10 8 K este 20 [52 ] . $\nu$

Pe lângă procesul triplu alfa, heliul poate fi consumat și în alte reacții, de exemplu [54] :

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

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

De asemenea, în reacțiile care implică heliu este posibilă și sinteza elementelor mai grele, dar rata acestor reacții în condițiile care se realizează în stele în timpul procesului triplu alfa este foarte scăzută. Astfel, arderea nucleară a heliului produce nu numai carbon, ci și oxigen , precum și o cantitate mică de neon . În plus, atunci când fracția de heliu din stea scade vizibil din cauza procesului triplu alfa, formarea nucleelor de oxigen începe să contribuie la eliberarea de energie comparabilă cu cea a reacției cu triplu heliu - acest lucru face ca etapa de ardere a heliului să fie mai lungă decât aceasta. ar fi în absența unor astfel de reacții [54] [55] [56] .

Sinteza elementelor la vârf de fier

Durata diferitelor reacții în nucleele stelelor de mase diferite [57]

Reacţie	Durata etapei în ani
Reacţie	15M⊙ _ _	20M⊙ _ _	25M⊙ _ _
Arderea hidrogenului	1.1⋅10 7	7,5⋅10 6	5,9⋅10 6
arderea heliului	1,4⋅10 6	9,3⋅10 5	6,8⋅10 5
Arderea carbonului	2600	1400	970
arderea neonului	2.0	1.5	0,77
arderea oxigenului	2.5	0,79	0,33
Arderea siliconului	0,29	0,031	0,023

Procesele de nucleosinteză în stelele masive în stadiile târzii ale evoluției sunt complexe și variate. După terminarea arderii heliului în nucleele acestor stele, au loc secvenţial diverse reacţii în care se produc elemente chimice, până la elemente de vârf de fier : sunt create de stele cu mase de cel puţin 10–15 M ⊙ . Sinteza elementelor mai grele este nefavorabilă din punct de vedere energetic, prin urmare, în stelele obișnuite, în condiții de echilibru termodinamic , nu are loc. Cel mai greu element care se poate forma în acest fel este zincul [59] [60] [61] . Elementele mai grele se pot forma în condiții speciale: de exemplu, în timpul exploziilor de supernove (vezi mai jos ) [62] .

Toate aceste reacții sunt finalizate foarte repede - durata reacțiilor după arderea nucleară a carbonului este de câțiva ani sau mai puțin. În acest caz, timpul în care o stea își poate schimba suficient dimensiunea, temperatura și luminozitatea corespunde timpului termic , care pentru stelele aflate în stadiile corespunzătoare de evoluție este de aproximativ 10 2 -10 3 ani. În timpul acestor procese, caracteristicile externe ale stelelor practic nu se schimbă, cu toate acestea, radiația neutrino începe să joace rolul principal în transferul fluxului de energie crescut din miez [63] . Aceste reacții pot avea loc simultan în diferite regiuni ale stelei: compoziția chimică a structurii stelei devine stratificată, iar la limitele dintre straturi au loc reacții, în care un element se transformă în altul [64] [65] .

Pe lângă reacțiile enumerate mai jos, fuziunea termonucleară în stele produce și multe alte elemente mai ușoare decât fierul, dar numeroasele reacții în care se formează aceste elemente oferă o contribuție nesemnificativă la eliberarea de energie [55] .

Arderea carbonului

După ce heliul este epuizat în miezul unei stele cu o masă mai mare de 8 M ⊙ , acesta se contractă și, când temperatura atinge 0,3–1,2⋅10 9 K , arderea nucleară a carbonului începe în ea [66] [67] :

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

Izotopul de magneziu este într-o stare excitată , prin urmare, se poate degrada într-unul din următoarele moduri [66] :

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

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

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

Tot în această etapă neutrinii încep să joace un rol decisiv în transferul de energie din nucleu [66] .

Neon aprins

Până la finalizarea arderii carbonului, nucleul stelei este format în principal din oxigen (0,7 mase de miez), neon (0,2-0,3 mase de miez) și magneziu. Dintre aceste particule, oxigenul are cea mai joasă barieră Coulomb , dar datorită prezenței fotonilor de înaltă energie în miez, reacțiile endoterme care implică neonul devin disponibile la o temperatură mai scăzută de 1,2–1,9⋅109 K , care este atinsă de stelele cu o masă de cel puțin 10 M ⊙ [68] [69] :

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

Cu toate acestea, eliberarea de energie din alte reacții care se desfășoară în același timp face etapa de ardere a neonului exotermică [68] . În plus, nucleele de neon, atunci când reacţionează cu particulele alfa, se pot transforma în magneziu şi apoi în siliciu [70] :

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

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

Este posibilă și o reacție care implică două nuclee de neon [70] :

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

Arde oxigen

Când temperatura din miezul stelei atinge 1,5-2,6⋅10 9 K , începe arderea nucleară a oxigenului . Această reacție este posibilă în stele mai masive decât 11 M ⊙ [71] [69] :

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

Nucleul de sulf se poate degrada după cum urmează [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))

Arde siliciu

Arderea nucleară a siliciului începe atunci când temperatura din miez atinge 2,3⋅10 9 K și se formează fier . O reacție directă este puțin probabilă din cauza faptului că bariera Coulomb pentru aceasta este prea mare, astfel încât sinteza merge în sens invers. În primul rând, o parte din siliciu trece prin reacții de fotodezintegrare [72] [73] : ${\ce {^28_14Si + ^28_14Si -> ^56_28Ni))$

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

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

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

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

{\ce {^12_6C + \gamma -> 3^4_2He))

Particulele alfa produse în aceste reacții sunt implicate în procesul alfa , al cărui produs final sunt nucleele de nichel [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))

Nucleele de nichel, ca urmare a două dezintegrari beta succesive, se transformă mai întâi în nuclee de cobalt , iar apoi fier [74] [72] :

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

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

În plus, unele dintre elementele rămase care apar în acest lanț sunt, de asemenea, supuse dezintegrarii beta - așa se formează alți izotopi stabili, cum ar fi , și [11] . Cu toate acestea, elementele formate sunt scindate ca urmare a fotodezintegrării, dar echilibrul între sinteza și scindarea tuturor elementelor din nucleu este atins doar atunci când miezul devine în mare parte fier. Această stare se numește echilibru statistic nuclear [ 72 ] [ 75 ] . ${\ce {^44_20Ca}}$ ${\ce {^48_22Ti)}$ ${\ce {^52_24Cr)}$

Sinteza elementelor după vârful fierului

Reacțiile termonucleare în condiții de echilibru termodinamic formează, în primul rând, nucleele cu cea mai mare energie de legare, adică elementele vârfului de fier (vezi mai sus ). Elementele mai grele se formează în diferite condiții [62] [11] . Ele pot fi formate, de exemplu, în timpul nucleosintezei explozive , care are loc atunci când o stea își pierde echilibrul hidrostatic sau distrugerea ei, în special, în supernove [76] .

Captură de neutroni

Unul dintre mecanismele de formare a elementelor mai grele este captarea neutronilor , în care nucleele fuzionează cu neutronii liberi . Nu există o barieră Coulomb pentru astfel de reacții. Există două tipuri de procese de captare a neutronilor: s-process (din engleză slow - „lent”) și r-process (din engleză rapid - „rapid”). Primul are loc la un flux de neutroni relativ scăzut, al doilea la unul ridicat [61] [77] .

Când un neutron este capturat , numărul de masă al nucleului crește cu 1, în timp ce numărul de încărcare rămâne același. Nucleele care au prea mulți neutroni sunt instabile și pot suferi dezintegrare beta , în care neutronul din nucleu devine un proton, adică numărul de sarcină crește cu 1, dar masa nu se modifică. Astfel, numeroase capturi de neutroni duc la descompunere beta, rezultând formarea de nuclee de elemente din ce în ce mai grele. Captarea neutronilor joacă un rol major în producerea de elemente mai grele decât fierul și produce acele elemente din valea stabilității., care sunt relativ bogate în neutroni [78] .

s-proces

Când fluxul de neutroni este relativ mic, atunci după captarea unui neutron de către un nucleu, acesta din urmă are suficient timp pentru a suferi dezintegrare beta , dacă este posibil pentru acest nucleu, are loc procesul s [80] . Acest proces poate avea loc, de exemplu, în stelele ramului gigant asimptotic dintre straturi, în care au loc arderea hidrogenului și arderea heliului, precum și în stele mai masive în stadiul de ardere a heliului în miez. Durata caracteristică a procesului s este de 10 4 ani [81] [80] .

Un flux mic de neutroni în stele este creat de diferite reacții termonucleare, de exemplu [82] :

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

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

Poate fi luată în considerare o reacție tipică de proces s. După capturarea unui neutron de către un nucleu de cadmiu-114 , se formează un nucleu de cadmiu-115, al cărui timp de înjumătățire este de 54 de ore. În timpul procesului s, dezintegrarea beta a acestui nucleu are timp să apară și se formează indiu-115 [83] :

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

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

În mod similar, nucleul indiului-115 captează un neutron, formând indiu-116 instabil cu un timp de înjumătățire de 14 secunde și transformându-se în staniu-116 ca urmare a dezintegrarii beta [83] :

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

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

Capturile ulterioare de neutroni formează izotopi stabili de staniu cu numere de masă 117, 118, 119, 120. În timpul următoarei capturi, se formează staniu-121 instabil, care se transformă în antimoniu-121 , iar procesul s merge mai departe. Cu toate acestea, formarea, de exemplu, a staniului-122 stabil este imposibilă în procesul s, deși este posibilă în procesul r (vezi mai jos ). În plus, procesul s nu este capabil să producă elemente mai grele decât bismutul-209 , deoarece captarea unui neutron de către acest nucleu duce la următorul ciclu de reacții [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_2He))

{\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}}} }}

Astfel, elementele mai grele se formează numai în procesul r [84] . Pe de altă parte, unii izotopi pot fi produși numai prin procesul s, dar nu prin procesul r (vezi mai jos ). Procesul s în sine nu merge strict pe o singură cale: durata de viață a unor izotopi, de exemplu, seleniul-79 , depinde dacă aceștia sunt în starea fundamentală sau într-o stare excitată , motiv pentru care procesul s poate merge. diferit, dar, de regulă, la câțiva pași după divergență, căile procesului s converg unele cu altele [85] .

r-process

Cu un flux mare de neutroni, are loc procesul r. În acest caz, captarea neutronilor are loc mult mai rapid decât dezintegrarea beta; prin urmare, în timpul procesului r, se formează nuclee instabile cu un număr mare de neutroni, care suferă dezintegrare beta numai după sfârșitul procesului r. Procesul r în sine durează doar aproximativ o secundă - poate avea loc, de exemplu, în exploziile supernovei , când un număr mare de neutroni sunt eliberați într-un timp scurt [86] .

Un flux mare de neutroni are loc în două cazuri. Prima opțiune este reacțiile în care fotonii de înaltă energie „elimină” neutronii din nuclee: aceștia apar la temperaturi peste 10 9 K. O altă variantă este neutronizarea materiei , reprezentată ca reacții , care are loc chiar înainte de explozia unei supernove [87] [88] . ${\ce {p + e^- -> n + \nu_{e)))$

În timpul procesului r, se pot forma unele nuclee care sunt inaccesibile procesului s. Acestea sunt, de exemplu, elemente mai grele decât bismutul și izotopi stabili „izolați” , astfel încât un izotop al aceluiași element cu un număr de masă de 1 este mai puțin predispus la descompunere beta. În timpul procesului s, se poate forma un izotop supus dezintegrarii beta, dar nu are timp să capteze un alt neutron și să se transforme într-un izotop stabil „izolat” (vezi mai sus ) [84] [85] .

Pe de altă parte, unii nuclei pot apărea în procesul s, dar nu și în procesul r, cum ar fi stronțiul-86 . În timpul procesului r, se formează un nucleu bogat în neutroni, apoi suferă succesiv dezintegrare beta, în care numărul de masă nu se modifică. Când nucleul devine stabil, dezintegrarea beta se oprește și nu se pot forma elemente cu același număr de masă, dar cu o sarcină mai mică. Astfel, de exemplu, un nucleu cu un număr de masă de 86 format în timpul procesului r se transformă în krypton-86 stabil , care nu suferă transformări ulterioare [85] .

p-proces

În procesul p, se formează nuclee bogate în protoni, care nu pot fi formate în procesele de captare a neutronilor. Captarea protonilor este doar unul dintre mecanismele procesului p, în care un nucleu cu un număr de masă se transformă într-un nucleu [89] [90] : ${\ce {X}}$ ${\ce {A}}$ ${\ce {Y}}$

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

Un alt mecanism este eliminarea neutronilor din nucleu de către fotonii de înaltă energie [90] :

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

Ca urmare a captării unui pozitron de către nucleu, un neutron din nucleu se transformă într-un proton [90] :

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

De asemenea, este posibil, deși puțin probabil, un proces în care un proton este captat și un neutron este separat de nucleu [90] :

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

Ca rezultat al procesului p, se formează elemente precum, de exemplu, stronțiu-84 , molibden-92 , ruteniu-96 și indiu-113 . Izotopii produși de p, numiți elemente p, sunt cu aproximativ două ordine de mărime mai puțin abundenți decât cei produși prin captarea neutronilor [89] [90] . Procesul p în sine are loc în stadiile incipiente ale exploziei unei supernove [91] .

Istoria studiului

Idei despre sursa de energie a stelelor

După formularea legii conservării energiei - în anii 40 ai secolului al XIX-lea - a apărut întrebarea despre sursa de energie a stelelor, care a rămas multă vreme nerezolvată. Conform informațiilor geologice din acea vreme, vârsta Pământului era de cel puțin sute de milioane de ani [com. 3] , același ordin de mărime a fost dat de conceptul de evoluție biologică . În consecință, Soarele a trebuit să strălucească și el timp de cel puțin sute de milioane de ani cu o luminozitate aproximativ constantă [92] . Cu toate acestea, cea mai eficientă sursă de energie cunoscută la acea vreme, propusă de Hermann Helmholtz și Lord Kelvin - propria sa gravitație - ar permite Soarelui să strălucească doar timp de zeci de milioane de ani. În viitor, problema sa agravat doar - după descoperirea radioactivității , estimarea vârstei minime posibile a Pământului a crescut la 1,5 miliarde de ani [12] .

În 1903, Pierre Curie a descoperit eliberarea de căldură din elementele radioactive. În acest sens, James Jeans a emis ipoteza că stelele generează energie prin dezintegrare radioactivă, dar nici această ipoteză nu ar putea explica vârsta Soarelui. După ce Albert Einstein a descoperit echivalența masei și energiei în 1906 , Jeans a sugerat că nu dezintegrarea radioactivă are loc în stele, ci anihilarea materiei. Deși ipoteza anihilării a dat o viață posibilă destul de lungă a Soarelui, nu a găsit confirmare în viitor, dar însăși ideea unei surse intranucleare de energie stelară s-a dovedit a fi corectă [93] .

În 1920, mecanismul corect de eliberare a energiei - conversia hidrogenului în heliu - a fost propus de Arthur Eddington . La acea vreme, se știa deja că masa în repaus a patru protoni este cu 0,7% mai mare decât masa nucleului de heliu și că, printr-o astfel de reacție, această diferență de masă putea fi convertită în energie - acest mecanism a făcut posibilă explicarea durata de viață a Soarelui [12] [93] .

Inițial, conjectura lui Eddington a fost greșită. În primul rând, temperaturile calculate în centrul stelelor păreau a fi prea scăzute pentru ca particulele să depășească bariera Coulomb și să formeze nuclee mai grele. Această problemă a fost rezolvată în 1929 prin aplicarea efectului de tunel asupra materiei din interiorul stelelor. În plus, nu se știa exact cum ar putea avea loc o astfel de transformare, deoarece ciocnirea a patru protoni și doi electroni simultan este foarte puțin probabilă. Până în 1939, Hans Bethe , Karl Weizsäcker și Charles Critchfield au descoperit în mod independent două căi pentru hidrogen către heliu, ciclul pp și ciclul CNO , care au loc de fapt în stele. În 1941, Martin Schwarzschild a calculat un model al Soarelui cu o sursă de energie termonucleară și a fost capabil să prezică teoretic unele dintre proprietățile observate ale Soarelui - astfel, teoria fuziunii termonucleare în interiorul stelelor a fost confirmată. Ulterior, au fost descoperite și alte posibile reacții în stele (vezi mai jos ), dar problema principalei lor surse de energie a fost deja rezolvată în general [12] [93] .

Idei despre nucleosinteză

În 1946, Georgy Gamow și Fred Hoyle au publicat în mod independent două articole științifice în care au analizat problema originii elementelor chimice în Univers [94] [95] . Gamow a susținut că elementele chimice au apărut pentru prima dată la scurt timp după originea universului în nucleosinteza primordială , în timp ce Hoyle credea că elementele chimice apar în principal în stele. Până la începutul anilor 1950, teoria lui Gamow a susținut mult mai mult - apariția elementelor grele în stele părea puțin probabilă, deoarece sinteza lor necesita temperaturi cu două ordine de mărime mai mari decât în stelele din secvența principală. Cu toate acestea, problemele ulterioare au fost descoperite în teoria lui Gamow: compoziția chimică observată a Universului era prea eterogenă pentru o astfel de nucleosinteză omniprezentă; unele nuclee ușoare [96] [97] .

În anii următori, au devenit cunoscute diferite reacții nucleare posibile în stele: de exemplu, în 1952, Edwin Salpeter a descoperit posibilitatea unui proces alfa triplu , iar în 1953-1954, a fost descoperită arderea nucleară a carbonului și a oxigenului . În cele din urmă, în 1957, a fost publicat un articol, cunoscut sub numele de B²FH , după numele autorilor săi: aceștia erau Margaret și Geoffrey Burbidge , William Fowler și Fred Hoyle. În acest studiu, au fost rezumate date disparate despre reacțiile nucleare din stele și originea majorității elementelor chimice a fost explicată cu o bună acuratețe [96] [98] . Lucrarea B²FH a devenit una dintre cele mai importante și mai citate lucrări din astrofizică [99] [100] .

Studii suplimentare

Reacțiile nucleare din stele și evoluția lor au continuat să fie studiate, iar modelele teoretice au devenit mai precise. De exemplu, în anii 1940, s-a discutat despre posibilitatea observării neutrinilor , iar în 1968 a fost efectuat primul experiment pentru observarea neutrinilor solari. S-a dovedit că numărul de astfel de particule emise de Soare a fost mai mic decât se prevedea teoretic. Această problemă, cunoscută sub numele de problema neutrinilor solari , a fost rezolvată în 2002, când au fost descoperite oscilațiile neutrinilor , ca urmare a cărora neutrinii se pot schimba de la un tip la altul, nefiind toți observabili. Astfel, discrepanța observată ar putea fi explicată prin oscilații de neutrini, iar datele privind reacțiile nucleare din Soare s-au dovedit a fi corecte [96] [101] [102] .

Note

Comentarii

↑ 2 la numitor rezultă din faptul că viteza reacțiilor este proporțională cu numărul de perechi posibile de particule pe unitatea de volum. Dacă particulele de diferite tipuri cu concentrații și iau parte la reacție , atunci numărul de perechi posibile este produsul . Dacă particulele de același tip cu concentrație iau parte la reacție , atunci fiecare dintre ele nu poate reacționa cu sine, astfel încât numărul de perechi scade la . În plus, într-un astfel de produs, fiecare pereche este numărată de două ori și, deoarece particulele sunt aceleași, atunci perechea de particule și este aceeași pereche ca și . Prin urmare, numărul de perechi este , care este aproximativ egal cu , deoarece este de obicei destul de mare [19] . $N / A}$ $n_{B}$ $n_{A}n_{B}$ $N / A}$ $n_{A}(n_{A}-1)$ $A_{1}$ $A_{2}$ $A_{2}$ $A_{1}$ $n_{A}(n_{A}-1)/2$ $n_{A}^{2}/2$ $N / A}$
↑ Mai strict, se formează și pozitroni , dar se anihilează cu electronii din plasmă. Eliberarea de energie de 27,3 MeV per reacție este dată ținând cont de anihilare [33] .
↑ Estimarea modernă a vârstei Pământului este de 4,6 miliarde de ani [12] .

Surse

↑ Johnson AJ Originea elementelor . Universitatea de stat din Ohio . Data accesului: 6 noiembrie 2021. (nedefinit)
↑ Energia de legare nucleară . Enciclopedia Britannica . Data accesului: 6 noiembrie 2021.
↑ 1 2 3 Nadezhin D.K. Reacții nucleare în stele . Marea Enciclopedie Rusă . Preluat: 24 august 2021. (nedefinit)
↑ 1 2 Postnov K. A. Prelegeri de astrofizică generală pentru fizicieni . 7.1 Evoluția stelelor după secvența principală . Astronet . Preluat: 26 august 2021. (nedefinit)
↑ 1 2 3 Zasov, Postnov, 2011 , p. 166-167.
↑ Karttunen și colab., 2007 , pp. 233, 243.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 206-207.
↑ Karttunen și colab., 2007 , p. 234.
↑ Zeldovich Ya. B. , Blinnikov S. I., Shakura N. I. Fundamentele fizice ale structurii și evoluției stelelor . 3. Transferul de radiații în stele . Astronet . Preluat: 26 august 2021. (nedefinit)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 231.
↑ 1 2 3 Ryan, Norton, 2010 , p. 137.
↑ 1 2 3 4 5 Ivanov V. V. Sursele de energie ale stelelor . Astronomie . SPb. : SPGU . Data accesului: 11 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ Bisnovaty-Kogan G.S. Evoluția stelelor // Enciclopedia fizică : [în 5 volume] / Cap. ed. A. M. Prohorov . - M . : Marea Enciclopedie Rusă , 1999. - V. 5: Dispozitive stroboscopice - Luminozitate. — 692 p. — 20.000 de exemplare. — 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. Fundamentele fizice ale structurii și evoluției stelelor . 5.5 Reacții nucleare în stele . Astronet . Preluat: 24 august 2021. (nedefinit)
↑ Lincoln D. Vizualizarea miezului soarelui // Profesorul de fizică. — 2020-10-01. — Vol. 58. - P. 457-460. — ISSN 0031-921X . - doi : 10.1119/10.0002060 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 Ryan și 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 și 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. - 1 octombrie ( vol. 542 ). -P.L119 - L122 . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/312941 .
↑ 1 2 Caballero JA O revizuire a obiectelor substelare sub limita de masă de ardere a deuteriului: planete, pitice brune sau ce? // Geoștiințe. — 01-09-2018. — Vol. 8. - P. 362. - doi : 10.3390/geosciences8100362 .
↑ Basri G. The Lithium Test for Young Brown Dwarfs (recenzie invitată ) // Proceedings of a Workshop tenu în Puerto de la Cruz. - Tenerife: ASP, 1998. - Vol. 134 . — P. 394 .
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 54-55.
↑ Durata de viață a secvenței principale . Universitatea de Tehnologie Swinburne . Preluat: 3 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , p. 164.
↑ Pitică brună | astronomie (engleză) . Enciclopedia Britannica . Preluat la 30 august 2021. Arhivat din original la 4 mai 2021.
↑ 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 Stele din secvența principală . Australia Telescope National Facility . Sydney: CSIRO . Preluat: 2 septembrie 2021.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , p. 121.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , p. 142.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 155-159.
↑ Shustov B. M. Formarea stelelor . Marea Enciclopedie Rusă . Data accesului: 11 noiembrie 2021. (nedefinit)
↑ Domogatsky G.V., Nadezhin D.K. Nucleosinteza . Marea Enciclopedie Rusă . Data accesului: 11 noiembrie 2021. (nedefinit)
↑ 1 2 3 PP-lanț . cococubed.asu.edu . Data accesului: 6 noiembrie 2021. (nedefinit)
↑ 1 2 Zasov, Postnov, 2011 , p. 169-170.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 118-119.
↑ Karttunen și colab., 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 - Planets to Cosmos . Universitatea de Stat din Ohio . Data accesului: 6 noiembrie 2021. (nedefinit)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 214-224, 239.
↑ Karttunen și colab., 2007 , pp. 250-253.
↑ 1 2 Ryan și Norton, 2010 , p. 139.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , p. 236.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 216-217.
↑ Karttunen și colab., 2007 , pp. 250-251.
↑ Ryan și Norton, 2010 , p. 138.
↑ 1 2 3 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 217-219.
↑ Ryan și Norton, 2010 , p. 135.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 219-220.
↑ 1 2 Ryan și 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. Nucleosinteza stelară - sursa originii elementelor chimice . Astronet . Preluat la 7 septembrie 2021. Arhivat din original pe 5 decembrie 2018. (nedefinit)
↑ 12 LeBlanc , 2011 , p. 235.
↑ 7.4 Neutronizarea materiei și pierderea stabilității stelei. . Astronet . Preluat la 7 septembrie 2021. Arhivat din original la 8 ianuarie 2020. (nedefinit)
↑ Khokhlov A. M. Nucleosinteză explozivă // Enciclopedia fizică : [în 5 volume] / Cap. ed. A. M. Prohorov . - M . : Enciclopedia Sovietică , 1988. - T. 1: Aharonov - Efectul Bohm - Rânduri lungi. — 707 p. — 100.000 de exemplare.
↑ LeBlanc, 2011 , pp. 273-274.
↑ Ryan, Norton, 2010 , pp. 139-146.
↑ Ratzel U., Arlandini C., Käppeler F., Couture A., Wiescher M. Nucleosynthesis at the termination point of the $s$ process // Physical Review C. - 2004-12-10. — Vol. 70. - Problema. 6 . - P. 065803. - doi : 10.1103/PhysRevC.70.065803 .
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , pp. 142-143.
↑ Darling D. s-process . Internet Enciclopedia Științei . Data accesului: 9 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ 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.
↑ Darling D. r-process . Internet Enciclopedia Științei . Data accesului: 9 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ LeBlanc, 2011 , p. 275.
↑ Ryan și Norton, 2010 , p. 154.
↑ 1 2 Ryan și Norton, 2010 , p. 146.
↑ 1 2 3 4 5 LeBlanc, 2011 , pp. 276-277.
↑ Dragă D. p-proces . Internet Enciclopedia Științei . Data accesului: 10 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ Karttunen și colab., 2007 , p. 233.
↑ 1 2 3 Istoria astronomiei . Institutul de Istorie a Științelor Naturale și Tehnologiei. S. I. Vavilov . Data accesului: 11 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ Hoyle F. Sinteza elementelor din hidrogen // 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. Expanding Universe and the Origin of Elements // Physical Review. — 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 Sinteza elementelor în stele: patruzeci de ani de progres // Reviews of Modern Physics . - N. Y .: The American Physical Society , 1997. - 1 octombrie ( vol. 69 ). - P. 995-1084 . — ISSN 0034-6861 . - doi : 10.1103/RevModPhys.69.995 .
↑ Burbidge G. B²FH, Cosmic Microwave Background and Cosmology* // Publicații ale Societății Astronomice din Australia [ . - 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. Synthesis of the Elements in Stars // Reviews of Modern Physics . - N. Y .: Societatea Americană de Fizică , 1957. - Vol. 29 . - P. 547-650 . — ISSN 0034-6861 . - doi : 10.1103/RevModPhys.29.547 .
↑ Trimble V. E. Margaret Burbidge (1919-2020 ) // Nature . - N. Y .: Springer Nature , 2020. - 27 aprilie ( vol. 580 , iss. 7805 ). - P. 586-586 . - doi : 10.1038/d41586-020-01224-9 .
↑ Cecilia: Povestea celor două elemente ? . The Oxford Scientist (26 noiembrie 2019). Data accesului: 12 septembrie 2021. (nedefinit)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , p. 171-174.
↑ Problemă cu neutrini solari . Enciclopedia Britannica . Data accesului: 12 septembrie 2021.

Literatură

Zasov A.V. , Postnov K.A. Astrofizică generală . — Ed. a II-a, corectată. si suplimentare - Fryazino: Vek 2, 2011. - 576 p. — ISBN 978-5-85099-188-3 .
Karttunen H., Kroger P., Oja H., Poutanen M., Donner KJ Fundamental Astronomy . — ediția a 5-a. — Berlin; Heidelberg; N.Y .: Springer , 2007. - 510 p. — ISBN 978-3-540-34143-7 .
LeBlanc F. O introducere în astrofizica stelară . — Hoboken, NJ: John Wiley & Sons , 2011. — 352 p. — ISBN 978-0-470-69957-7 .
Ryan SG, Norton AJ Evoluția stelară și nucleosinteza . - N. Y. : Cambridge University Press , 2010. - 236 p. - ISBN 978-0-521-13320-3 .
Salaris M., Cassisi S. Evolution of Stars and Stellar Populations . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 p. — ISBN 978-0-470-09219-X .

Stele
Clasificare	Hipergiganți supergiganți Giganți strălucitori Giganți Subgiganți Stele din secvența principală (pitici) subpitici pitice albe stele cu hipervelocitate stele variabile
Obiecte substelare	pitică brună pitic subbrun Planetară
Evoluţie	Formare protostar Steaua în secvența principală Secvența principală Ramura subgigant Ramura gigant rosie ramură orizontală îngroșare roșie buclă albastră Ramura asimptotică a giganților nebuloasă planetară supernova pitic alb pitic albastru stea neutronică Gaură neagră
Nucleosinteza	Ciclul proton-proton Ciclul CNO flash de heliu Reacție triplă cu heliu Arderea carbonului detonarea carbonului arderea neonului arderea oxigenului Arderea siliconului s-proces proces r p-proces procesul rp proces alfa
Structura	Nucleu zona convectiva zona radianta atmosfera stelară Fotosferă Cromosferă coroană Vânt Un câmp magnetic
Proprietăți	Mărimea absolută metalicitatea Indice de culoare Mișcarea corectă Clasa spectrală Temperatura efectivă
Concepte înrudite	Corp complet negru Diagrama Hertzsprung-Russell Asociații de vedete sisteme stelare clustere de stele sisteme planetare linii Fraunhofer
Liste de stele	Cel mai masiv Cel mai mare Cel mai luminos cu cea mai mare luminozitate Cel mai apropiat pitice brune Numele proprii de stele