Nukleare reaktioner i stjerner

Kernereaktioner i stjerner er deres vigtigste energikilde. De giver en stor energifrigivelse pr. masseenhed, hvilket gør det muligt for stjerner at opretholde høj lysstyrke i lang tid. I disse reaktionerdannes de fleste af de kemiske grundstoffer , der findes i naturen - nukleosyntese forekommer . Forløbet af nukleare reaktioner er muligt på grund af den høje temperatur i stjernernes indre, deres hastighed afhænger af temperatur og tæthed.

De vigtigste kernereaktioner i stjerner er hydrogenkerneforbrændingsreaktioner , som resulterer i, at fire protoner bliver til en helium-4- kerne . I løbet af hovedsekvensstadiet , som fylder omkring 90 % af en stjernes levetid, finder disse reaktioner sted i dens kerne. Forbrændingen af brint foregår på to måder: i proton-proton-cyklussen og i CNO-cyklussen .

Efterfølgende reaktioner kan kun finde sted i ret massive stjerner - på grund af disse reaktioner får stjerner væsentligt mindre energi end ved forbrænding af brint, men de fleste af de resterende kemiske grundstoffer dannes i dem. Den første af disse reaktioner er den nukleare forbrænding af helium , hvor kulstof og oxygen syntetiseres . Efter forbrændingen af helium begynder den nukleare forbrænding af kulstof , neon , oxygen og til sidst silicium - i disse reaktioner syntetiseres forskellige grundstoffer op til jerntoppen , hvoraf den tungeste er zink . Syntesen af tungere kemiske grundstoffer er energetisk ugunstig og forekommer ikke ved termodynamisk ligevægt , men under visse forhold, for eksempel under supernovaeksplosioner , er det også muligt. Tunge grundstoffer dannes under s-processen og r-processen , hvor kerner fanger neutroner , samt p-processen , hvor kernen for eksempel kan fange protoner.

Spørgsmålet om stjerners energikilde opstod, efter at loven om bevarelse af energi blev formuleret - i 40'erne af XIX århundrede. Hypotesen om, at energi frigives under omdannelsen af brint til helium, blev fremsat i 1920 af Arthur Eddington , hvorefter kæder af reaktioner, der er karakteristiske for denne proces, blev opdaget. I 1941 beregnede Martin Schwarzschild en model af Solen med en termonuklear energikilde og var i stand til teoretisk at forudsige nogle af Solens observerede egenskaber – dermed blev teorien om termonuklear fusion i stjerners indre bekræftet. Senere opdagede man muligheden for, at andre reaktioner kunne forekomme i stjerners indre, og i 1957 blev der publiceret en artikel B²FH , hvor oprindelsen af de fleste kemiske grundstoffer blev forklaret med god nøjagtighed.

Generel information

Energifrigivelse

Kernereaktioner og først og fremmest termonukleare reaktioner, hvor mere massive reaktioner syntetiseres fra kerner med lav masse, er hovedkilden til stjerneenergi, og brints kerneforbrændingsreaktioner yder det største bidrag til den samlede mængde frigivet energi (se nedenfor ) [3] [ 4] . Den samlede energifrigivelse i kernereaktioner pr. masseenhed er ret stor og gør det muligt for stjerner at opretholde høj lysstyrke i lang tid: Solens lysstyrke er for eksempel 4⋅10 26 W , og den samlede levetid vil være omkring 10 10 år [5] [6] .

Massen af kernerne er mindre end den samlede masse af deres konstituerende nukleoner på grund af bindingsenergien i kernerne. I termonukleære reaktioner, hvor kerner dannes med en højere bindingsenergi end tidligere, omdannes en del af massen til energi i forholdet , hvor lysets hastighed er . For eksempel, når fire protoner omdannes til en heliumkerne , frigives omkring 7 MeV pr. nukleon , mens restens energi af en nukleon er 1 GeV , således at når brint omdannes til helium, omdannes 0,7% af massen til energi [5] [7] , og for 1 kg brint omdannet til helium frigives 6,4⋅10 14 J energi [8] . $m$ $E$ $E=mc^{2}$ $c$

Det meste af energien omdannes til varme, som gradvist genudsendes af fotoner til stjernens overflade, hvorefter den udstråles i form af fotoner fra dens overflade [9] . En lille del af energien frigives i form af neutrinoer , som frit forlader stjernen uden at interagere med dens stof [5] .

Nukleosyntese

Som et resultat af nukleare reaktioner dannes kernerne af forskellige kemiske elementer. Stjerner med lille masse er i stand til at syntetisere helium fra brint [10] , mere massive stjerner kan understøtte andre reaktioner, hvor tungere grundstoffer dannes, op til jerntoppen , hvor kernerne har den maksimale specifikke bindingsenergi (se nedenfor ) [11] . Syntesen af endnu tungere grundstoffer er energetisk ugunstig, men den kan også forekomme under visse forhold, for eksempel i nærværelse af frie neutroner (se nedenfor ) [3] . Selvom de reaktioner, der finder sted efter den nukleare forbrænding af brint, ikke er så vigtige i forhold til den samlede energifrigivelse, er det i dem, at de fleste af de kemiske grundstoffer, der er tungere end helium, syntetiseres [12] .

Den gradvise ændring i stjerners kemiske sammensætning som følge af kernereaktioner er årsagen til deres udvikling [13] . Grundstoffer syntetiseret i stjerner trænger ind i det omgivende rum på forskellige måder: for eksempel under supernovaeksplosioner [14] , selvom det ikke er fuldstændigt, efterlader en del af stoffet ikke de kompakte rester af stjerner [15] . Stjerner spiller en nøglerolle i nukleosyntesen , produktionen af de fleste kemiske grundstoffer og deres berigelse af det interstellare medium [3] .

Forhold i stjernerne

Nukleoner i atomkerner er bundet af kernekræfter , men disse kræfter virker kun på små afstande - i størrelsesorden af kernens størrelse, mens Coulomb-frastødningen dominerer ved større afstande . Dette betyder, at for at en termonukleær reaktion kan opstå (to kerner nærmede sig tilstrækkeligt, og den nukleare interaktion begyndte at sejre), er kernerne nødt til at overvinde Coulomb-barrieren [16] .

I stjerners indre er temperaturen høj nok til, at kernerne kan overvinde Coulomb-barrieren. Inden for rammerne af klassisk mekanik er sandsynligheden for dette ubetydelig - for eksempel for Solen er temperaturen i midten omkring 10 7 K , hvilket svarer til en gennemsnitlig energi i størrelsesordenen 1 keV , og for at overvinde Coulomb barriere mellem to protoner , er der behov for en energi i størrelsesordenen 1 MeV - 1000 gange mere. Med den Maxwellske fordeling af partikler over hastigheder er det kun alle partikler, det vil sige 10 −430 , der har sådan energi, mens der i Solen kun er omkring 10 57 partikler. Men i virkeligheden, på grund af tunneleffekten , stiger sandsynligheden for at overvinde Coulomb-barrieren markant: med en vis sandsynlighed kan partikler med meget lavere energi også overvinde den [16] [17] . $e^{-1000}$

Reaktionshastighed

Vi kan overveje to typer partikler, og , i vekselvirkningen af hvilke en nuklear reaktion er mulig. Hvis deres koncentrationer er og , mens den relative hastighed af en gruppe af partikler og en gruppe af partikler er , så er antallet af reaktioner pr. volumenenhed udtrykt med formlen [19] [20] : $EN$ $B$ $n_{A}$ $n_{B}$ $EN$ $B$ $v_{r}$ $r_{AB}$

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

I denne formel er det nukleare effektive tværsnit en parameter, der karakteriserer sandsynligheden for en given reaktion. Det har arealdimensionen og afhænger af den hastighed , hvormed partiklerne støder sammen. Modellen med sådanne to grupper af partikler er imidlertid ikke egnet til spørgsmålet om stjerner: de relative hastigheder af partikler i dem er beskrevet af den maxwellske fordeling , så udtrykket for reaktionshastigheden antager en anden form [19] [20] : $\sigma (v_{r})$ $v_{r}$ $\Phi (v_{r})$

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

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

Mængden kaldes reaktionshastigheden til et par partikler. Hvis reaktioner mellem identiske partikler tages i betragtning, er formlen for som følger [komm. 1] [19] [20] : $\lambda _{AB}$ $r_{AB}$

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

Den Maxwellske fordeling er givet ved formlen [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}

hvor er den reducerede masse af partikler, er Boltzmann-konstanten og er temperaturen. Det effektive tværsnit for nukleare reaktioner er proportionalt med sandsynligheden for at overvinde Coulomb-barrieren og afhænger af partiklens kinetiske energi [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}\right]

Her er en konstant, der kun afhænger af egenskaberne for de kerner, der deltager i reaktionen, kaldet Gamow-energien. er en funktion, der er svagt afhængig af , så den kan også betragtes som en konstant. Substitution af disse værdier i formlen for og derefter for udbytter [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

En vigtig konsekvens af denne formel er forholdet mellem reaktionshastigheden og temperaturen [21] :

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

Temperaturfølsomhed

For enhver reaktion ved en given temperatur kan dens følsomhed over for temperaturændringer bestemmes [22] :

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

Hvis det var det samme for forskellige temperaturer, så ville temperaturafhængigheden af reaktionshastigheden se ud . Faktisk ændres det med temperaturen, men ret langsomt, da tilnærmelsen derfor ofte bruges til at beskrive reaktionens følsomhed over for temperatur . Derefter udtrykkes kraften af energifrigivelse per volumenhed som , hvor er stoffets massefylde, og er proportionalitetskoefficienten [23] . $\nu$ ${\displaystyle r_{AB}\propto T^{\nu ))$ $\nu$ $\nu \propto T^{-1/3}$ ${\displaystyle r_{AB}\propto T^{\nu ))$ $\varepsilon$ ${\displaystyle \varepsilon =\rho ^{2}T^{\nu }\varepsilon _{0))$ $\rho$ $\varepsilon_{0}$

Nukleosyntesereaktioner

Nuklear forbrænding af deuterium og lithium

Deuterium og lithium er sjældne grundstoffer, så forbrændingen af disse grundstoffer i kernereaktioner afsluttes relativt hurtigt og giver ikke meget energi. Reaktioner, der involverer disse grundstoffer, forløber imidlertid ved en relativt lav temperatur, ved hvilken kerneforbrænding af brint stadig er umulig (se nedenfor ). Derfor er den nukleare forbrænding af deuterium og lithium reaktioner, der begynder først i stjerner, selv på protostjernestadiet . Disse reaktioner finder også sted i brune dværge - objekter, hvis masse er for lille til at starte en stabil nuklear forbrænding af brint og blive til stjerner [24] . Den periode, hvori disse elementer brænder ud i en stjerne eller brun dværg, afhænger også af objektets masse, så information om forekomsten af disse elementer giver os mulighed for at bestemme nogle parametre for stjerner og brune dværge: for eksempel i den laveste masse stjerner, brænder lithium ud om 100 millioner år, så tilstedeværelsen af dette grundstof i et ældre objekt indikerer, at det er en brun dværg [25] [26] .

Nuklear forbrænding af deuterium er mulig ved temperaturer ikke mindre end 5⋅10 5 K , og det er dens mulighed, der bestemmer den nedre grænse for massen af en brun dværg - 0,013 M ⊙ . Forbrændingen af deuterium er hovedsageligt fusionen af et deuteron med en proton og dannelsen af en helium-3 kerne [27] :

{\ce {d + p -> ^3_2He + \gamma))

Nuklear forbrænding af lithium kræver en temperatur på mindst 2⋅10 6 K , hvilket opnås i genstande med en masse på mindst 0,055–0,060 M ⊙ . Denne reaktion er fusionen af en lithium-7- kerne med en proton, som producerer to helium-4- kerner [28] [29] :

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2He + ^4_2He))

Nuklear afbrænding af brint

Det meste af massen af stjerner - omkring 70% - er brint, hvis omdannelse til helium frigiver en stor mængde energi pr. nukleon. I kæden af nukleare reaktioner, der fører til dannelsen af jern, grundstoffet med den højeste bindingsenergi pr. nukleon, kommer omkring 70% af den frigivne energi fra reaktionerne med at omdanne brint til helium. Derudover er stjernernes lysstyrke, mens de forbrænder brint i kernen og er på hovedsekvensen , mindre end i de følgende stadier, så dette stadie optager det meste af en stjernes levetid - omkring 90 % [30] , og de fleste stjerner i universet er hovedsekvensstjernesekvenser [4] . Selv når brinten i kernen er opbrugt, og stjernen har forladt hovedsekvensen, kan den nukleare forbrænding af brint stadig forekomme, for eksempel i en skal omkring kernen - i en lagkilde [31] .

Nuklear forbrænding af brint bliver mulig ved en temperatur på mindst 3⋅10 6 K [27] . Ikke kun stjerner, men også de mest massive brune dværge, der er tungere end 0,06 M ⊙ , kan understøtte kerneforbrændingen af brint , men forskellen mellem disse objekter er, at brune dværge holder op med at forbrænde brint, når de når ligevægt. Minimumsmassen af et objekt for at blive en stjerne og forbrænde brint i lang tid er 0,075 M ⊙ [32] .

Den nukleare forbrænding af brint, selvom den kan gå på forskellige måder, reduceres til en type reaktion med frigivelse af 27,3 MeV energi, det vil sige omkring 7 MeV pr. nukleon [komm. 2] [33] . Neutrinoer produceres også: den brøkdel af energi, der føres bort af dem, er forskellig for forskellige veje for en given reaktion [34] . De to hovedveje for brintforbrænding er proton-proton-cyklussen og CNO-cyklussen , og i begge er forskellige kæder af reaktioner mulige. CNO-cyklussen katalyseres af kulstof- , nitrogen- og oxygenkerner og er mere temperaturfølsom end proton-proton-cyklussen [35] . Proton-proton-cyklussen yder hovedbidraget til energifrigivelsen i stjerner med en masse mindre end 1,5 M ⊙ , hvor den centrale temperatur er under 1,8⋅10 7 K, mens CNO-cyklussen dominerer i mere massive stjerner med varmere kerner. Solen med en central temperatur på 1,6⋅10 7 K frigiver kun 10% af sin energi i CNO-cyklussen [36] [37] [38] . CNO-cyklussen er også hovedmetoden til nuklear forbrænding af brint, hvis det sker i en lagdelt kilde [39] . ${\ce {4p -> ^4_2He}}$

CNO-cyklussen kræver tilstedeværelsen af kulstof, nitrogen og oxygen i stjernestoffet. Hvis disse grundstoffer ikke er nok - mindre end 10 −10 -10 −9 masser af stjernen, kan CNO-cyklussen ikke passere, og proton-proton-cyklussen forbliver den eneste energikilde. For at frigive nok energi med dens hjælp til at opretholde hydrostatisk ligevægt , tvinges stjernens kerne til at trække sig sammen og varmes op meget mere end for en stjerne med normal metallicitet . I dette tilfælde kan temperaturen i midten af massive stjerner nå op på 100 millioner kelvin, hvilket allerede er nok til den tredobbelte alfaproces, der involverer helium (se nedenfor ). Denne reaktion producerer kulstof , og når der er nok af det, begynder energi at blive frigivet på grund af CNO-cyklussen, og temperaturen og trykket i stjernens kerne falder til de værdier, der observeres i normale stjerner. Det menes, at det beskrevne scenarie blev realiseret i hypotetisk population III- stjerner : de skulle være blevet dannet af stof dannet under primær nukleosyntese , som praktisk talt ikke indeholdt grundstoffer, der var tungere end helium [40] . Sådanne elementer blev først dannet netop i disse stjerner, hvoraf de mest massive hurtigt fuldendte deres udvikling og slyngede stof beriget med disse elementer ud i det interstellare medium . Det var ud fra dette materiale, at stjernerne i Population II og Population I efterfølgende blev dannet [41] [42] .

Proton-proton cyklus

Proton-proton-cyklussen (eller pp-cyklussen) omfatter tre hovedkæder af reaktioner: ppI, ppII og ppIII. De første to reaktioner, som resulterer i dannelsen af en deuteriumkerne, og derefter helium-3, er fælles for alle kæder [44] :

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

{\ce {d + p -> ^3_2He + \gamma))

Da systemet med to protoner er ustabilt, for at den første af disse reaktioner kan forekomme, er det nødvendigt, at en af protonerne, når de nærmer sig, oplever beta-henfald , hvori der dannes en neutron, positron og elektronneutrino . Sandsynligheden for dette er lille, så denne reaktion er den langsomste, og det er denne reaktion, der bestemmer hastigheden af hele pp-cyklussen [44] [45] . Deuterium kan også dannes ved fusion af to protoner med en elektron, men kun 0,25% af alle deuteriumkerner syntetiseres i en sådan reaktion [46] :

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

Ved temperaturer over 5⋅10 6 K bliver yderligere reaktioner ret hurtige, hvor der dannes helium-4 kerner. Under de forhold, der finder sted i Solens centrum, reagerer helium-3-kernen dannet efter disse reaktioner med en sandsynlighed på 69% med en anden helium-3-kerne, hvorunder der dannes en helium-4-kerne og to protoner [47 ] :

{\ce {^3_2He + ^3_2He -> ^4_2He + 2p))

En kæde af reaktioner, hvor en heliumkerne dannes på denne måde, kaldes en ppI-gren. I alt optræder to neutrinoer i ppI-grenen for en helium-4-kerne, den gennemsnitlige energi for hver neutrino er 0,263 MeV , det vil sige, at der i gennemsnit udsendes 2,0% af energien i form af neutrinoer [47] .

Ellers reagerer helium-3-kernen i 31% af tilfældene for Solen med helium-4-kernen, og beryllium-7- kernen dannes [47] :

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

Der er igen to mulige veje. Den første, der forekommer i Solen med en sandsynlighed på 99,7 %, er ppII-grenen [47] :

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

{\ce {^7_3Li + p -> ^4_2He + ^4_2He))

Den anden af disse stier går til Solen med en sandsynlighed på kun 0,3 % - ppIII-grenen [47] :

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

{\displaystyle {\ce {^8_5B -> 2 ^4_2He + e^+ + \nu_{e))))

Neutrinoer produceret i reaktioner af ppII- og ppIII-grenene har gennemsnitsenergier på henholdsvis 0,80 MeV og 7,2 MeV, således at neutrinoer transporterer 4,0% af energien i reaktioner af ppII-grenen og 27,9% i ppIII [47] .

Når temperaturen stiger, øges sandsynligheden for, at reaktionen fører til ppII- og ppIII-kæder. Derudover stiger sandsynligheden for implementering af ppIII-grenen i sammenligning med ppII også med stigende temperatur. Generelt er følsomheden af pp-cyklussen over for temperatur (se ovenfor ) ikke høj: den varierer fra omkring 6 ved en temperatur på 5⋅10 6 K til omkring 3,5 ved en temperatur på 2⋅10 7 K, normalt taget som gennemsnit 4 [45] . ${\ce {^3_2He + ^4_2He -> ^7_4Be + \gamma))$ $\nu$

CNO-cyklus

I CNO-cyklussen dannes helium fra brint gennem successive fangster af protoner af kulstof- , nitrogen- og iltkerner . Disse grundstoffer i sig selv forbruges ikke og produceres ikke, derfor fungerer de som katalysatorer for omdannelsen af brint til helium. CNO-cyklussen omfatter tre forskellige, delvist overlappende reaktionskæder: cyklusser CNOI, CNOII, CNOIII [48] [49] .

CNOI-cyklussen, også kaldet CN-cyklussen, ser sådan ud [49] :

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

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

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

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

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

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

CNOII-cyklussen, også kaldet NO-cyklussen, går sådan her [49] :

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

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

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

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

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

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

CNOIII-cyklussen består af følgende reaktioner [49] :

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

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

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

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

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

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

I gennemsnit føres en større del af energien bort i neutrinoernes CNO-cyklus end i pp-cyklussen [50] . CNO-cyklussen er meget mere følsom over for temperatur end pp-cyklus - ved en temperatur på 10 7 K er værdien (se ovenfor ) for den 18. Ud over det faktum, at massive stjerner med en høj kerne temperaturfrigivelsesenergi hovedsageligt i CNO-cyklus, dens høje temperaturfølsomhed har en anden konsekvens. Hvis energi i en stjerne frigives hovedsageligt i CNO-cyklussen, så er forløbet af kernereaktioner og energifrigivelse stærkt koncentreret i midten, hvilket fører til dannelsen af en konvektiv zone i kernen [38] . $\nu$

Nuklear forbrænding af helium

Nuklear heliumforbrænding - reaktioner, der forbruger helium - begynder først, efter at stjernen har forladt hovedsekvensen. For at passere disse reaktioner kræves en temperatur på mindst 10 8 K , hvilket opnås i stjerner med en masse på mindst 0,5 M ⊙ . Hovedreaktionen ved helium-kerneforbrænding - den tredobbelte alfa-proces - reduceres til en reaktion med en energifrigivelse på 7,27 MeV, hvilket er omkring 0,6 MeV pr. nukleon - en størrelsesorden mindre end ved nuklear forbrænding af brint (se ovenfor ). Perioden for nuklear afbrænding af helium er cirka 100 gange kortere end nuklear afbrænding af brint ved en fast stjernemasse [51] [52] . ${\ce {3^4_2He -> ^12_6C))$

Omdannelsen af helium til kulstof sker som følger. Først danner to heliumkerner, der kolliderer, en beryllium-8- kerne [51] [52] :

{\ce {^4_2He + ^4_2He -> ^8_4Be))

Denne reaktion er endoterm og absorberer 92 keV, hvilket forårsager en høj temperaturtærskel for heliumforbrænding. Derudover er beryllium-8 meget ustabil: dens levetid er 2,6⋅10 −16 sekunder, så en sådan kerne henfalder i de fleste tilfælde igen til to heliumkerner. For at en kulstofkerne kan dannes, skal en berylliumkerne kollidere med en heliumkerne, indtil den henfalder [51] [52] [53] :

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

Denne reaktion er også endoterm og absorberer 288 keV. Som et resultat af denne reaktion er kulstofkernen i en exciteret tilstand - den er ustabil og med stor sandsynlighed henfalder tilbage til en berylliumkerne og en heliumkerne: ligevægtskoncentrationen af kulstof er endnu mindre end koncentrationen af beryllium. I kun ét tilfælde ud af cirka 2500 reaktioner, går kernen over i grundtilstanden og bliver stabil, hvilket frigiver 7,65 MeV energi [53] :

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

Med en stigning i temperaturen stiger frekvensen af reaktioner med to heliumkerner, det vil sige, at ligevægtskoncentrationen af beryllium stiger. Derudover øges det effektive tværsnit af den anden reaktion med stigende temperatur. Dette fører til, at den tredobbelte alfa-proces er meget følsom over for temperatur: ved en temperatur på 10 8 K er værdien (se ovenfor ) 40, og ved en temperatur på 2⋅10 8 K er den 20 [52 ] . $\nu$

Ud over den tredobbelte alfaproces kan helium også indtages i andre reaktioner, for eksempel [54] :

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

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

Også i reaktioner, der involverer helium, er syntesen af tungere grundstoffer også mulig, men hastigheden af disse reaktioner under de betingelser, der opnås i stjerner under den tredobbelte alfa-proces, er meget lav. Således producerer den nukleare forbrænding af helium ikke kun kulstof, men også ilt , såvel som en lille mængde neon . Derudover, når fraktionen af helium i stjernen mærkbart falder på grund af den tredobbelte alfa-proces, begynder dannelsen af iltkerner at bidrage til energifrigivelsen, der kan sammenlignes med den fra den tredobbelte heliumreaktion - dette gør heliumforbrændingsstadiet længere end det ville være i fravær af sådanne reaktioner [54] [55] [56] .

Syntese af elementer til jernspids

Varigheden af forskellige reaktioner i kernerne af stjerner med forskellig masse [57]

Reaktion	Etapevarighed i år
Reaktion	15M⊙ _ _	20M⊙ _ _	25M⊙ _ _
Brændende brint	1.1⋅10 7	7,5⋅10 6	5,9⋅10 6
helium afbrænding	1,4⋅10 6	9,3⋅10 5	6,8⋅10 5
Brændende kulstof	2600	1400	970
neon brændende	2.0	1.5	0,77
brændende ilt	2.5	0,79	0,33
Silicium brændende	0,29	0,031	0,023

Nukleosynteseprocesserne i massive stjerner på de sene stadier af evolutionen er komplekse og varierede. Efter afslutningen af heliumforbrænding i kernerne af disse stjerner opstår forskellige reaktioner sekventielt, hvor kemiske grundstoffer produceres, op til jernspidselementer : de er skabt af stjerner med en masse på mindst 10-15 M ⊙ . Syntesen af tungere grundstoffer er energetisk ugunstig, derfor forekommer ikke i almindelige stjerner under betingelser med termodynamisk ligevægt . Det tungeste grundstof, der kan dannes på denne måde, er zink [59] [60] [61] . Tungere grundstoffer kan dannes under særlige forhold: for eksempel under supernovaeksplosioner (se nedenfor ) [62] .

Alle disse reaktioner afsluttes meget hurtigt - varigheden af reaktionerne efter den nukleare forbrænding af kulstof er flere år eller mindre. I dette tilfælde svarer den tid, i hvilken en stjerne i tilstrækkelig grad kan ændre sin størrelse, temperatur og lysstyrke, til den termiske tid , som for stjerner på de tilsvarende udviklingsstadier er omkring 10 2 -10 3 år. Under disse processer ændres stjerners ydre karakteristika praktisk talt ikke, dog begynder neutrinostråling at spille hovedrollen i overførslen af den øgede energiflux fra kernen [63] . Disse reaktioner kan finde sted samtidigt i forskellige områder af stjernen: Den kemiske sammensætning af stjernens struktur bliver lagdelt, og der sker reaktioner ved grænserne mellem lagene, hvor et grundstof forvandles til et andet [64] [65] .

Udover de reaktioner, der er anført nedenfor, producerer termonuklear fusion i stjerner også mange andre grundstoffer, der er lettere end jern, men de talrige reaktioner, hvori disse grundstoffer dannes, giver et ubetydeligt bidrag til energifrigivelsen [55] .

Brændende kulstof

Efter at helium er udtømt i kernen af en stjerne med en masse på mere end 8 M ⊙ , trækker det sig sammen, og når temperaturen når 0,3-1,2⋅10 9 K , begynder kerneforbrænding af kulstof i den [66] [67] :

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

Magnesiumisotopen er i en exciteret tilstand , derfor kan den henfalde på en af følgende måder [66] :

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

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

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

Det er også i denne fase, at neutrinoer begynder at spille en afgørende rolle i overførslen af energi fra kernen [66] .

Brændende neon

Når forbrændingen af kulstof er afsluttet, består stjernens kerne hovedsageligt af oxygen (0,7 kernemasser), neon (0,2-0,3 kernemasser) og magnesium. Blandt disse partikler har oxygen den laveste Coulomb-barriere , men på grund af tilstedeværelsen af højenergifotoner i kernen bliver endoterme reaktioner, der involverer neon, tilgængelige ved en lavere temperatur på 1,2–1,9⋅10 9 K , som nås af stjerner med en masse på mindst 10 M ⊙ [68] [69] :

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

Ikke desto mindre gør frigivelsen af energi fra andre reaktioner, der foregår på samme tid, scenen med neonforbrænding eksotermisk [68] . Derudover kan neonkerner, når de reagerer med alfapartikler, blive til magnesium og derefter til silicium [70] :

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

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

En reaktion, der involverer to neonkerner er også mulig [70] :

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

Brændende ilt

Når temperaturen i stjernens kerne når 1,5-2,6⋅10 9 K , starter den nukleare forbrænding af ilt . Denne reaktion er mulig i stjerner, der er mere massive end 11 M ⊙ [71] [69] :

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

Svovlkernen kan henfalde som følger [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))

Brændende silicium

Nuklear forbrænding af silicium begynder, når temperaturen i kernen når 2,3⋅10 9 K , og der dannes jern . En direkte reaktion er usandsynlig på grund af det faktum, at Coulomb-barrieren til den er for stor, så syntesen går den anden vej. Først gennemgår en del af silicium fotodisintegrationsreaktioner [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))

Alfapartiklerne produceret i disse reaktioner er involveret i alfaprocessen , hvis slutprodukt er nikkelkerner [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))

Nikkelkerner, som et resultat af to på hinanden følgende beta-henfald , bliver først til koboltkerner og derefter jern [74] [72] :

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

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

Derudover er nogle af de resterende grundstoffer, der optræder i denne kæde, også udsat for beta-henfald - det er sådan andre stabile isotoper dannes, såsom , og [11] . De dannede grundstoffer spaltes dog som følge af fotodisintegration, men balancen mellem syntese og spaltning af alle grundstoffer i kernen nås først, når kernen for det meste bliver til jern. Denne tilstand kaldes nuklear statistisk ligevægt [ 72] [ 75 ] . ${\ce {^44_20Ca}}$ ${\ce {^48_22Ti))$ ${\ce {^52_24Cr))$

Syntese af elementer efter jerntoppen

Termonukleære reaktioner under termodynamiske ligevægtsbetingelser danner først og fremmest kernerne med den højeste bindingsenergi, det vil sige elementerne i jerntoppen (se ovenfor ). Tungere grundstoffer dannes under forskellige forhold [62] [11] . De kan for eksempel dannes under eksplosiv nukleosyntese , som opstår, når en stjerne mister hydrostatisk ligevægt eller dens ødelæggelse, især i supernovaer [76] .

Neutronfangst

En af mekanismerne for dannelsen af tungere grundstoffer er neutronfangst , hvor kerner smelter sammen med frie neutroner . Der er ingen Coulomb-barriere for sådanne reaktioner. Der er to typer neutronfangstprocesser: s-proces (fra engelsk slow - "slow") og r-proces (fra engelsk rapid - "fast"). Den første finder sted ved en forholdsvis lav neutronflux, den anden ved en høj [61] [77] .

Når en neutron fanges , stiger kernens massetal med 1, mens ladningstallet forbliver det samme. Kerner, der har for mange neutroner, er ustabile og kan gennemgå beta-henfald , hvor neutronen i kernen bliver til en proton, dvs. ladningstallet stiger med 1, men massen ændres ikke. Således fører talrige fangster af neutroner til beta-henfald, hvilket resulterer i dannelsen af kerner af stadig tungere grundstoffer. Neutronfangst spiller en stor rolle i produktionen af grundstoffer, der er tungere end jern, og det producerer disse elementer i stabilitetsdalen, som er relativt rige på neutroner [78] .

s-proces

Når neutronfluxen er relativt lille, så efter indfangning af en neutron af en kerne, har sidstnævnte tid nok til at gennemgå beta-henfald , hvis det er muligt for denne kerne, opstår s-processen [80] . Denne proces kan for eksempel forekomme i stjernerne i den asymptotiske kæmpegren mellem lagene, hvor brintforbrænding og heliumforbrænding sker, samt i mere massive stjerner på stadiet med heliumforbrænding i kernen. Den karakteristiske varighed af s-processen er 10 4 år [81] [80] .

En lille flux af neutroner i stjerner skabes af forskellige termonukleare reaktioner, for eksempel [82] :

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

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

En typisk s-proces reaktion kan overvejes. Efter indfangning af en neutron af en cadmium-114 -kerne dannes en cadmium-115-kerne, hvis halveringstid er 54 timer. Under s-processen har beta-henfaldet af denne kerne tid til at forekomme, og indium-115 dannes [83] :

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

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

På samme måde fanger kernen af indium-115 en neutron, danner ustabil indium-116 med en halveringstid på 14 sekunder og bliver til tin-116 som følge af beta-henfald [83] :

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

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

Efterfølgende neutronfangninger danner stabile isotoper af tin med massetal 117, 118, 119, 120. Ved næste indfangning dannes ustabilt tin-121, som bliver til antimon-121 , og s-processen går videre. Men dannelsen af for eksempel stabil tin-122 er umulig i s-processen, selvom det er muligt i r-processen (se nedenfor ). Derudover er s-processen ikke i stand til at producere grundstoffer, der er tungere end bismuth-209 , da fangsten af en neutron af denne kerne fører til følgende reaktionscyklus [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}}} }}

Således dannes tungere grundstoffer kun i r-processen [84] . På den anden side kan nogle isotoper kun produceres af s-processen, men ikke af r-processen (se nedenfor ). Selve s-processen går ikke strengt ad én vej: Levetiden for nogle isotoper, for eksempel selen-79 , afhænger af, om de er i grundtilstanden eller i en exciteret tilstand , hvorfor s-processen kan gå anderledes, men som regel flere trin efter divergensen konvergerer s-processens veje med hinanden [85] .

r-proces

Med en høj neutronflux opstår r-processen. I dette tilfælde sker neutronfangst meget hurtigere end beta-henfald; derfor dannes der under r-processen ustabile kerner med et stort antal neutroner, som først gennemgår beta-henfald efter afslutningen af r-processen. Selve r-processen varer kun omkring et sekund - den kan for eksempel finde sted ved supernovaeksplosioner , når et stort antal neutroner frigives på kort tid [86] .

En stor neutronflux forekommer i to tilfælde. Den første mulighed er reaktioner, hvor højenergifotoner "slår" neutroner ud fra kerner: de forekommer ved temperaturer over 10 9 K . En anden variant er stofneutronisering , repræsenteret som reaktioner , som sker lige før en supernovaeksplosion [87] [88] . ${\displaystyle {\ce {p + e^- -> n + \nu_{e))))$

Under r-processen kan der dannes nogle kerner, som er utilgængelige for s-processen. Det er for eksempel grundstoffer, der er tungere end bismuth og "isolerede" stabile isotoper - sådan at en isotop af samme grundstof med massetal 1 er mindre tilbøjelig til beta-henfald. Under s-processen kan der dannes en isotop udsat for beta-henfald, men den når ikke at fange endnu en neutron og blive til en "isoleret" stabil isotop (se ovenfor ) [84] [85] .

På den anden side kan nogle kerner forekomme i s-processen, men ikke i r-processen, såsom strontium-86 . Under r-processen dannes en kerne rig på neutroner, derefter gennemgår den successivt beta-henfald, hvor massetallet ikke ændres. Når kernen bliver stabil, stopper beta-henfald, og grundstoffer med samme massetal, men en mindre ladning, kan ikke dannes. Således bliver for eksempel en kerne med et massetal på 86 dannet under r-processen til stabil krypton-86 , som ikke gennemgår yderligere transformationer [85] .

p-proces

I p-processen dannes protonrige kerner, som ikke kan dannes i neutronfangstprocesser. Protonfangst er blot en af mekanismerne i p-processen, hvor en kerne med et massetal bliver til en kerne [89] [90] : ${\ce {X}}$ ${\ce {A}}$ ${\ce {Y}}$

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

En anden mekanisme er udelukkelse af neutroner fra kernen af højenergifotoner [90] :

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

Som et resultat af indfangningen af en positron af kernen, bliver en neutron i kernen til en proton [90] :

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

Det er også muligt, selvom det er usandsynligt, en proces, hvor en proton fanges og en neutron adskilles fra kernen [90] :

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

Som et resultat af p-processen dannes grundstoffer som f.eks. strontium-84 , molybdæn-92 , ruthenium-96 og indium-113 . De p-producerede isotoper, kaldet p-elementer, er cirka to størrelsesordener mindre rigelige end dem, der produceres ved neutronfangst [89] [90] . Selve p-processen opstår i de tidlige stadier af en supernovaeksplosion [91] .

Studiehistorie

Idéer om stjerners energikilde

Efter at loven om bevarelse af energi blev formuleret - i 40'erne af XIX århundrede - opstod spørgsmålet om stjernernes energikilde, som i lang tid forblev uløst. Ifølge datidens geologiske oplysninger var Jordens alder mindst hundreder af millioner af år [komm. 3] blev den samme størrelsesorden givet af begrebet biologisk evolution . Som følge heraf skulle Solen også skinne i mindst hundreder af millioner af år med en tilnærmelsesvis konstant lysstyrke [92] . Men den mest effektive energikilde kendt på det tidspunkt, foreslået af Hermann Helmholtz og Lord Kelvin - dens egen tyngdekraft - ville kun tillade Solen at skinne i titusinder af år. I fremtiden blev problemet kun forværret - efter opdagelsen af radioaktivitet steg estimatet af Jordens mindst mulige alder til 1,5 milliarder år [12] .

I 1903 opdagede Pierre Curie frigivelsen af varme fra radioaktive grundstoffer. I denne forbindelse antog James Jeans , at stjerner genererer energi gennem radioaktivt henfald, men denne hypotese kunne heller ikke forklare Solens alder. Efter at Albert Einstein opdagede ækvivalensen mellem masse og energi i 1906 , foreslog Jeans, at der ikke forekommer radioaktivt henfald i stjerner, men tilintetgørelse af stof. Selvom udslettelseshypotesen gav en temmelig lang mulig levetid for Solen, fandt den ikke bekræftelse i fremtiden, men selve ideen om en intranuklear kilde til stjerneenergi viste sig at være korrekt [93] .

I 1920 blev den korrekte mekanisme til energifrigivelse - omdannelsen af brint til helium - foreslået af Arthur Eddington . På det tidspunkt var det allerede kendt, at hvilemassen af fire protoner er 0,7 % højere end heliumkernens masse, og at med en sådan reaktion kunne denne masseforskel omdannes til energi - denne mekanisme gjorde det muligt at forklare Solens levetid [12] [93] .

I første omgang var Eddingtons formodning mangelfuld. For det første så de beregnede temperaturer i stjernernes centrum ud til at være for lave til, at partiklerne kunne overvinde Coulomb-barrieren og danne tungere kerner. Dette problem blev løst i 1929 ved at anvende tunneleffekten på stof i stjerners indre. Derudover vidste man ikke præcist, hvordan en sådan transformation kunne ske, da kollisionen af fire protoner og to elektroner på én gang er meget usandsynlig. I 1939 havde Hans Bethe , Karl Weizsäcker og Charles Critchfield uafhængigt af hinanden opdaget to veje for brint til helium, pp-cyklussen og CNO-cyklussen , som faktisk foregår i stjerner. I 1941 beregnede Martin Schwarzschild en model af Solen med en termonuklear energikilde og var i stand til teoretisk at forudsige nogle af Solens observerede egenskaber – dermed blev teorien om termonuklear fusion i stjernernes indre bekræftet. Senere blev andre mulige reaktioner i stjerner opdaget (se nedenfor ), men problemet med deres vigtigste energikilde er allerede generelt løst [12] [93] .

Idéer om nukleosyntese

I 1946 udgav Georgy Gamow og Fred Hoyle uafhængigt to videnskabelige artikler , hvori de overvejede spørgsmålet om oprindelsen af kemiske grundstoffer i universet [94] [95] . Gamow hævdede, at de kemiske grundstoffer først dukkede op kort efter universets oprindelse i primordial nukleosyntese , mens Hoyle mente, at de kemiske grundstoffer hovedsageligt opstår i stjerner. Indtil begyndelsen af 1950'erne var der meget mere støtte til Gamows teori - forekomsten af tunge grundstoffer i stjerner virkede usandsynlig, da deres syntese krævede temperaturer to størrelsesordener højere end i hovedsekvensstjerner. Imidlertid blev senere problemer opdaget i Gamows teori: Universets observerede kemiske sammensætning var for heterogen til sådan allestedsnærværende nukleosyntese; nogle lette kerner [96] [97] .

I de efterfølgende år blev forskellige mulige nukleare reaktioner i stjerner kendt: for eksempel opdagede Edwin Salpeter i 1952 muligheden for en tredobbelt alfa-proces , og i 1953-1954 blev den nukleare forbrænding af kulstof og ilt opdaget . Til sidst, i 1957, blev der publiceret en artikel, kendt som B²FH , efter navnene på dens forfattere: disse var Margaret og Geoffrey Burbidge , William Fowler og Fred Hoyle. I denne undersøgelse blev forskellige data om kernereaktioner i stjerner opsummeret, og oprindelsen af de fleste kemiske grundstoffer blev forklaret med god nøjagtighed [96] [98] . B²FH papiret er blevet et af de vigtigste og mest citerede artikler inden for astrofysik [99] [100] .

Yderligere undersøgelse

Nukleare reaktioner i stjerner og deres udvikling fortsatte med at blive undersøgt, og teoretiske modeller blev mere nøjagtige. For eksempel, tilbage i 1940'erne, blev muligheden for at observere neutrinoer diskuteret , og i 1968 blev det første eksperiment udført for at observere solneutrinoer. Det viste sig, at antallet af sådanne partikler udsendt af Solen var mindre end teoretisk forudsagt. Dette problem, kendt som solneutrinoproblemet , blev løst i 2002, da neutrinoscillationer blev opdaget , som et resultat af hvilke neutrinoer kan skifte fra en type til en anden, som ikke alle var observerbare. Den observerede uoverensstemmelse kunne således forklares med neutrinoscillationer, og dataene om kernereaktioner i Solen viste sig at være korrekte [96] [101] [102] .

Noter

Kommentarer

↑ 2 i nævneren opstår af, at reaktionshastigheden er proportional med antallet af mulige par af partikler pr. volumenenhed. Hvis partikler af forskellige typer med koncentrationer og deltager i reaktionen , så er antallet af mulige par produktet . Hvis partikler af samme type med koncentration deltager i reaktionen , kan hver af dem ikke reagere med sig selv, så antallet af par falder til . Derudover tælles hvert par i et sådant produkt to gange, og da partiklerne er ens, så er parret af partikler og det samme par som og . Derfor er antallet af par , hvilket er omtrent lig med , da det normalt er ret stort [19] . $n_{A}$ $n_{B}$ $n_{A}n_{B}$ $n_{A}$ $n_{A}(n_{A}-1)$ $A_{1}$ $A_{2}$ $A_{2}$ $A_{1}$ $n_{A}(n_{A}-1)/2$ $n_{A}^{2}/2$ $n_{A}$
↑ Mere stringent dannes der også positroner , men de tilintetgør med elektroner i plasmaet. Energifrigivelsen på 27,3 MeV pr. reaktion er givet under hensyntagen til annihilation [33] .
↑ Det moderne skøn over Jordens alder er 4,6 milliarder år [12] .

Kilder

↑ Johnson AJ Elementernes oprindelse . Ohio State University . Dato for adgang: 6. november 2021. (ubestemt)
↑ Nuklear bindingsenergi . Encyclopedia Britannica . Dato for adgang: 6. november 2021.
↑ 1 2 3 Nadezhin D.K. Nukleare reaktioner i stjerner . Stor russisk encyklopædi . Hentet: 24. august 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 Postnov K. A. Forelæsninger om generel astrofysik for fysikere . 7.1 Stjerners udvikling efter hovedsekvensen . Astronet . Hentet: 26. august 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 3 Zasov, Postnov, 2011 , s. 166-167.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 233, 243.
↑ LeBlanc, 2011 , s. 206-207.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 234.
↑ Zeldovich Ya. B. , Binnikov S. I., Shakura N. I. Fysiske grundlag for stjernernes struktur og udvikling . 3. Overførsel af stråling i stjerner . Astronet . Hentet: 26. august 2021. (ubestemt)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 231.
↑ 1 2 3 Ryan, Norton, 2010 , s. 137.
↑ 1 2 3 4 5 Ivanov V. V. Stjerners energikilder . Astronomi . SPb. : SPGU . Dato for adgang: 11. september 2021. (ubestemt)
↑ Bisnovaty-Kogan G.S. Stjerners udvikling // Fysisk encyklopædi : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1999. - V. 5: Stroboskopiske apparater - Lysstyrke. — 692 s. — 20.000 eksemplarer. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 222-224.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 99.
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , s. 50-54.
↑ Zeldovich Ya. B. , Binnikov S. I., Shakura N. I. Fysisk grundlag for stjernernes struktur og udvikling . 5.5 Nukleare reaktioner i stjerner . Astronet . Hentet: 24. august 2021. (ubestemt)
↑ Lincoln D. At se solens kerne // Fysikalæreren. — 2020-10-01. — Bd. 58. - S. 457-460. — ISSN 0031-921X . - doi : 10.1119/10.0002060 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 Ryan og Norton, 2010 , s. 49-62.
↑ 1 2 3 4 5 6 LeBlanc, 2011 , s. 277-279.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 169.
↑ Ryan, Norton, 2010 , s. 72-74.
↑ Ryan, Norton, 2010 , s. 72-75.
↑ Ryan og Norton, 2010 , s. 24.
↑ LeBlanc, 2011 , s. 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. oktober ( vol. 542 ). -P.L119 - L122 . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/312941 .
↑ 1 2 Caballero JA En gennemgang af understjerneobjekter under Deuteriums brændende massegrænse: Planeter, brune dværge eller hvad? // Geovidenskab. — 01-09-2018. — Bd. 8. - S. 362. - doi : 10.3390/geosciences8100362 .
↑ Basri G. Lithiumtesten for unge brune dværge (inviteret anmeldelse ) // Proceedings of a Workshop holdt i Puerto de la Cruz. - Tenerife: ASP, 1998. - Vol. 134 . — S. 394 .
↑ LeBlanc, 2011 , s. 54-55.
↑ Hovedsekvensens levetid . Swinburne University of Technology . Hentet: 3. september 2021. (ubestemt)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 164.
↑ Brun dværg | astronomi (engelsk) . Encyclopedia Britannica . Hentet 30. august 2021. Arkiveret fra originalen 4. maj 2021.
↑ 1 2 Zasov, Postnov, 2011 , s. 166.
↑ LeBlanc, 2011 , s. 218-223.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 169-175.
↑ LeBlanc, 2011 , s. 223-224.
↑ 1 2 Hovedsekvensstjerner . _ Australia Telescope National Facility . Sydney: CSIRO . Hentet: 2. september 2021.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , s. 121.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 142.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 155-159.
↑ Shustov B. M. Stjernedannelse . Stor russisk encyklopædi . Dato for adgang: 11. november 2021. (ubestemt)
↑ Domogatsky G.V., Nadezhin D.K. Nucleosynthesis . Stor russisk encyklopædi . Dato for adgang: 11. november 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 3 PP-kæde . cococubed.asu.edu . Dato for adgang: 6. november 2021. (ubestemt)
↑ 1 2 Zasov, Postnov, 2011 , s. 169-170.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 118-119.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 234-236.
↑ 1 2 3 4 5 6 LeBlanc, 2011 , s. 220-221.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 119-121.
↑ 1 2 3 4 LeBlanc, 2011 , s. 221-223.
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 174-175.
↑ 1 2 3 LeBlanc, 2011 , s. 230-232.
↑ 1 2 3 4 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 161-163.
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , s. 104-107.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 162-163.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , s. 232.
↑ Ryan, Norton, 2010 , s. 108-109.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 216.
↑ Thompson T. Astronomy 1101 - Planeter til kosmos . Ohio State University . Dato for adgang: 6. november 2021. (ubestemt)
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 214-224, 239.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 250-253.
↑ 1 2 Ryan og Norton, 2010 , s. 139.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , s. 236.
↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 216-217.
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 250-251.
↑ Ryan og Norton, 2010 , s. 138.
↑ 1 2 3 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 217-219.
↑ Ryan og Norton, 2010 , s. 135.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 219-220.
↑ 1 2 Ryan og Norton, 2010 , s. 136.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , s. 234.
↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 220-221.
↑ 1 2 3 4 Salaris, Cassisi, 2005 , pp. 221-222.
↑ Ryzhov V. N. Stellar nukleosyntese - kilden til oprindelsen af kemiske grundstoffer . Astronet . Hentet 7. september 2021. Arkiveret fra originalen 5. december 2018. (ubestemt)
↑ 12 LeBlanc , 2011 , s. 235.
↑ 7.4 Materieneutronisering og tab af stjernestabilitet. . Astronet . Hentet 7. september 2021. Arkiveret fra originalen 8. januar 2020. (ubestemt)
↑ Khokhlov A. M. Eksplosiv nukleosyntese // Physical Encyclopedia : [i 5 bind] / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia , 1988. - T. 1: Aharonov - Bohm-effekt - Lange linjer. — 707 s. — 100.000 eksemplarer.
↑ LeBlanc, 2011 , s. 273-274.
↑ Ryan, Norton, 2010 , s. 139-146.
↑ Ratzel U., Arlandini C., Käppeler F., Couture A., Wiescher M. Nucleosynthesis ved termineringspunktet for $s$-processen // Physical Review C. - 2004-12-10. — Bd. 70. - Udstedelse. 6 . - P. 065803. - doi : 10.1103/PhysRevC.70.065803 .
↑ 1 2 Ryan, Norton, 2010 , s. 142-143.
↑ Darling D. s-proces . Internet Encyclopedia of Science . Dato for adgang: 9. september 2021. (ubestemt)
↑ LeBlanc, 2011 , s. 274.
↑ 12 LeBlanc , 2011 , s. 274-275.
↑ 1 2 3 LeBlanc, 2011 , s. 275-276.
↑ 1 2 3 Ryan, Norton, 2010 , s. 143-144.
↑ Darling D. r-process . Internet Encyclopedia of Science . Dato for adgang: 9. september 2021. (ubestemt)
↑ LeBlanc, 2011 , s. 275.
↑ Ryan og Norton, 2010 , s. 154.
↑ 1 2 Ryan og Norton, 2010 , s. 146.
↑ 1 2 3 4 5 LeBlanc, 2011 , s. 276-277.
↑ Darling D. p-proces . Internet Encyclopedia of Science . Dato for adgang: 10. september 2021. (ubestemt)
↑ Karttunen et al., 2007 , s. 233.
↑ 1 2 3 Astronomis historie . Institut for Naturvidenskab og Teknologi. S. I. Vavilov . Dato for adgang: 11. september 2021. (ubestemt)
↑ Hoyle F. Syntesen af grundstofferne fra brint // 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. Udvidende univers og elementernes oprindelse // Fysisk gennemgang. — 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 Syntese af grundstofferne i stjerner: fyrre år med fremskridt // Anmeldelser af moderne fysik . - N. Y .: The American Physical Society , 1997. - 1. oktober ( vol. 69 ). - P. 995-1084 . — ISSN 0034-6861 . - doi : 10.1103/RevModPhys.69.995 .
↑ Burbidge G. B²FH, the Cosmic Microwave Background and Cosmology* // Publications of the Astronomical Society of Australia [ . - Melbourne: Cambridge University Press , 2008. - Vol. 25 . - S. 30-35 . — ISSN 1323-3580 . - doi : 10.1071/AS07029 .
↑ Burbidge EM, Burbidge GR, Fowler WA, Hoyle F. Synthesis of the Elements in Stars // Anmeldelser af moderne fysik . - N. Y .: The American Physical Society , 1957. - Vol. 29 . - S. 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. april ( vol. 580 , iss. 7805 ). - S. 586-586 . - doi : 10.1038/d41586-020-01224-9 .
↑ Cecilia: Fortællingen om to elementer ? . The Oxford Scientist (26. november 2019). Dato for adgang: 12. september 2021. (ubestemt)
↑ Zasov, Postnov, 2011 , s. 171-174.
↑ Solar neutrino problem . Encyclopedia Britannica . Dato for adgang: 12. september 2021.

Litteratur

Zasov A.V. , Postnov K.A. Generel astrofysik . — 2. udg., rettet. og yderligere - Fryazino: Vek 2, 2011. - 576 s. — ISBN 978-5-85099-188-3 .
Karttunen H., Kroger P., Oja H., Poutanen M., Donner KJ Fundamental Astronomy . — 5. udgave. — Berlin; Heidelberg; N.Y .: Springer , 2007. - 510 s. — ISBN 978-3-540-34143-7 .
LeBlanc F. En introduktion til stjernernes astrofysik . — Hoboken, NJ: John Wiley & Sons , 2011. — 352 s. — ISBN 978-0-470-69957-7 .
Ryan SG, Norton AJ Stellar Evolution og Nucleosynthesis . - N. Y .: Cambridge University Press , 2010. - 236 s. - ISBN 978-0-521-13320-3 .
Salaris M., Cassisi S. Evolution af stjerner og stjernepopulationer . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 s. — ISBN 978-0-470-09219-X .

Stjerner
Klassifikation	Hypergiganter supergiganter Lyse kæmper Kæmper Undergiganter Hovedsekvensstjerner (dværge) underdværge hvide dværge hyperhastighedsstjerner variable stjerner
Substellære objekter	brun dværg subbrun dværg Planetar
Udvikling	Dannelse protostjerne Stjerne til hovedsekvens Hovedsekvens Subgiant gren Rød kæmpe gren vandret gren rød fortykkelse blå sløjfe Asymptotisk gren af kæmper planetarisk tåge supernova hvid dværg blå dværg neutronstjerne Sort hul
Nukleosyntese	Proton-proton cyklus CNO cyklus helium flash Tredobbelt heliumreaktion Brændende kulstof kulstofdetonation neon brændende brændende ilt Silicium brændende s-proces r-proces p-proces rp proces alfa proces
Struktur	Nucleus konvektiv zone strålende zone stjernestemning Fotosfære Kromosfære krone Vind Et magnetfelt
Ejendomme	Absolut størrelse metallicitet Farveindeks Korrekt bevægelse Spektral klasse Effektiv temperatur
Beslægtede begreber	Helt sort krop Hertzsprung-Russell diagram Stjerneforeninger stjernesystemer stjernehobe planetsystemer Fraunhofer linjer
Stjernelister	Den mest massive Den største Den lyseste med den højeste lysstyrke Den nærmeste brune dværge Egne navne på stjerner