Нейтронізація

Ядерні процеси

Радіоактивний розпад Альфа-розпад Бета-розпад Кластерний розпад Подвійний бета-розпад Електронний захват Подвійний електронний захват Гамма-випромінювання Внутрішня конверсія Ізомерний перехід Нейтронний розпад Позитронний розпад Протонний розпад Спонтанний поділ Нуклеосинтез Термоядерна реакція Протон-протонний ланцюжок CNO-цикл Потрійна альфа-реакція Спалах гелієвого ядра Ядерне горіння вуглецю Вуглецева детонація Ядерне горіння неону Ядерне горіння кремнію Захоплення нейтрона r-процес s-процес Захоплення протона: p-процес rp-процес Нейтронізація Реакції сколювання

Нейтронізація — процес захоплення електронів ядрами при високій густині в надрах зір на завершальних етапах їхньої еволюції. Нейтронізація відіграє ключову роль в утворенні нейтронних зір і спалахах наднових.

На початкових стадіях зоряної еволюції вміст гелію в зорі становить ~25 % (така концентрація гелію в міжзоряному середовищі — результат первинного нуклеосинтезу), тобто відношення нейтронів до протонів становить 1:6. На кінцевих стадіях еволюції речовина зорі може практично повністю складатися з нейтронів (нейтронні зорі).

Механізм нейтронізації

Зворотний бета-розпад

У ході еволюції густина речовини в надрах зір збільшується, при зростанні густини виникає ситуація виродження електронного газу, при цьому внаслідок принципу Паулі електрони набувають релятивістських швидкостей (коли густина $\rho >10^{6}$ г/см ³). Починаючи з деякого критичного значення енергії електрона $\varepsilon _{c}$ починаються процеси захоплення електронів ядрами, зворотні $\beta$ -розпаду:

$(A,Z)+{\rm {e}}^{-}\to (A,Z-1)+\nu .$

Умовою захоплення електрона ядром (A, Z) (А масове число, Z порядковий номер елемента) при нейтронізації є перевищення енергією Фермі $\varepsilon _{\text{F}}$ електрона енергетичного ефекту $\beta$ -розпаду $\varepsilon _{c}$ :

$\varepsilon _{\text{F}}>\varepsilon _{c}=Q_{A,Z}-Q_{A,Z-1}+Q_{n},$

де $Q_{A,Z}$ — енергія зв'язку ядра $(A,Z)$, і $Q_{n}=(m_{n}-m_{p}-m_{e})\cdot c^{2}=0{,}7825$ МеВ — енергія бета-розпаду нейтрона.

Нейтронізація стає енергетично вигідним процесом. При кожному захопленні електрона енергії $\varepsilon _{e}$ різниця $\varepsilon _{e}-\varepsilon _{c}$ виноситься нейтрино, що утворюється в процесі, для якого товща зорі є прозорою (один із механізмів нейтринного охолодження), $\beta$ -розпад радіоактивних ядер, що утворюються, заборонений принципом Паулі, оскільки електрони вироджені й усі можливі стани нижчої енергії $\varepsilon _{F}$ вже зайняті, а енергії електронів у бета-розпадах не перевищують $\varepsilon _{c}$ При великих енергіях Фермі такі ядра (зазвичай, нестабільні) стають стійкими.

Оскільки визначальним фактором є енергетичний ефект $\beta$ -розпаду $\varepsilon _{c}$, то нейтронізація — пороговий процес і для різних елементів відбувається за різних енергій електронів (див. таблицю).

Порогові параметри нейтронізації деяких ядер

Перша реакція нейтронізації	Пороговя энергія $\varepsilon _{c1}$, МэВ	Порогова щільність $\rho _{c1}$, г/см3	Пороговий тиск $P_{c1}$, Н/м2	Друга реакція нейтронізації	$\varepsilon _{c2}$, МэВ
${\ce {^1H -> n}}$	0,783	1,22× 107	3,05× 1023
${\ce {^3He -> T}}$	0,0186	2,95× 104	1,41× 1019	${\ce {T -> 3 n}}$	9,26
${\ce {^4He -> T + n}}$	20,6	1,37× 1011	3,49× 1028	${\ce {T -> 3 n}}$	9,26
${\ce {^12C -> ^12B}}$	13,4	3,90× 1010	6,51× 1027	${\ce {^12B -> ^12Be}}$	11,6
${\ce {^16O -> ^16N}}$	10,4	1,90× 1010	2,50× 1027	${\ce {^16N -> ^16C}}$	8,01
${\ce {^20Ne -> ^20F}}$	7,03	6,22× 109	5,61× 1026	${\ce {^20F -> ^20O}}$	3,82
${\ce {^24Mg -> ^24Na}}$	5,52	3,17× 109	2,28× 1026	${\ce {^24Na -> ^24Ne}}$	2,47
${\ce {^28Si -> ^28Al}}$	4,64	1,96× 109	1,20× 1026	${\ce {^28Al -> ^28Mg}}$	1,83
${\ce {^40Ca -> ^40K}}$	1,31	7,79× 107	1,93× 1024	${\ce {^40K -> ^40Ar}}$	7,51
${\ce {^56Fe -> ^56Mn}}$	3,70	1,15× 109	5,29× 1025	${\ce {^56Mn -> ^56Cr}}$	1,64

Результатом такої нейтронізації є зменшення концентрації електронів та заряду ядер за збереження концентрації нуклонів.

Навколоядерні щільності: випаровування нейтронів з ядер

При «надзбагаченні» ядер нейтронами енергія зв'язку нуклонів падає, зрештою для таких ядер енергія зв'язку стає нульовою, що визначає межу існування нейтронно-надлишкових ядер. У такій ситуації подальше зростання щільності, що веде до захоплення електрона ядром, призводить до викиду з ядра одного або кількох нейтронів (при $\rho \sim 4\cdot 10^{11}$ г/см ³):

$(A,Z)+{\rm {e}}^{-}\to (A-k,Z-1)+kn+\nu .$

У результаті при постійному тиску встановлюється обмінна рівновага між ядрами й вільним нейтронним газом, в межах краплинної моделі ядра така система розглядається як двофазна — що складається з ядерної рідини та нейтронного газу, енергія Фермі нуклонів обох фаз у рівноважному стані однакова. Точний вид діаграми стану такої системи залишається предметом досліджень, проте при $\rho \sim 2\cdot 10^{14}$ г/см ³ відбувається фазовий перехід першого роду однорідної ядерної матерії.

Щільності, що перевищують ядерні

Для надвисоких щільностей обмежуючим фактором є критерій Зельдовича: швидкість звуку $v_{s}$ у такому щільному середовищі не повинна перевищувати швидкість світла $c$, що накладає обмеження рівняння стану:

$P\leqslant \varepsilon =\rho c^{2}.$

Важливість цього обмеження полягає в тому, що воно дійсне для будь-яких великих щільностей, про властивості ядерних взаємодій для яких відомо вкрай мало.

Нейтронізація та стійкість зір

При нейтронізації речовини зменшується концентрація електронів при збереженні концентрації баріонів і відповідно зменшується її пружність: для виродженого електронного газу тиск $P=K\rho ^{5/3}$, але при нейтронізації через падіння об'ємної щільності електронів падає й тиск, додатковий внесок вносять і релятивістські ефекти, що призводить до іншої залежності тиску від щільності: $P=K\rho ^{4/3}$^{[джерело?]}.

Результатом стає втрата зорею гідростатичної рівноваги — нейтронізоване ядро зорі стискається, і хоча температура в ньому зростає, але, на відміну від звичайних зір, тиск газу, що протидіє стисканню, майже не залежить від температури. Зростанню температури, яке могло б призвести до зняття виродження за такої густини, перешкоджають процеси нейтринного охолодження. Швидкість такого об'ємного нейтринного охолодження, на відміну класичного поверхневого фотонного охолодження, не обмежена процесами перенесення енергії з надр зорі до її фотосфери — і, отже, нейтринна світність зорі на стадії швидкої нейтронізації при колапсі переважає порівняно з фотонною світністю.

Такий нейтринний спалах був зафіксований для наднової SN 1987A у Великій Магеллановій Хмарі (відстань ~50 кілопарсек).

Література

• Нейтронизация / Надежин Д. К. // Физика космоса: Маленькая энциклопедия / Редкол.: Р. А. Сюняев (Гл. ред.) и др. — 2-е изд. — М. : Велика російська енциклопедія, 1986. — С. 431—433. — 783 с. — 70 000 екз.
• Зельдович Я. Б., Блинников С. И., Шакура Н. И.. Нейтронизация //  — М. : Издательство МГУ, 1981. — 159 с. — 2320 прим.
• Бисноватый-Коган Г. С. Вещество при очень больших плотностях, нейтронизация, взаимодействие частиц //  — М. : Наука, 1989. — 487 с. — ISBN 5-02-014062-7.
• Шапиро С., Tьюколски С. Черные дыры, белые карлики и нейтронные звезды. Пер. с англ. — М. : Мир, 1985. — Т. 1—2.