Астронет > Нейтронизация

Астронет: Д. К. Надежин, "Физика Космоса", 1986 Нейтронизация
http://variable-stars.ru/db/msg/1202016

Нейтронизация

- процесс перехода вещества звёзд в нейтронное состояние на заключительных стадиях эволюции звёзд. Вещество, из к-рого образуются звёзды, состоит преимущественно из водорода с нек-рой добавкой гелия и малой примесью более тяжёлых хим. элементов (см. Звездообразование). В звезде, начинающей свою термоядерную эволюцию, на 1 нейтрон звёздного вещества приходится примерно 6 протонов. В конце эволюции это соотношение оказывается совсем другим, на что указывает, напр., существование нейтронных звёзд - конечного продукта звёздной эволюции.

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 $\alpha$ -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:
$(A, Z) + {\rm e}^- \to (A, Z - 1) + \nu$ (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 $\varepsilon_c$ - порог Н.:
$\varepsilon_F > \varepsilon_c= Q_{A,Z}-Q_{A,Z-1}+Q_n$ , (2)
где $\varepsilon_F$ - энергия Ферми без учёта энергии покоя электрона (см. Масса покоя), Q_A,Z - энергия связи ядра (A, Z), a $Q_n=(m_n-m_p-m_e)\cdot c^2$ = 0,7825 МэВ - энергия бета-распада нейтрона. При условии (2) реакция (1), в к-рую вступают электроны с энергией $\varepsilon_e$ в интервале $\varepsilon_c<\varepsilon_e<\varepsilon_F$ , оказывается энергетически выгодной: энергия системы уменьшается в каждом акте на величину $\varepsilon_e-\varepsilon_c$ , 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 $\varepsilon_F$ , заняты, а энергии электронов в бета-распадах не превышают $\varepsilon_c$ .

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 $\varepsilon_F-\varepsilon_c$ , 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: $\rho= (A/Z)m_u N_c$ (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 $\varepsilon_e$ над $\varepsilon_c$ , такое, что уменьшение N_e в реакции (1) в точности компенсируется его увеличением вследствие сжатия вещества. Отличие $\varepsilon_F$ от $\varepsilon_c$ 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, $\varepsilon_F$ 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 $\varepsilon_F$ 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 $\varepsilon_F\approx\varepsilon_c$ , эти повторные реакции явл. неравновесными (в термодинамич. смысле). В них исчезают электроны с такими энергиями, что разность $\varepsilon_F - \varepsilon_c$ в среднем составляет заметную долю от $\varepsilon_F$ . 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 $\rho$ при нейтронизации холодного
звёздного вещества.

Конец каждого пологого участка зависимостей p_e, N_e и $\varepsilon_F$ от плотности отвечает полному превращению ядра (А, Z) в ядро (А, Z_k1) При этом $\rho_{k1}/\rho_{c1}=Z/Z_{k1}$ (равно 13/12 для перехода $^{56}{\rm Fe}\to^{56}{\rm Cr}$ ). Для промежуточных значений плотностей $\rho_{c1}<\rho<\rho_{k1}$ , 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:
$(A,Z) +{\rm e}^-\to(A-k,Z-1)+kn+\nu$ . (3)

Яркий пример - Н. гелия (табл.). Порог реакции (3) для ядер на границе нейтронной стабильности $\varepsilon_c\approx$ 25 МэВ, чему соответствует критич. плотность Н. $\rho_c\approx 4\cdot 10^{11}$ 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 $\varepsilon_{c1}$ , МэВ $\rho_{c1}$ , г/см³ p_c1 дин/см² Вторая реакция нейтронизации $\varepsilon_{c2}$ , МэВ

$^1{\rm H}\to$ n 0,783 $1,22\cdot 10^7$ $3,05\cdot 10^{24}$

$^3{\rm He}\to$ T 0,0186 $2,95\cdot 10^4$ $1,41\cdot 10^{20}$ T $\to$ 3n 9,26

$^4{\rm He}\to$ T+n 20,6 $1,37\cdot 10^{11}$ $3,49\cdot 10^{29}$ T $\to$ 3n 9,26

$^{12}{\rm C}\to ^{12}{\rm B}$ 13,4 $3,90\cdot 10^{10}$ $6,51\cdot 10^{28}$ $^{12}{\rm B}\to ^{12}{\rm Be}$ 11,6

$^{16}{\rm O}\to^{16}{\rm N}$ 10,4 $1,90\cdot 10^{10}$ $2,50\cdot 10^{28}$ $^{16}{\rm N}\to^{16}{\rm C}$ 8,01

$^{20}{\rm Ne}\to^{20}{\rm F}$ 7,03 $6,22\cdot 10^9$ $5,61\cdot 10^{27}$ $^{20}{\rm F}\to^{20}{\rm O}$ 3,82

$^{24}{\rm Mg}\to^{24}{\rm Na}$ 5,52 $3,17\cdot 10^9$ $2,28\cdot 10^{27}$ $^{24}{\rm Na}\to^{24}{\rm Ne}$ 2,47

$^{28}{\rm Si}\to^{28}{\rm Al}$ 4,64 $1,96\cdot 10^9$ $1,20\cdot 10^{27}$ $^{28}{\rm Al}\to^{28}{\rm Mg}$ 1,83

$^{40}{\rm Ca}\to^{40}{\rm K}$ 1,31 $7,79\cdot 10^7$ $1,93\cdot 10^{25}$ $^{40}{\rm K}\to^{40}{\rm Ar}$ 7,51

$^{56}{\rm Fe}\to^{56}{\rm Mn}$ 3,70 $1,15\cdot 10^9$ $5,29\cdot 10^{26}$ $^{56}{\rm Mn}\to^{56}{\rm Cr}$ 1,64

Приведённое выше описание Н. относится в основном к вырожденному и холодному веществу при темп-ре $kT\ll \varepsilon_F$ . При рассмотрении Н. вещество можно считать холодным, если дополнительно $kT\ll \varepsilon_F-\varepsilon_c$ . 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
$(A, Z - 1)\to (A, Z) + {\rm е}^- + \tilde{\nu}$ . (4)
Во-вторых, появляются позитроны, и, хотя их концентрация невелика, реакция
${\rm e}^+ (A, Z - 1)\to (A, Z) + \tilde{\nu}$ (5)
обычно оказывается эффективнее реакции (4). В-третьих, при темп-рах, превышающих $\approx 5\cdot 10^9$ 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)

Д. К. Надежин, "Физика Космоса", 1986
Глоссарий Astronet.ru

Первая реакция нейтронизации	$\varepsilon_{c1}$ , МэВ	$\rho_{c1}$ , г/см³	p_c1 дин/см²	Вторая реакция нейтронизации	$\varepsilon_{c2}$ , МэВ
$^1{\rm H}\to$ n	0,783	$1,22\cdot 10^7$	$3,05\cdot 10^{24}$
$^3{\rm He}\to$ T	0,0186	$2,95\cdot 10^4$	$1,41\cdot 10^{20}$	T $\to$ 3n	9,26
$^4{\rm He}\to$ T+n	20,6	$1,37\cdot 10^{11}$	$3,49\cdot 10^{29}$	T $\to$ 3n	9,26
$^{12}{\rm C}\to ^{12}{\rm B}$	13,4	$3,90\cdot 10^{10}$	$6,51\cdot 10^{28}$	$^{12}{\rm B}\to ^{12}{\rm Be}$	11,6
$^{16}{\rm O}\to^{16}{\rm N}$	10,4	$1,90\cdot 10^{10}$	$2,50\cdot 10^{28}$	$^{16}{\rm N}\to^{16}{\rm C}$	8,01
$^{20}{\rm Ne}\to^{20}{\rm F}$	7,03	$6,22\cdot 10^9$	$5,61\cdot 10^{27}$	$^{20}{\rm F}\to^{20}{\rm O}$	3,82
$^{24}{\rm Mg}\to^{24}{\rm Na}$	5,52	$3,17\cdot 10^9$	$2,28\cdot 10^{27}$	$^{24}{\rm Na}\to^{24}{\rm Ne}$	2,47
$^{28}{\rm Si}\to^{28}{\rm Al}$	4,64	$1,96\cdot 10^9$	$1,20\cdot 10^{27}$	$^{28}{\rm Al}\to^{28}{\rm Mg}$	1,83
$^{40}{\rm Ca}\to^{40}{\rm K}$	1,31	$7,79\cdot 10^7$	$1,93\cdot 10^{25}$	$^{40}{\rm K}\to^{40}{\rm Ar}$	7,51
$^{56}{\rm Fe}\to^{56}{\rm Mn}$	3,70	$1,15\cdot 10^9$	$5,29\cdot 10^{26}$	$^{56}{\rm Mn}\to^{56}{\rm Cr}$	1,64