УДК 524.35
ВКЛАД ДЕЛЕНИЯ В НУКЛЕОСИНТЕЗ ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ В АСТРОФИЗИЧЕСКОМ г-ПРОЦЕССЕ
© 2011 г. И. Ю. Корнеев, И. В. Панов*
Институт теоретической и экспериментальной физики, Москва Поступила в редакцию 25.07.2011 г.
При образовании тяжелых элементов в сценарии слияния нейтронных звезд (СНЗ), в котором продолжительность г-процесса достаточно велика, на начальном этапе большая часть зародышевых ядер быстро выгорает. Волна нуклеосинтеза быстро доходит до области актиноидов, в которой основными каналами реакций становятся запаздывающее, вынужденное или спонтанное деление. Продукты деления трансурановых элементов снова вовлекаются в г-процесс в качестве новых зародышевых ядер, формируя выходы элементов с массовым числом А > 100. В настоящей работе исследована роль различных типов деления в процессе образования тяжелых и сверхтяжелых ядер. Предложенная для описания г-процесса модель, приложенная к сценарию СНЗ, хорошо описывает наблюдаемую распространенность химических элементов, что подтверждает формирование основной компоненты г-процесса в сценарии СНЗ. Показано, что использование простых экстраполяций скоростей спонтанного деления для области ядер с N ~ 184 неприменимо, поскольку формулы не отражают увеличения времени жизни при изменении оболочечной структуры с приближением числа нейтронов к 184. Образование сверхтяжелых элементов в г-процессе возможно, однако их выживание зависит в значительной мере от надежности прогноза ядернофизических характеристик, в том числе и от времен жизни образующихся ядер из острова долгоживущих изотопов. Определен вклад различных типов деления: вынужденного, запаздывающего и спонтанного — при образовании тяжелых элементов в основном г-процессе.
Ключевые слова: ядерная астрофизика, нуклеосинтез; сверхновые и остатки сверхновых; ядерные реакции, бета-распад и деление.
ВВЕДЕНИЕ
Изотопы химических элементов тяжелее ядер "железного" пика были образованы в природе, в основном, за счет реакций нейтронного захвата (Бербидж и др., 1957), причем нуклеосинтез в реакциях с нейтронами происходит в двух предельных случаях, характеризующихся различными условиями. В первом случае, когда скорости /3-распада значительно превосходят скорости (техпроцессов: » Хп1 при плотности нейтронов пп < < 1016 cм"3 реализуется з-процесс. Его механизм достаточно хорошо изучен (Кёппелер и др., 1989), проходит по экспериментально изученным ядрам, а отдельные его этапы хорошо моделируются в лабораторных условиях, что позволяет развивать теорию этого типа нуклеосинтеза, имея достаточно надежные измерения ключевых ядерных параметров, таких как сечения реакций и времена жизни.
В другом предельном случае нестабильное ядро, прежде чем испытать бета-распад, успевает
Электронный адрес: Igor.Panov@itep.ru
реализовать многократный захват нейтронов (г-процесс), который протекает в условиях, характеризующихся высокими плотностью нейтронов и температурой, таких, что ^ Хп1, а ядра, участвующие в таком нуклеосинтезе, имеют большой избыток нейтронов и малое время жизни относительно бета-распада.
В многочисленных исследованиях быстрого нуклеосинтеза (г-процесса) достаточно хорошо были определены условия, необходимые для синтеза тяжелых ядер (см., например, Мэтьюз, Коуэн, 1990; Томпсон и др., 2001; Панов, Янка, 2009, и цитированную там литературу). Однако детальный механизм г-процесса еще окончательно неясен, как неясны пока и астрофизические объекты, этапы эволюции которых рассматриваются как место протекания быстрого нуклеосинтеза.
И хотя детали механизма возникновения условий для г-процесса пока понятны, в последние годы достигнут значительный прогресс в данном вопросе. Получаемые в расчетах г-процесса величины выходов элементов (Панов, Тилеманн, 2004; Мартинец-Пинедо и др., 2007; Надёжин, Панов,
2007), как и наблюдения старых звезд (Снеден и др., 2000; Машонкина и др., 2010) свидетельствуют в пользу того, что существует, по крайней мере, две группы физических сценариев протекания г-процесса(Вассербургидр., 1996; Хан, Вассербург, 2000), которые можно объединить по начальному отношению нейтроны/(зародышевые ядра) на модели с короткой нейтронной экспозицией, в которых образуются элементы с массами А < 120 (слабый г-процесс) и модели с длительной нейтронной экспозицией, в которых синтезируются элементы с А > 130 (основной г-процесс).
Среди разных сценариев эволюции различных астрофизических объектов, в которых на каком-то этапе могли бы реализовываться условия, необходимые для протекания г-процесса, в настоящее время только два сценария длительной нейтронной экспозиции имеют различные более или менее последовательные физические модели: 1) выброс в межзвездную среду сильно нейтронизованного вещества при слиянии нейтронных звезд в процессе эволюции тесных двойных систем (Фрайбургхаус и др., 1999; Латтимер, Шрамм, 1974; Симбалисти, Шрамм, 1982; Шурман и др., 2008; Ванайо, Янка, 2010), 2) образование достаточно большого количества нейтронов в сбрасываемой оболочке сверхновой II типа сразу за фронтом ударной волны в нагретой нейтринным излучением внутренней части сбрасываемой оболочки (Вусли и др., 1994; Витти и др., 1993; Ванайо и др., 2002; Кратц и др., 2009).
Для описания образования элементов более легких масс существуют другие модели, например модель гелиевой вспышки (Хиллебрандт, Тиле-манн, 1977; Труран и др., 1978; Труран, Коуэн, 2000), модель быстрого нуклеосинтеза, индуцированного нейтринным импульсом от коллапсирую-щей сверхновой (Эпштейн и др., 1988; Надёжин и др., 1998), или модель быстрого нуклеосинтеза с участием заряженных частиц, проходящего в центральной области маломассивной сверхновой I типа с высоким нейтронным избытком, взрывающейся без центрального остатка в результате дефлаграционного горения CO-ядра (Панов, Че-четкин, 2002).
В физических моделях основного г-процесса, в которых реализуется длительная нейтронная экспозиция, важную роль играют процессы деления, приводящие к квазистационарному течению нуклеосинтеза в области 120 < А < 200 и формированию г-элементов с массами А > 120 (Сигер и др., 1965; Тилеманн и др., 1983; Горилый и др., 2005; Панов и др., 2001б). Поэтому усиливается роль теоретических моделей, прогнозирующих как ядерные массы и барьеры деления, так и другие ядернофизические характеристики атомных ядер. Роль квазистационарного тока ядер и циклические колебания относительных выходов изотопов
в зависимости от движения волны нуклеосинтеза рассматривалась неоднократно в разных работах (Горилый и др., 2005; Бьен и др., 2008). Недавно (см. Панов, Янка, 2009) было показано, что колебания относительных выходов элементов второго и третьего пиков уменьшаются с ростом числа циклов и увеличением энтропии, что указывает на снижение модельной зависимости выходов ядер при большой длительности г-процесса.
Завершение продвижения быстрого нуклеосинтеза в область трансурановых элементов обусловлено либо истощением источника нейтронов, либо интенсивным делением. При достижении г-процессом области, где деление является основным каналом распада, при одновременном сохранении источника нейтронов дальнейшее продвижение г-процесса в область сверхтяжелых ядер замедляется из-за возрастающей роли деления.
Подробное изучение влияния продуктов деления на г-процесс показало (Панов, Тилеманн, 2003), что простая схема деления на два осколка усредненных масс (Сигер и др., 1965; Коуэн и др., 1999), часто применяемая в астрофизических расчетах, достаточно груба и, хотя и воспроизводит основную структуру кривой распространенности, не может аккуратно воспроизвести выход элементов с 120 < А < 140.
Добавление к модели массового распределения ядер-продуктов деления и учет мгновенных нейтронов деления (Панов и др., 2008) одновременно с использованием разных современных массовых формул, основанных на усовершенствованной модели ETFSI (Абуссир и др., 1995; Мам-ду и др., 1998), последних вариантов подхода Хартри—Фока—Боголюбова (Горилый и др., 2009) и на модели Томаса—Ферми (Майерс, Святецкий, 1996, 1999), предсказывающих существование более массивных изотопов, а также рассчитанных на их основе скоростей реакций (Панов и др., 2010; Раушер, Тилеманн, 2000), улучшило согласие расчетных и наблюдаемых концентраций тяжелых элементов.
Однако для возможно более полного описания нуклеосинтеза в трансурановой области, а также в области сверхтяжелых элементов, необходимо рассматривать также и спонтанное деление.
В рассматриваемой в настоящей работе модели, кроме запаздывающего и вынужденного, учтено также и спонтанное деление актиноидов и сверхтяжелых элементов на основе существующих расчетов времени жизни относительно спонтанного деления (Рен, Ха, 2005; Смолянчук и др., 1997). Проанализирована роль различных процессов деления в процессе нуклеосинтеза тяжелых элементов и обсуждается изменение вкладов от разных типов деления в зависимости от нейтронного потока и температуры.
МОДЕЛИРОВАНИЕ г-ПРОЦЕССА В ТРАНСУРАНОВОЙ ОБЛАСТИ
Образование элементов тяжелее золота (формирующих третий пик на кривой распространенности), в том числе и сверхтяжелых (СТЭ) требует, очевидно, большой продолжительности г-процесса. Такая продолжительность нуклеосинтеза достижима, по-видимому, в сценариях, реализующих модель длительной нейтронной экспозиции, типа выброса в межзвездную среду сильно ней-тронизованного вещества при слиянии нейтронных звезд в процессе эволюции тесных двойных систем (Фрайбургхаус и др., 1999) или струй с поверхности нейтронных звезд (Камерон, 2003), где начальное для г-процесса отношение числа нейтронов к зародышевым ядрам достаточно велико (более 300).
Возможность преодоления области деления и достижения области долгоживущих СТЭ зависит от сравнительной скорости вынужденного деления относительно бета-распада и радиационного захвата нейтронов, а также величины вероятности запаздывающего деления и скорости спонтанного деления ядер на пути г-процесса. Сценарные условия г-процесса могут создать условия, при которых быстрый нуклеосинтез может пройти через область ядер с N ~ 184, имеющих высокие барьеры деления, и привести к образованию ц
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.