Вікіпедія

Нуклеосинтез у кілонових

процеси нуклеосинтезу, що відбуваються під час спалаху кілонових

Нуклеосинтез у кілонових — процес, при якому, внаслідок злиття двох нейтронних зір (НЗ) або нейтронної зорі та чорної діри (ЧД), спалахує кілонова й утворюються хімічні елементи важчі за водень.

Типи реакцій нуклеосинтезу ред.

Розглянемо й визначимо, який з них є найбільш істотним для аналізу для випадку подвійних систем НЗ та НЗ/ЧД[оригінальне дослідження?], такі п'ять типів ядерних процесів:

  1. s-процес
  2. r-процес
  3. p-процес
  4. νp-процес[розшифрувати абревіатуру]
  5. rp-процес

Процеси, в яких захоплюються протони ред.

Природу усіх цих процесів, окрім s-процесу, зазвичай відносять до фаз вибухового горіння, які, з певною ймовірністю, пов'язують із колапсом ядра внаслідок спалаху наднової у масивних зорях[1]. У публікації Тгієлеманна та ін. зазначено[1], що класичний p-процес відбувається у зовнішніх шарах зір під час вибухового горіння Ne/O, яке ініціюється проходженням ударної хвилі наднової, і діє за допомогою реакцій фотодезінтеграції, в ході реакції утворюючи сусідні, багаті протонами, ізотопи вже існуючих важких ядер, через що вважається вторинним. На додаток до цього, відомо, що та кількість багатих протонами ізотопів, яка є у природі, не може бути утворена в реакціях захоплення нейтрона. Наразі найбільш переважний механізм для тих 32 p-ізотопів між Se та Hg є фотодезінтеграція (фотоядерна реакція) середовища та важких елементів при високих температурах на пізніх стадіях еволюції масивних зір[2][3].

νp-процес, як зазначили Тгієлеманн та ін.[1], відбувається у вибухових середовищах, коли багата протонами речовина викидається під впливом нейтрино внаслідок колапсу ядра наднової. Отже і цей процес, виходячи з логічних міркувань, не описує нуклеосинтез у кілонових[джерело?]. rp-процес так само відбувається тільки у випадку ядер, збагачених протонами. Зазвичай, такий процес може статися в подвійній системі з нейтронної зорі та зорі-донора, речовина з якої перетікає на компактний об'єкт. У такій конфігурації через великі значенні гравітаційних полів речовина з донора нагрівається до   K.

Процеси захоплення нейтронів ред.

Такі механізми поділяють на два типи — повільний (s-процес) та швидкий (r-процес). Виходячи з роботи Метзґера та ін.[4], який, власне, увів поняття кілонової, характерний час для досягнення піку електромагнітного випромінювання внаслідок зіткнення подвійної системи визначається зі співвідношення:

 
Оскільки час зіткнення має порядок однієї доби, то s-процес практично неможливий, бо він має характерний час перебігу порядку   років.

Перебіг r-процесу в кілонових підтверджує низка авторів. У роботі Латтімера 1974 року[5], після побудови простої моделі взаємодії й обрахунку кількості речовини НЗ, яка викидається до міжзоряного середовища внаслідок зіткнення НЗ та ЧД, було визначено, що викинута кількість речовини може бути доволі добре зіставлена з поширеністю елементів, які утворюються у r-процесі. Висновок роботи полягає, зокрема, у тому, що та частина речовини, яка була викинута, сильно нейтронізована, має достатні концентрації для участі у r-процесі, та, навіть, відповідає спостережній у Сонячній системі поширеності важких елементів. У роботі Ейхлера[6] 1989 року було зазначено, що r-процес також відбувається під час зіткнення двох нейтронних зір. Такий висновок було зроблено з тих міркувань, що у нейтронної зорі-донора при досягненні деякої маси (0,09 M☉) відбувається вибухова денейтронізація, яка описується так званою моделлю «здирання» (англ. stripping) Кларка та Ердлі[7].

Модель «злиття» ред.

Модель «злиття» була вперше якісно описана Фрейбурґгаусом та ін.[8] і являє собою дві нейтронні зорі, які утворюють тісну подвійну систему, і, внаслідок втрати моменту імпульсу на випромінення гравітаційних хвиль, зближуються одна з одною. Як результат, кінцевим об'єктом злиття стає або надмасивна нейтронна зоря або чорна діра, причому частина речовини викидається з системи або у вигляді джета, або у вигляді вітру[8]. У вищезгаданій роботі було зроблено дуже багато вагомих, для теорії кілонових, висновків[оригінальне дослідження?]. По-перше, знову ж таки, обрахунки підтвердили те, що викид маси при взаємодії системи з двох НЗ, який є порядку 0,001 — 0,01 M☉, повністю пояснює поширеність важких елементів r-процесу у Галактиці у випадку, коли вся ця маса є продуктом швидкого нейтронного захоплення. По-друге, визначений регіон r-процесу, який обмежується концентраціями нейтронів  , на якому для найменшого обрахованого значення частки електронів   = 0,05 максимальна температура набуває значення близько 0,5   (тут і далі   K), а для найбільшого   = 0,15 — близько 1,4  . Також, за допомогою графіку нагріву для екстремально малих проміжків часу до температур ядерної статистичної рівноваги, було показано, що умови нуклеосинтезу не залежать від початкових температур викинутої речовини. Крім того, було визначено, що значення   між 0,08 та 0,15 майже ідеально збігаються зі спостережуваною поширеністю важких елементів r-процесу для А > 130. Більші або менші значення зміщують піки до неправильних значень. Така залежність від   пояснюється тим, що в моделі не враховано нейтрино та слабка взаємодія, що автори й запропонували зробити в подальших праця у цьому напрямку.

Модель «здирання» ред.

Якщо початкова система була сильно асиметрична, то існує імовірність реалізації сценарію, описаного у статі Кларка та Ердлі[7]. У цій моделі менш масивна (0,1 M☉) і більш протяжна компактна зоря «поглинається»[9] її важким супутником (1,4 M☉). Донор, таким чином, наближається до останньої стійкої конфігурації нейтронної зорі мінімальної маси та детонує. Інтерес до цієї моделі значно збільшився після реєстрації гравітаційного сигналу GW170817 та гамма-спалаху GRB170817A[10]. Спостереження показали, що багато параметрів цього гамма-спалаху, який виявився доволі пекулярним, близькі до передбачених моделлю «здирання»[11]. Перший змістовний розрахунок процесу нуклеосинтезу в сценарії «здирання» був висвітлений у статі Панова та Юдіна 2020 року[сумнівно — обговорити][9][первинне джерело]. Основні висновки статі наступні:

  1. Достатній для перебігу r-процесу рівень вільних нейтронів N >     підтримується протягом декількох сотень мілісекунд, що достатньо для створення усіх важких ядер аж до урану, для випадків, коли початкова частка електронів, що характеризує ступінь нейтронізації речовини, дорівнює приблизно 0,25 та 0,35. Для двох сценаріїв із більшою часткою електронів (до 0,45) r-процес не йде, і генерація нових елементів відбувається за рахунок (α, X) реакцій, у тому числі, при нагріві речовини ударною хвилею.
  2. Піки в області атомних мас з А   130 та 196 для варіантів із малою часткою електронів добре структуровані та узгоджуються зі спостереженнями.
  3. При утворенні третього піку «залізний» пік елементів з масовими числами близько 80 не вигорає, що відрізняється від динаміки утворення важких елементів у сценарії «злиття», у якому утворюються 2-й та 3-й піки (основний r-процес) у джетах, або формуються тільки 1-й та 2-й піки (неповний r-процес) у вітрі.

Джерела багатих на нейтрони викидів ред.

Метзґер та ін. у статті 2010 року[4], окрім того, що запровадили поняття кілонової, також визначили потенційні джерела багатих на нейтрони викидів речовини з НЗ-НЗ/НЗ-ЧД «злиттів». По-перше, багата на нейтрони речовина може бути викинута припливними силами під час самого «злиття». Кількість цієї динамічно викинутої речовини залежить від НЗ-НЗ/НЗ-ЧД параметрів та рівняння стану НЗ[12]. Оскільки така речовина походить із зовнішньої оболонки НЗ, то її типова частка електронів   0,03 — 0,1[3]. Типова швидкість потоку v   0.1c. Другий варіант — потоки з акреційного диска на більших часових масштабах. Але, попри те, що такі потоки є, зазвичай, багатими на нейтрони, у деяких випадках вони також можуть бути багатими на протони[13]. У такому випадку   0,1 — 0,4, асимптотична швидкість вітру v   0,1 — 0,2c[4].

Джерела ред.

  1. ↑ а б в Thielemann, F.-K.; Arcones, A.; Käppeli, R.; Liebendörfer, M.; Rauscher, T.; Winteler, C.; Fröhlich, C.; Dillmann, I.; Fischer, T. (2011-04). What are the astrophysical sites for the r-process and the production of heavy elements? (PDF). Progress in Particle and Nuclear Physics (англ.). Т. 66, № 2. с. 346—353. doi:10.1016/j.ppnp.2011.01.032. Процитовано 8 грудня 2021.
  2. ↑ Woosley, S. E.; Howard, W. M. (1978-02). The p-process in supernovae. The Astrophysical Journal Supplement Series (англ.). Т. 36. с. 285. doi:10.1086/190501. ISSN 0067-0049. Процитовано 8 грудня 2021.
  3. ↑ а б Haensel, P. & Zdunik, J. L. (March 1990). Equation of state and structure of the crust of an accreting neutron star. Astronomy and Astrophysics (англ.). 229 (1): 117—122. Bibcode:1990A&A...229..117H. ISSN 0004-6361.
  4. ↑ а б в Metzger, B. D.; Martínez-Pinedo, G.; Darbha, S.; Quataert, E.; Arcones, A.; Kasen, D.; Thomas, R.; Nugent, P.; Panov, I. V. (1 червня 2010). Electromagnetic counterparts of compact object mergers powered by the radioactive decay of r-process nuclei. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. Т. 406, № 4. с. 2650—2662. doi:10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x. ISSN 0035-8711. Процитовано 8 грудня 2021.
  5. ↑ Lattimer, J. M. & Schramm, D. N. (Sept. 15, 1974). Black-hole-neutron-star collisions. Astrophysical Journal (pt. 2) (англ.). 192: 145—147. Bibcode:1974ApJ...192L.145L.
  6. ↑ Eichler, David; Livio, Mario; Piran, Tsvi; Schramm, David N. (1989-07). Nucleosynthesis, neutrino bursts and γ-rays from coalescing neutron stars. Nature (англ.). Т. 340, № 6229. с. 126—128. doi:10.1038/340126a0. ISSN 0028-0836. Процитовано 8 грудня 2021.
  7. ↑ а б Clark, J. P. A.; Eardley, D. M. (1977-07). Evolution of close neutron star binaries. The Astrophysical Journal (англ.). Т. 215. с. 311. doi:10.1086/155360. ISSN 0004-637X. Процитовано 8 грудня 2021.
  8. ↑ а б Freiburghaus, C.; Rosswog, S.; Thielemann, F.-K. (10 листопада 1999). r-Process in Neutron Star Mergers. The Astrophysical Journal. Т. 525, № 2. с. L121—L124. doi:10.1086/312343. Процитовано 8 грудня 2021.
  9. ↑ а б Панов, И. В.; Юдин, А. В. (2020). Образование тяжелых элементов при взрыве маломассивной нейтронной звезды в тесной двойной системе. Письма в астрономический журнал: Астрономия и космическая астрофизика. Т. 46, № 08. с. 552—561. doi:10.31857/s0320010820080033. ISSN 0320-0108. Процитовано 8 грудня 2021.
  10. ↑ LIGO Scientific Collaboration and Virgo Collaboration; Abbott, B. P.; Abbott, R.; Abbott, T. D.; Acernese, F.; Ackley, K.; Adams, C.; Adams, T.; Addesso, P. (16 жовтня 2017). GW170817: Observation of Gravitational Waves from a Binary Neutron Star Inspiral. Physical Review Letters. Т. 119, № 16. с. 161101. doi:10.1103/PhysRevLett.119.161101. Процитовано 8 грудня 2021.
  11. ↑ Yudin, A. V.; Razinkova, T. L.; Blinnikov, S. I. (2019-12). Low-Mass Neutron Stars with Rotation. Astronomy Letters. Т. 45, № 12. с. 847—854. doi:10.1134/s1063773719120077. ISSN 1063-7737. Процитовано 8 грудня 2021.
  12. ↑ Rosswog, S.; Price, D. (11 серпня 2007). MAGMA: a three-dimensional, Lagrangian magnetohydrodynamics code for merger applications. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society (англ.). Т. 379, № 3. с. 915—931. doi:10.1111/j.1365-2966.2007.11984.x. ISSN 0035-8711. Процитовано 8 грудня 2021.
  13. ↑ Barzilay, Yudith; Levinson, Amir (2008-08). Structure and nuclear composition of general relativistic, magnetohydrodynamic outflows from neutrino-cooled disks. New Astronomy (англ.). Т. 13, № 6. с. 386—394. doi:10.1016/j.newast.2007.12.002. Процитовано 8 грудня 2021.
Ця стаття може містити оригінальне дослідження. Будь ласка, удоскональте її, перевіривши сумнівні твердження й додавши посилання на джерела. Твердження, які містять лише оригінальне дослідження, мають бути вилучені.
Отримано з https://uk.wikipedia.org/w/index.php?title=Нуклеосинтез_у_кілонових&oldid=41463273