Rambler's Top100Astronet    
  по текстам   по ключевым словам   в глоссарии   по сайтам   перевод   по каталогу
 

Звездный нуклеосинтез - источник происхождения химических элементов

В.Н.РЫЖОВ

Саратовский государственный технический университет

Рассмотрено современное состояние одной из фундаментальных и достаточно сложных проблем науки - происхождение химических элементов. Обсуждены астрофизические процессы синтеза атомных ядер, обнаруживаемых в природе, отмечены некоторые неопределенности и трудности в решении этой проблемы.

Введение

Проблема происхождения атомов возникла при установлении природы источника энергии Солнца и звезд и при разработке теории Большого Взрыва Вселенной. Проблема источника энергии на Солнце была решена в конце 30-х годов XX века Х. Бете и К. Вейцзекером. На основе расчетов они пришли к выводу, что механизм генерации энергии на Солнце и в других звездах связан с образованием ядер гелия из четырех протонов: р-р-цикл и CNO-цикл (Кочаров Г.Е. // СОЖ. 1996. No 10. С. 99-105). Однако расчеты показали, что в недрах звезд за время существования Вселенной может образоваться относительно мало гелия ($\sim$2%) по сравнению с наблюдаемой его распространенностью ($\sim$25%).

Спустя примерно десятилетие после публикации работ Х. Бете и К. Вейцзекера, Г.А. Гамовым была разработана теория Большого Взрыва Вселенной (Васильев А.Н. // СОЖ. 1996. No 2. С. 82-88). Согласно этой теории, Вселенная прошла эру нуклеосинтеза в самый начальный момент, когда образовались протоны и нейтроны и вслед за ними изотопы водорода, гелия и лития. Предпринятая Г. Гамовым попытка развить космологическую идею образования всех атомов на раннем этапе расширения Вселенной ($\alpha, \beta, \gamma$-теория) путем последовательного присоединения нейтронов и последующими $\beta^{-}$-распадами не увенчалась успехом вследствие возникшей проблемы "провала масс" - отсутствия в природе ядер с массовыми числами 5 и 8: как было установлено, ядра 52He, 53Li и 84Be очень неустойчивые и быстро распадаются.

В тот же период Э. Салпетер показал, что при условиях, характерных для недр звезд, наряду с горением водорода (р-р- и CNO-циклы) возможно горение гелия с образованием углерода. Так возникли первые основные представления ядерного синтеза, большой вклад в развитие которых кроме названных выше ученых внесли У. Фаулер, Ф. Хойл, Дж. и М. Бербиджи, А. Камерон. Согласно современным научным представлениям, практически все химические элементы образовались и образуются в результате процессов, происходящих в звездах, что приводит к эволюционным изменениям состояния звезд. Поэтому проблема образования нуклидов тесно связана также и с вопросами эволюции звезд.

Распространенность атомов и нуклидов

На основе данных о распространенности химических элементов в природе ученые пришли к выводу, что наиболее вероятным источником образования большинства ядер являются последовательности дискретных ядерных процессов, протекающих в недрах звезд, то есть отдельных групп ядерных реакций. Поэтому весьма важно в первую очередь рассмотреть некоторые данные о содержании изотопов атомов и нуклидов в Солнечной системе, звездах и газовых туманностях. Для Земли, метеоритов и Луны содержание элементов определяется непосредственно, хотя и для этих объектов имеются определенные ограничения и трудности. Метеориты, летящие через атмосферу Земли, теряют часть своего вещества, поэтому элементный анализ исследуемых объектов оказывается недостаточно полным. Химический состав планет Солнечной системы менее известен. Сведения о нем основываются в большинстве случаев на величине средней плотности вещества планет. Содержание химических элементов на Солнце, в звездах и газовых межзвездных туманностях определяют методами спектрального анализа, при этом поддается определению только химический состав атмосферы Солнца и звезд. В спектре Солнца отождествлены линии более 70 химических элементов. Однако и в атмосферах звезд и Солнца некоторые элементы не удается обнаружить по объективным причинам. Исходя из наблюдательных данных о распространенности элементов в Солнце было сделано заключение, что в хорошем приближении относительное содержание их согласуется с содержанием элементов для Земли и метеоритов, хотя есть и различия в деталях. Имеется явное расхождение в количестве легких элементов Li и Be, которых в Земле и метеоритах гораздо больше, чем в Солнце. Ядра этих атомов легко разрушаются в ядерных реакциях при температуре Солнца. Земля и метеориты, в свою очередь, бедны легкими летучими элементами.

Впервые таблица распространенности элементов была составлена Г. Зюссом и Г. Юри в 1956 году на основе химического состава земной коры, метеоритов и Солнца. Современные данные о распространенности нуклидов представлены на рис. 1 графической зависимостью содержания нуклидов от массового числа. График завершается последними устойчивыми изотопами Pb и Bi и иллюстрирует многие особенности, отражающие характерные свойства различных процессов нуклеосинтеза. Среди наиболее заметных особенностей выделяется пик группы железа, содержание элементов в котором на 2-3 порядка выше, чем на сглаженной части. Имеются также небольшие двойные пики вблизи массовых чисел 90, 135 и 200.

Рис. 1. Распространенность нуклидов в первичной солнечной туманности по отношению к содержанию кремния, принятого за 106.

Синтез ядер от углерода до группы железа

Образование ядер химических элементов от углерода до группы железа, согласно современным представлениям, происходит в результате гелиевого, углеродного, кислородного, неонового и кремниевого горения в недрах звезд, то есть благодаря термоядерным реакциям, в которых участвуют названные нуклиды. Следует отметить, что расчеты ядерных реакций, протекающих в недрах звезд, не имеют столь высокой надежности в отличие от лабораторных ядерных измерений, так как в лабораторных измерениях энергии сталкивающихся частиц намного превышают значения энергии, обнаруживаемой в недрах звезд. Поэтому полученные лабораторные эффективные сечения $\sigma$, характеризующие вероятность реакций, не могут быть приняты для астрофизических реакций, так как $\sigma$ зависит от энергии сталкивающихся частиц.

Горение гелия. После истощения запасов водорода в ядре звезды в результате р-р- или CNO-циклов он продолжает гореть в слое, который окружает это гелиевое звездное ядро. Масса гелиевого ядра постепенно увеличивается, гравитационные силы в то же время сдавливают ядро звезды, повышая его плотность и температуру. Оболочка звезды, напротив, сильно расширяется, приспосабливаясь к увеличивающейся светимости звезды так, что температура поверхности звезды даже падает. В результате изменившихся физических свойств звезда сходит с главной последовательности диаграммы "спектр-светимость" и превращается в красный гигант.

К моменту, когда в ядре звезды температура достигает 1,5 x 108 К, а плотность 5 x 104 г/см3, начинается так называемая тройная реакция с участием ядер гелия 34He $\rightarrow$ 12C. Еще до экспериментального обнаружения возбужденного состояния ядра 12C Ф. Хойл из чисто астрофизических соображений показал, что для образования углерода в процессе горения гелия должно существовать его возбужденное состояние вблизи порога распада на 8Be и 4He. Несмотря на то что ядро 8Be, образующееся из двух ядер гелия, нестабильно ($\tau\sim10^{-16}~\textrm{с}$), оно успевает провзаимодействовать с ядром 4He. Это взаимодействие является резонансным и сечение $\sigma$ достаточно велико благодаря тому, что энергия второго возбужденного состояния 12С** соответствует 7,65 МэВ и близка к энергии порога распада на нуклиды 8Be + 4He, равной 7,37 МэВ.

Наряду с рассмотренной реакцией возможна реакция с образованием кислорода 12C + 4He $\rightarrow$ 16O + $\gamma$. Относительные количества 12C и 16O в значительной степени определяются скоростями реакций 34He и 12C($\alpha,\gamma$)16O. К сожалению, имеются значительные неопределенности в установлении скорости последней реакции. Образующиеся ядра 16O вступают в реакцию с ядрами 4He и образуют ядра неона 16O + 4He $\rightarrow$ 20Ne + $\gamma$. Ядро 20Ne не обладает энергетическим уровнем, близким к порогу распада на 16O + 4He, и поэтому скорость этой реакции небольшая. Напротив, реакция 20Ne(4He,$\gamma$)24Mg характеризуется многими вероятными резонансами в области температур, соответствующих горению гелия. Процесс горения гелия сопровождается другими реакциями с образованием различных нуклидов. Например, радиоактивный изотоп фтора 18F, образующийся в реакции 14N + 4He $\rightarrow$ 18F + $\gamma$, в результате позитронного распада превращается в изотоп кислорода 18F $\rightarrow$ 18O + e+ + $\nu$. Вслед за образованием 18O последуют реакции 18O + 4He $\rightarrow$ 22Ne + $\gamma$, 18O +4He $\rightarrow$ 21Ne + n и другие с участием гелия.

Горение углерода, кислорода, неона и кремния. Горение гелия приводит к росту звездного ядра, состоящего главным образом из углерода и кислорода. Звездное ядро окружено слоем, в котором продолжается горение He. Когда температура и плотность звездного ядра становятся достаточно большими ($T\approx 5 \cdot 10^8$ K) в результате гравитационного сжатия ядра звезды, начинается слияние ядер углерода с образованием ядер неона, натрия и магния:

$$^{12}\mbox{C} + ^{12}\mbox{C} \rightarrow \left\{\begin{array}{l} ^{20}\mbox{Ne}+^{4}\mbox{He}+4,62 \mbox{~MэВ,}\\ ^{23}\mbox{Na}+p+2,24 \mbox{~MэВ,}\\ ^{24}\mbox{Mg}+\gamma-2,60 \mbox{~MэВ.} \\ \end{array}\right.$$

Одновременно с этими реакциями образуются алюминий, кремний и некоторые другие соседние нуклиды в результате захвата образующимися нуклидами высвободившихся p, n, $\alpha$. Например, 25Al образуется в результате 24Mg + р $\rightarrow$ 25Al + $\gamma$.

Характер горения углерода сильно зависит от массы звезды. В массивных звездах углерод может загораться и продолжать горение в условиях статического равновесия звезды. В звездах массой всего лишь несколько солнечных масс углерод загорается в условиях вырожденного состояния электронов, если вообще сможет образоваться углеродное ядро.

Горение неона характеризуется короткой стадией и заключается в фотодиссоциации 20Ne под действием высокоэнергетических $\gamma$-квантов с отрывом $\alpha$-частицы. Освободившиеся $\alpha$-частицы взаимодействуют с неоном и другими ядрами до тех пор, пока не исчерпается запас неона.

Горение кислорода подразумевает слияние двух ядер 16O при энергиях несколько мегаэлектронвольт ($Т\approx$109К). Эта реакция имеет также несколько каналов:

$$
\begin{array}{l}
^{16}\mbox{O} + ^{16}\mbox{O} \rightarrow \left\{\begin{array}{l} ^{28}\mbox{Si} + ^{4}\mbox{He} + 9,59 \mbox{~MэВ,}\\ ^{31}\mbox{P} +^{1}\mbox{H}+7,68 \mbox{~MэВ,}\\ ^{31}\mbox{S}+n+1,45 \mbox{~MэВ,}\\ \end{array}\right. \\
{} \\
^{16}\mbox{O} + ^{16}\mbox{O} \rightarrow \left\{\begin{array}{l} ^{30}\mbox{Si}+^{1}\mbox{H}+^{1}\mbox{H}+0,39 \mbox{MэВ},\\^{24}\mbox{Mg} + ^{4}\mbox{He} + ^{4}\mbox{He} - 0,39 \mbox{MэВ},\\ ^{27}\mbox{Al}+ ^{4}\mbox{He}+ ^{1}\mbox{H}-1,99 \mbox{MэВ}.\\ \end{array}\right. \\
\end{array}
$$

Вслед за стадией горения 16O по мере роста температуры и плотности следует горение кремния. Однако фотодиссоциации становятся подвержены сложные атомные ядра, а освобождающиеся $\alpha$-, p-, n-частицы взаимодействуют с не успевшими диссоциировать ядрами и образуют более тяжелые ядра, включая ядра железного пика на кривой распространенности элементов. Этот процесс описывается сотней ядерных реакций. В качестве примера приведем две из них:

$$ ^{28}\textrm{Si} + {}^4\textrm{He} \leftrightarrow {}^{32}\textrm{S} + \gamma\,, \qquad {}^{32}\textrm{S} + {}^4\textrm{He} \leftrightarrow {}^{36}\textrm{Ar} + gamma\,.$$

Реакция типа 28Si + 28Si $\rightarrow$ 56Ni + $\gamma$ маловероятна из-за большого кулоновского барьера. Эту реакцию символически можно заменить на следующие:

$$ {}^{28}\textrm{Si} + \gamma \rightarrow 7\cdot{}^4\textrm{He}\,, \qquad {}^{28}\textrm{Si} + 7\cdot{}^4\textrm{He} \rightarrow {}^{56}\textrm{Ni}\,.$$

Ядра 56Ni в результате двух $\beta^-$-распадов превращаются в 56Fe.

Горение кремния является конечной стадией термоядерного синтеза нуклидов в массивных звездах, на которой образуются ядра группы железа, обладающие максимальной удельной энергией связи. Последующий термоядерный синтез в результате присоединения легких ядер ядрами группы железа не имеет места, так как этот процесс должен протекать только с поглощением энергии. Современные методы теоретической астрофизики позволяют рассчитывать модели звезд на содержание продуктов реакций ядерного синтеза на различных стадиях их эволюции. В качестве примера приведем рассчитанное содержание (из работы С. Уосли и Т. Уивера) основных элементов массивной звезды населения типа I на стадии предсверхновой (рис. 2).

Рис. 2. Нуклидный состав основных элементов в звезде населения типа I массой, равной 25 массам Солнца, на стадии предсверхновой в зависимости от внутреннего распределения массы (в долях солнечной массы).

Внутренние изменения нуклидного состава массивных звезд, а следовательно, и отдельные этапы их эволюции можно отобразить схемой, приведенной на рис. 3. Последняя стадия звезды не может существовать долго, так как в центре ее термоядерные реакции угасают. Это состояние звезды называется предсверхновой, предшествующее взрыву звезды вследствие нарушения в ней равновесия.

Рис. 3. Схема эволюции основного нуклидного состава массивной звезды.

Образование тяжелых и сверхтяжелых элементов

Синтез атомных ядер, расположенных в таблице Д. Менделеева за группой железа, согласно отмеченным выше причинам, должен обеспечиваться другими механизмами и, как показали М. и Дж. Бербиджи, У. Фаулер и Ф. Хойл еще в 1957 году, такие нуклиды образуются в результате трех принципиально разных процессов: $s$-, $r$- и $p$-процессов.

$s$-Процесс. Этот процесс представляет собой медленный захват нейтронов, при котором образующиеся неустойчивые ядра распадаются прежде, чем успеют присоединить следующий нейтрон. Поэтому можно заключить, что $s$-процесс идет в недрах звезд при их нормальной стадии эволюции. Рассмотрим физическую сторону медленного захвата нейтронов. Число захватов нейтронов ядрами мишени в единицу времени и в единице объема можно определить следующим образом: $N = n_{1}n_{2}\langle\sigma\nu\rangle$, где $n_{1}$ и $n_{2}$ - концентрации ядер мишени и нейтронов, $\sigma$ - эффективное сечение захвата нейтрона ядром, $\nu$ - относительная скорость участвующих в столкновении частиц. Эффективное сечение захвата нейтронов, как показывают эксперименты, подчиняется соотношению $\sigma \sim 1/\nu$. Следовательно, можно считать $\langle\sigma\nu\rangle$ = const. Тогда время захвата нейтрона одним ядром определяется как $\tau_{n}=[n_{n}\langle\sigma\nu\rangle]^{-1}$. Зная произведение $\langle\sigma\nu\rangle$, а также время захвата нейтронов $\tau_n$ , можно найти концентрацию нейтронов $n_n$ .

Время захвата нейтронов в $s$-процессе оценивают на основе так называемого теплового характерного времени, которое определяется приблизительно отношением гравитационной энергии звезды к ее светимости. Величина $\tau_n$ для всех нормальных звезд больше 104 лет, и, если принять характерное значение $\langle\sigma\nu\rangle$ = 3 x 10- 23 м3/с, можно оценить необходимую концентрацию нейтронов в $s$-процессе. Расчеты дают значение $\sim$1011 м- 3, которое существенно мало по сравнению с общей концентрацией нуклонов в недрах нормальных звезд ($\rho$ > 103 кг/м3, $n$ > 6 x 1029м- 3).

Важным условием протекания $s$-процесса в звездах является источник нейтронов. Имеются две предпочтительные реакции 13C($\alpha$, n) 16O и 22Ne($\alpha$, n) 25Mg, в результате которых освобождается нейтрон. Каждая из них имеет свои недостатки и преимущества. Доказательством участия $s$-процесса в образовании тяжелых элементов служит факт примерно постоянной величины произведения сечения нейтронного захвата $\sigma$ на содержание элемента $n_A$ , образованного в $s$-процессе в интервале между ядрами с заполненными нейтронными оболочками. На рис. 4 приведена зависимость $\sigma n_A$ от массового числа $А$. Как видно из рис. 4, величина $\sigma n_A$ уменьшается для каждого ядра с заполненной оболочкой, а между ними проявляются два плато с $А$ от 90 до 140 и от 140 до 206.

Рис. 4.Кривая $s$-процесса: 1, 2, 3 - изотопы с хорошо известными эффективными сечениями, надежно определенными сечениями и грубо оцененными сечениями захвата нейтронов соответственно; 4 - рассчитанный результат положения нескольких $s$-процессов с различными временами захвата нейтронов.

Примером фрагмента цепочки последовательных ядерных $s$-захватов нейтронов может служить схема

$$^{56}\textrm{Fe} + n \longrightarrow {}^{57}\textrm{Fe} + n \longrightarrow {}^{58}\textrm{Fe} + n \longrightarrow {}^{59}\textrm{Fe} \stackrel{\beta^-}{\longrightarrow}$$

$$\longrightarrow {}^{59}\textrm{Co} + n \longrightarrow {}^{60}\textrm{Co} \stackrel{\beta^-}{\longrightarrow} {}^{60}\textrm{Ni} + n \longrightarrow$$

$$\longrightarrow {}^{61}\textrm{Ni} + n \longrightarrow {}^{62}\textrm{Ni} + n \longrightarrow {}^{63}\textrm{Ni} \stackrel{\beta^-}{\longrightarrow}~~\textrm{и т.д.}$$

Завершаются цепочки превращений $s$-процесса на изотопах свинца и висмута 209Bi, так как последующие нуклиды 210Рo и 211Рo претерпевают $\alpha$-распад с периодом полураспада 138 суток и 0,5 с соответственно, превращаясь в свинец.

$r$-Процесс. Тяжелые и сверхтяжелые элементы, находящиеся в таблице Менделеева за Bi, образуются в результате $r$-процесса. В этом процессе ядро должно быстро последовательно захватить много нейтронов, прежде чем произойдет его $\beta^{-}$-распад. Ядра захватывают нейтроны в реакциях (n, $\gamma$), и захваты продолжаются до тех пор, пока скорость реакции (n, $\gamma$) не уравновесится со скоростью реакции выбивания нейтрона под действием $\gamma$-фотона (либо скоростью $\beta^{-}$-распада). После этого ядро "ждет", пока произойдет $\beta^{-}$-распад, что позволит ему снова захватить нейтроны. Такой процесс может осуществляться при соответствующей концентрации нейтронов и при требуемых параметрах сечений реакции (n, $\gamma$) и скоростей $\beta^{-}$-распадов. Для оценки скоростей $\beta^{-}$-распада очень неустойчивых ядер предлагаются разнообразные схемы и методы, поскольку скорости $\beta^{-}$-распада зависят не только от энергии связи ядра, но и других факторов звездной среды. Разные методики оценивают время задержки ядра до $\beta^{-}$-распада в пределах 0,1 < $\tau_{\beta^{-}}$ < 30 с.

Второе характерное время $r$-процесса - это время, которое требуется для захвата нейтронов. Оно может быть сравнимо со временем взрыва звезды, которое по порядку величины равно времени свободного падения $\tau_g$ в поле тяжести звезды. Предполагая, что полная продолжительность расширения не больше 10$\tau_g$ и 10$\tau_g \leq \tau_{\beta} \leq $ 30 с, можно получить верхний предел начальной концентрации нейтронов для осуществления $r$-процесса, равный 1033 см- 3. Как видно, начальная концентрация нейтронов в звездах должна быть достаточно большой. В последние годы предпринимаются попытки расчетов сетки реакций с учетом неравновесных эффектов. Эти расчеты показывают, что $r$-процесс может наступать и при значительно меньших концентрациях нейтронов.

Возможными астрофизическими условиями протекания $r$-процесса считаются механизмы, являющиеся следствием взрывов сверхновых, так как реакции быстрого захвата нейтронов в стационарных звездах невозможны. Распространяющаяся ударная волна в сверхновой инициирует интенсивное протекание ядерных реакций с выделением нейтронов на 22Ne и 18O либо в гелиевом слое, либо в углерод-неоновом слое. Однако недостаток этих механизмов состоит в том, что реальные модели сверхновых, по-видимому, не могут создать достаточного количества нейтронов, чтобы получить полную картину распространенности $r$-ядер. Окончание $r$-процесса прерывается спонтанным делением сверхтяжелых ядер, поскольку для ядер с большим массовым числом спонтанное деление будет происходить быстрее, чем $\beta^{-}$-распад. При этом продукты деления сверхтяжелых ядер вновь становятся зародышевыми ядрами для дальнейшего протекания $r$-процесса. Согласно расчетам, трек $r$-процесса может доходить до ядер, содержащих 184 нейтрона.

Начальными зародышевыми ядрами в $r$-процессе являются, так же как и для $s$-процесса, ядра группы железа. Поэтому на кривой распространенности ядер (рис. 1) имеются двойные пики вблизи атомных масс 90, 135 и 200, которые коррелируют с магическими числами нейтронов соответственно 50, 82 и 126. Это является отражением того факта, что трек $r$-процесса проходит в нейтроноизбыточной области далеко от полосы стабильности (примерно на 10 нейтронов), в то время как трек s-процесса идет по полосе стабильности (рис. 5).

Рис. 5. Рассчитанные треки $s$- и $r$-процессов.

Заканчивая раздел, следует отметить, что быстрый захват нейтронов был частично реализован в искусственных условиях при взрывах ядерных бомб, начиненных ураном 238U. При взрыве не все ядра успевали делиться с выделением энергии, часть их захватывала до 17 нейтронов 238U + 17n $\rightarrow$ 255U и затем следовала цепочка $\beta^{-}$-распадов с образованием трансурановых элементов вплоть до фермия $^{255}_{92}\textrm{U} \stackrel{\beta^{-}}{\longrightarrow} {}^{255}_{93}\textrm{Np} \stackrel{\beta^{-}}{\longrightarrow}~\ldots~\stackrel{\beta^{-}}{\longrightarrow} {}^{255}_{100}\textrm{NFm}\,.$

$p$-Процесс представляет собой образование редких, богатых протонами ядер путем захвата протонов или позитронов, так как ни одним процессом нейтронного захвата эти ядра не могут быть созданы. К таким ядрам следует в первую очередь отнести изотопы олова 111Sn, 112Sn и 115Sn. Однако физические модели условий протекания $p$-процесса в звездах остаются пока в большей степени неоднозначными по сравнению с процессами захвата нейтронов.

Происхождение легких элементов

Легкие нуклиды 6Li, 7Li, 9Be, 10B и 11B характеризуются более низкой распространенностью и стабильностью по отношению к He, C, N, O и не могут образоваться в процессе обычного нуклеосинтеза в недрах звезд, так как они легко разрушаются 6Li(р, 3He) 4He; 7Li(p, $\gamma$) 8B $\rightarrow$ 24He; 9Be(р, 4He) 6Li; 10B(р, 4He) 7Be; 7Be(e-, $\nu$) 7Li; 11B(p, $\gamma$)34He.

На сегодняшний день общепризнанной гипотезой образования легких ядер являются реакции скалывания - реакции деления ядер C, N, O при столкновении с ядрами H и He либо в космических лучах, либо космических лучей с атомами межзвездных газовых облаков. Космические лучи - это поток заряженных частиц, включая ядра ряда атомов достаточно большой энергии, которые заполняют пространство Галактики. Считается, что основным источником космических лучей являются взрывы сверхновых звезд. В космических лучах содержание Li, Be, B приблизительно на пять порядков больше, чем в звездах. Это указывает на то, что реакции скалывания имеют место в космических лучах. В качестве примера приведем реакции скалывания 12С под действием протонов

$$
^{12}_{6}\textrm{C} + \textrm{p} \rightarrow \left\{
\begin{array}{l} ^{11}_{5}\mbox{B}+2p,\\
^{10}_{5}\mbox{B}+^{3}_{2}\mbox{He},\\
^{7}_{3}\mbox{Li}+^{4}_{2}\mbox{He}+2\mbox{p},\\
^{6}_{3}\mbox{Li}+^{4}_{2}\mbox{He}+^{3}_{2}\mbox{He},\\
^{9}_{4}\mbox{Be}+^{3}_{2}\mbox{He}+\mbox{p}.\\
\end{array}
\right.
$$

Сечение реакции первого канала наибольшее, а последнего наименьшее, то есть сечения находятся в той же последовательности, что и распространенности этих ядер в космических лучах (B > Li > Be). В то же время в Галактике содержание элементов находится в несколько иной последовательности: Li > B > Be. Это расхождение объясняется особым происхождением 7Li. Поэтому следует указать и другие возможные процессы нуклеосинтеза 7Li: 1) реакции скалывания, происходящие в поверхностных слоях сверхновых либо красных гигантов; 2) термоядерные реакции, протекающие в звездах на стадии красного гиганта либо во взрывающихся объектах, - новых и сверхновых; 3) космологический термоядерный синтез на ранней стадии Большого Взрыва Вселенной. Каждый из этих процессов имеет свои проблемы, а ограниченность объема статьи не позволяет их рассмотреть.

Заключение

Образование химических элементов, за исключением водорода и большей части гелия, из которых сформировалась Солнечная система, произошло в звездах предшествующего Солнцу поколения. Есть основания полагать на основе наблюдения продуктов распада исчезнувших короткоживущих изотопов в метеоритах, что Солнечная система образовалась из газопылевого облака - остатка сверхновых ОВ - ассоциации - группировки горячих массивных звезд спектральных классов О и В и имеющих сравнительно короткое время жизни. Эти звезды прошли все этапы звездного нуклеосинтеза и взорвались.

Итак, за последние десятилетия получено достаточно много результатов в выяснении удивительной картины астрофизического нуклеосинтеза. Хотя многие фрагменты этой картины еще не закончены, некоторые, может, даже окажутся неверными, но в основных чертах она столь убедительна, что, несомненно, и впоследствии будет оставаться богатейшим запасом знаний о Вселенной.

Литература

[1]. Ядерная астрофизика / Под ред. Ч. Барнса и др. М.: Мир, 1986. 519 с.
[2]. Тейлер Р.Дж. Происхождение химических элементов. М.: Мир, 1975. 232 с.
[3]. Рыжов В.Н. Эволюция Вселенной и происхождение атомов. Саратов: МВУИП "Сигма-плюс", 1998. 64 с.

Публикации с ключевыми словами: звезды - нуклеосинтез - происхождение элементов - термоядерные реакции - распространенность элементов - химическая эволюция
Публикации со словами: звезды - нуклеосинтез - происхождение элементов - термоядерные реакции - распространенность элементов - химическая эволюция
См. также:
Все публикации на ту же тему >>

Мнение читателя [1]
Оценка: 3.2 [голосов: 72]
 
О рейтинге
Версия для печати Распечатать

Астрометрия - Астрономические инструменты - Астрономическое образование - Астрофизика - История астрономии - Космонавтика, исследование космоса - Любительская астрономия - Планеты и Солнечная система - Солнце


Астронет | Научная сеть | ГАИШ МГУ | Поиск по МГУ | О проекте | Авторам

Комментарии, вопросы? Пишите: info@astronet.ru или сюда

Rambler's Top100 Яндекс цитирования