Нейтронизация

Первый этап увеличения относительной доли нейтронов связан с водородными термоядерными реакциями (см. Водородный цикл и Углеродный цикл), в результате к-рых водород в центральной области звезды полностью превращается в гелий. В веществе, в к-ром прошли водородные реакции, нейтронов и протонов становится примерно поровну. Это обогащение звёздного вещества нейтронами не оказывает решающего влияния на строение звезды, главное здесь - выделение энергии в термоядерных реакциях синтеза гелия. Последующие термоядерные реакции протекают без увеличения числа нейтронов. Новые, более тяжёлые атомные ядра образуются в основном путём последоват. присоединений -частиц (ядер гелия).

Однако на заключит. стадиях эволюции звёзд плотность вещества сильно возрастает и электронный газ становится вырожденным (см. Вырожденный газ). Энергия вырожденных электронов достигает такой величины, что они уже могут преодолевать энергетич. барьер и захватываться атомными ядрами. Начинают идти процессы т.н. обратного бета-распада, посредством к-рых протоны превращаются внутри атомных ядер в нейтроны. Именно этот процесс множественного захвата электронов атомными ядрами, сопровождающийся излучением нейтрино, называют Н.

Реакция захвата электронов атомными ядрами (A, Z) (А - массовое число, Z - порядковый номер элемента) имеет вид:
(1)
Энергетич. порог реакции (1), как правило, велик, поэтому только при высоких плотностях вещества, характерных для конечных стадий эволюции звёзд, энергия Ферми электронов может превысить критическую величину - порог Н.:
, (2)
где - энергия Ферми без учёта энергии покоя электрона (см. Масса покоя), Q_A,Z - энергия связи ядра (A, Z), a = 0,7825 МэВ - энергия бета-распада нейтрона. При условии (2) реакция (1), в к-рую вступают электроны с энергией в интервале , оказывается энергетически выгодной: энергия системы уменьшается в каждом акте на величину , уносимую нейтрино. Продукт Н.- радиоактивные ядра (A, Z - 1), они устойчивы в вырожденном веществе, поскольку их распад запрещён принципом Паули: все уровни с энергиями, меньшими , заняты, а энергии электронов в бета-распадах не превышают .

Пороги Н. для ряда атомных ядер, образующихся на последоват. стадиях термоядерной эволюции звёзд, рассчитанные по ф-ле (2), представлены в таблице (2-й столбец). В 1-м и 5-м столбцах даны сокращённые записи реакций Н. (опущены символы электрона и нейтрино). Характеристики электронного газа в момент начала Н. фиксируются условием , из к-рого однозначно определяются критич. значения числа электронов в ед. объёма N_c и электронного давления p_c (4-й столбец). В 3-м столбце приведена критич. плотность Н., вычисленная в предположении, что вещество состоит целиком из нейтронизуемого хим. элемента: (m_u - атомная ед. массы).

В случае достаточно медленного (квазистатического) сжатия число электронов в ед. объёма N_e и давление электронов р_e, остаются практически неизменными и равными их начальным значениям N_c и р_c, пока не исчерпается весь исходный хим. элемент. При этом устанавливается небольшое превышение над , такое, что уменьшение N_e в реакции (1) в точности компенсируется его увеличением вследствие сжатия вещества. Отличие от тем меньше, чем медленнее сжатие, скорость к-рого определяется условиями гидростатич. равновесия звезды; напр., в случае белого карлика причинами сжатия могут быть потери энергии посредством светового и нейтринного излучений или увеличение его массы за счёт аккреции.

Зависимости p_e, и N_e от плотности медленно сжимающегося и нейтронизующегося вещества имеют ступенчатый вид: пологие, почти горизонтальные, участки соответствуют протеканию реакций (1), а крутые подъёмы - временному прекращению Н. до того момента, пока не достигнет нового возросшего порога Н. (рис.). Каждому пологому участку может соответствовать не одна, а неск. реакций типа (1). Это связано с тем, что порог Н. ядра (A, Z- 1) часто бывает меньше, чем у исходного ядра (A, Z). В результате за первой реакцией Н. быстро следует вторая реакция и т.д., пока не образуется ядро (A, Z_k1) с Z_k1 < Z и порогом Н., большим, чем у ядра (A, Z). В отличие от первой реакции Н., для к-рой , эти повторные реакции явл. неравновесными (в термодинамич. смысле). В них исчезают электроны с такими энергиями, что разность в среднем составляет заметную долю от . Это вызывает неравновесную перестройку распределения Ферми электронов, сопровождающуюся выделением теплоты. Т.о., несмотря на то что нейтрино уносит почти всю освобождающуюся энергию (за исключением ничтожно малой доли, передаваемой ядру в соответствии с законом сохранения импульса), нейтронизуемое вещество может всё же нагреваться. Такой источник теплоты учитывают, в частности, при расчётах теплового баланса белых карликов.

Зависимость (качественная) давления р от плотности при нейтронизации холодного звёздного вещества.

Конец каждого пологого участка зависимостей p_e, N_e и от плотности отвечает полному превращению ядра (А, Z) в ядро (А, Z_k1) При этом (равно 13/12 для перехода ). Для промежуточных значений плотностей , вещество представляет собой смесь этих ядер.

Цепочка реакций (1) в конце концов приводит к образованию сильно перегруженных нейтронами ядер, к-рые находятся на границе стабильности по отношению к выбросу нейтронов. Как только ядро (А, Z - 1) оказывается неустойчивым по отношению к выбросу нейтронов, Н. продолжается с выделением в каждом акте одного или нескольких нейтронов:
. (3)

Яркий пример - Н. гелия (табл.). Порог реакции (3) для ядер на границе нейтронной стабильности 25 МэВ, чему соответствует критич. плотность Н. г/см³ (с учётом, что A/Z = 3-4). При дальнейшем повышении плотности Н. вступает в конечную фазу: в смеси из свободных нейтронов и предельно перегруженных нейтронами ядер равновесие сдвигается с ростом плотности в сторону преобладания нейтронов. Переход к ядерным плотностям можно считать концом процесса Н. Таблица. Пороги нейтронизации

Первая реакция нейтронизации	, МэВ	, г/см3	pc1 дин/см2	Вторая реакция нейтронизации	, МэВ
n	0,783
T	0,0186			T3n	9,26
T+n	20,6			T3n	9,26
	13,4				11,6
	10,4				8,01
	7,03				3,82
	5,52				2,47
	4,64				1,83
	1,31				7,51
	3,70				1,64

Приведённое выше описание Н. относится в основном к вырожденному и холодному веществу при темп-ре . При рассмотрении Н. вещество можно считать холодным, если дополнительно . Эти неравенства могут нарушаться на конечных стадиях эволюции массивных звёзд и в процессе гравитационного коллапса, когда звёздное вещество оказывается относительно горячим. Н. горячего вещества обладает рядом особенностей. Во-первых, становится возможным бета-распад
. (4)
Во-вторых, появляются позитроны, и, хотя их концентрация невелика, реакция
(5)
обычно оказывается эффективнее реакции (4). В-третьих, при темп-рах, превышающих K, ядерные реакции становятся столь быстрыми, что устанавливаются вполне определённые концентрации различных атомных ядер, зависящие только от темп-ры, плотности и соотношения между полным числом нейтронов и протонов в системе (с учётом как свободных, так и связанных в ядрах). Это последнее соотношение регулируется реакциями (1), (4) и (5). В них участвуют ядра как в основных, так и в возбуждённых состояниях, а также свободные нейтроны и протоны. Появление новых нейтронов в реакции (1) компенсируется их исчезновением в реакциях (4) и (5) - устанавливается т.н. кинетич. равновесие бета-процессов. С увеличением плотности равновесие сдвигается в сторону преобладания нейтронов.

Н. явл. одной из главных причин потери устойчивости достаточно массивных звёзд в конце их эволюции и перехода этих звёзд в состояние гравитац. коллапса, в процессе к-рого интенсивность Н. резко усиливается. Испускаемые в процессе Н. нейтрино определяют параметры мощного всплеска нейтринного излучения, сопутствующего образованию нейтронных звёзд и чёрных дыр.

Н. также имеет важное значение и для др. астрофизич. проблем. Так, от её особенностей существенно зависят физ. условия внутри массивных белых карликов (с массой, близкой к пределу Чандрасекара).

Н. представляет собой сложный физ. процесс, исследование к-рого опирается на достижения теории строения звёзд, ядерной физики, термодинамики и теории слабых взаимодействий.

(Д.К. Надёжин)