Астрономија

Пресметување на релативните изобилства на сончевиот за принос на експлозивната нуклеосинтеза

Пресметување на релативните изобилства на сончевиот за принос на експлозивната нуклеосинтеза


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Имам проблем да ги извлечам односите на изобилство за производите на еекта на даден модел на експлозија на супернова. Од моделите на експлозија, дадена е маса од 3 изотопи од секој елемент произведен во експлозијата во единиците на сончевата маса. Треба да ја претворам масата на производите на еекта во број на густини, со цел да се реши односот на изобилство. Односите на изобилство за некои елементи X во однос на силициумот, во однос на соларните вредности се дефинираат како:

$ [X / Si] = frac {(X / Si)} {(X / Si) _ odot} $

Каде што X и Si се густини на броеви.

Ако размислиме за кислород: Користење на сончевите вредности од Андерс и Гревес, каде О.$ _ odot $ = 8.51e-04 и Si$ _ odot $ = 3.55e-05 (број на изобилство во однос на H). И користејќи го моделот на експлозија 40А од Маеда + 2003 година (Табела 2), ја знаеме масата на ејектата (во соларни единици) за:

  • кислород-16 = 5,99
  • кислород-17 = 5,33е-08
  • кислород-18 = 5,48е-06
  • силициум-28 = 1,87е-01
  • силициум-29 = 3,57e-02
  • силициум-30 = 2.73е-02

Како ги одредуваме [O / Si]? Забелешка, одговорот треба да биде 2.783.

Мојот обид за решение:

$ O = frac { text {ејекта маса на кислород-16}} { текст {атомска маса на кислород-16}} $

$ O = 5,99 ~ M_ odot / 15,994 ~ amu $ (доминира О-16; ги игнорира останатите)

$ O = 0,3745 ~ M_ odot / amu $

$ Si = frac { text {еекта маса на Si-28}} { текст {атомска маса на Si-28}} + frac { text {еекта маса на Si-29}} { текст {атомска маса на Si-29}} + frac { текст {ејекта маса на Si-30}} { текст {атомска маса на Si-30}} $

$ Si = frac {1.87E − 01} {27.976} + frac {3.57E − 02} {28.976} + frac {2.73E − 02} {29.973} ~ M_ odot / amu $

$ Si = 0,008827 ~ M_ odot / amu $

$ [O / Si] = frac {(X / Si)} {(X / Si) _ odot} $

$ [O / Si] = frac {(0,3745 / 0,008827)} {(8,51E − 04 / 3,55e − 05)} $

$ [O / Si] = 1,889 $

Што не е 2.783. Што ми недостасува?


Starsвездите богати со фосфор со необично изобилство предизвикуваат теоретски предвидувања

Скоро сите хемиски елементи се направени од нуклеосинтетски реакции во разни ofвезди и се акумулирани низ нашата космичка историја. Меѓу тие елементи, потеклото на фосфорот е од исклучителен интерес затоа што се знае дека е од суштинско значење за животот, каков што знаеме на Земјата. Сепак, сегашните модели на (галактичка) хемиска еволуција не го предвидуваат фосфорот што го набудуваме во нашиот Сончев систем. Тука известуваме за откривање на 15 starsвезди богати со фосфор со невообичаени преголеми количини на O, Mg, Si, Al и Ce. Starsвездите богати со фосфор, најверојатно, ја наследуваат својата чудна хемија од друг близок elвезден извор, но нивниот интригантен модел на хемиско изобилство ги предизвикува теоретските предвидувања на сегашната elвездена нуклеосинтеза. Специфични ефекти како што се ротација или напредна нуклеосинтеза во конвективно-реактивни региони во масивни starsвезди претставуваат најперспективни алтернативи за објаснување на постоењето на richвезди богати со фосфор. Предците на starsвездите богати со фосфор можат значително да придонесат за фосфорот присутен на Земјата денес.


Нуклеосинтеза во arsвездите и хемиско збогатување на галаксиите

По Големата експлозија, производството на тешки елементи во раниот универзум се одвива почнувајќи од формирањето на првите starsвезди, нивната еволуција и експлозијата. Првите експлозии на супернова имаат силни динамички, термички и хемиски повратни информации за формирањето на следните starsвезди и еволуцијата на галаксиите. Сепак, природата на првите starsвезди на Универзумот и експлозиите на супернова не е добро разјаснета. Потписот на приносите од нуклеосинтезата на првите starsвезди може да се види во моделите на елементарно изобилство забележани во екстремно сиромашни метали. Интересно, тие обрасци покажуваат некои особености во однос на моделот на сончево изобилство, што треба да обезбеди важни индиции за разбирање на природата на раните генерации на везди. Така ги прегледуваме неодамнешните резултати од приносот на нуклеосинтезата на главно масивни starsвезди за широк спектар на stвездени маси, металичности и енергии на експлозија. Ние исто така обезбедуваме табели за приноси и испитуваме како врз тие приноси влијаат некои хидродинамички ефекти за време на експлозии на супернова, имено, енергии на експлозија од хипернови до слаби супернови, мешање и паѓање на преработени материјали, асферичност итн. се ограничени од податоците за наб dataудување на суперновите и metalвездите сиромашни од метал. Приносите на нуклеосинтезата потоа се применуваат на моделот на хемиска еволуција на нашата Галаксија и другите видови галаксии за да се дискутира како се случил процесот на хемиско збогатување за време на еволуцијата.


Пресметување на релативните изобилства на сончевиот за принос на експлозивната нуклеосинтеза - Астрономија

Контекст. Манганот претежно се синтетизира во експлозии на супернова од типот Ia (SN Ia). Заради зависноста од ентропија на приносот од Mn при експлозивно согорување на термонуклеарно, SNe Ia вклучено во близина на бели џуџиња со масивна Chandrasekhar (M Ch) (WDs) се предвидува да произведе соодноси Mn-Fe кои значително ги надминуваат експлозиите на SN Ia кои вклучуваат под -Масивни примарни WDs на масата Чандрасехар. Од сите сегашни модели на експлозија на супернова, само моделите на SN Ia кои вклучуваат близу М Ch дисетабилни производи произведуваат [Mn / Fe] ≳ 0,0.
Цели: Користејќи ги специфичните приноси за конкурентските сценарија на SN Ia, имаме за цел да ги ограничиме релативните фракции на експлодирање близу М Ch до под M M примарни WD во Галаксијата.
Методи: Ние ги извлекуваме приносите на Mn од тродимензионални термонуклеарни симулации на супернова кои се однесуваат на различни првични поставувања и прогениторни канали. Потоа ја пресметуваме хемиската еволуција на Mn во соларното соседство, претпоставувајќи дека SNe Ia се составени од различни релативни фракции на разгледуваните модели на експлозија.
Резултати: Откриваме дека поради зависноста од ентропија на приносите од замрзнување од нуклеарна статистичка рамнотежа, [Mn / Fe] силно зависи од масата на експлодираниот WD, при што близу M Ch WDs произведуваат значително повисоки [Mn / Fe] од под-М Ch WDs. Од сите нуклеосинтетски извори што потенцијално влијаат на хемиската еволуција на Mn, само моделите на експлозија што вклучуваат термонуклеарно согорување на близу M Ch WDs предвидуваат соларно или супер-сончево [Mn / Fe]. Следствено, во нашите пресметки за хемиска еволуција откриваме дека забележаното [Mn / Fe] во соларното соседство со [Fe / H] ≳ 0,0 не може да се репродуцира без примарите приближно-М Ch SN Ia. Под претпоставка дека 50% од сите SNe Ia произлегуваат од експлозивно горење на термонуклеарни во близу М Ch WDs, резултира во добро совпаѓање со податоците.


Придружници

Даблински институт за напредни студии, 31 место Фитцвилијам, Даблин, 2, Ирска

Феликс Ахаронијан & засилувач Марија Черњакова

Макс-Планк-институт за Кернфизик, Поштенски број 103980, Хајделберг, 69029, Германија

Научен институт Гран Сасо, виале Франческо Криспи 7, Аквила, 67100 Л, Италија

Холандски институт за вселенски истражувања СРОН, Сорбонелаан 2, Утрехт, 3584 Калифорнија, Холандија

Хироки Акаматсу, Елиса Костантини, elleеле де Плаа, Јан-Вилем ден Хердер, Маргерита ustустини, Лији Гу, elleеле Каастра, Мисаг Мехдипур и Кор П. де Врис

Институт за истражување на животната средина на вселената-Земјата, Универзитет Нагоја, Фуро-чо, Чикуса-ку, Нагоја, 464-8601, Аичи, Јапонија

Фуми Акимото, Хиројасу Таџима и засилувачот Казутака Јамаока

Институт Кавли за астрофизика и космологија на честички, Универзитет Стенфорд, трговски центар 452 Ломита, Стенфорд, 94305, Калифорнија, САД

Стивен В. Ален, Роџер Бленфорд, Грег Мадејски, Хироказу Одака, Дан Р. Вилкинс и засилувач Ирина huraуравлева

Катедра за физика, Универзитет Стенфорд, 382 преку трговскиот центар Пуебло, Стенфорд, 94305, Калифорнија, САД

Стивен В. Ален, Роџер Бленфорд и засилувач Ирина huraуравлева

SLAC Национална лабораторија за забрзување, 2575 Sand Hill Road, Менло Парк, 94025, Калифорнија, САД

Стивен В. Ален и засилувачот Роџер Бленфорд

НАСА, центар за вселенски летови Годард, 8800 Гринбелт пат, Гринбелт, 20771, Мериленд, САД

Лорела Анџелини, Менг П. Кјао, Меган Е. Екарт, Кенџи Хамагучи, Илана М. Харус, Ен Хорнскемајер, Тим Калман, Ричард Л. Кели, Каролин А. Килбурн, Морис А.Лотенегер, Мајкл Ловенштајн, Максим Маркевич, Хидејуки Мори , Коџи Мукаи, Такаши Окаџима, Роберт Петре, Фредерик С. Портер, Катја Потхмит, Казухиро Сакаи, Питер Ј. Селелемитос, Јанг Сонг, Франческо Томбеси, Даниел Р. Вик, Хироја Јамагучи и засилувачот Тахир Јакуб

Катедра за астрономија, Универзитет во Geneенева, гл. d’Écogia 16, Versoix, CH-1290, Швајцарија

Марк Аудар, Карло Ферињо и засилувачот Стефан Палтани

Катедра за физика, Универзитет Ехиме, Бункио-чо, Мацујама, 790-8577, Ехиме, Јапонија

Хисамитсу Аваки & засилувач Јуичи Терашима

Катедра за физика и Центар Оскар Клајн, Универзитет Стокхолм, Стокхолм, 106 91, Шведска

Катедра за физика, Универзитет во Токио, 7-3-1 Хонго, Бункио-ку, 113-0033, Токио, Јапонија

Аја Бамба, Цунејоши Камае & засилувач Казухиро Наказава

Истражувачки центар за раниот универзум, Факултет за наука, Универзитет во Токио, 7-3-1 Хонго, Бункио-ку, 113-0033, Токио, Јапонија

Аја Бамба & засилувач Казухиро Наказава

Институт за астрофизика и вселенски истражувања Кавли, Технолошки институт во Масачусетс, Авенија Масачусетс 77, Кембриџ, 02139, Масачусетс, САД

Маршал В. Бауц, Есра Булбул & засилувач Ерик Д. Милер

Астрофизичка опсерваторија Смитсонијан, 60 Гарден стрит, МС-4 Кембриџ, 02138, Масачусетс, САД

Лора В. Бренеман, Есра Булбул, Адам Р. Фостер и засилувач Рандал К. Смит

Национална лабораторија Лоренс Ливермор, 7000 источна авенија, Ливермор, 94550, Калифорнија, САД

Катедра за физика и астрономија, Државен универзитет Вејн, улица 666 West Hancock Street, Детроит, 48201, Мичиген, САД

Одделение за астрономија, Универзитет Јеил, Newу Хејвен, 06520-8101, Конектикат, САД

Одделение за физика, Универзитет Јеил, Newу Хејвен, 06520-8120, Конектикат, САД

Паоло С. Коппи, Ендру Симковиак & amp. Меган Ури

Катедра за физика, Центар за вонгалактичка астрономија, Универзитет во Дурам, Јужен пат, Дурам, DH1 3LE, Велика Британија

Јапонска агенција за вселенско истражување, Институт за вселена и астронаутичка наука, 3-1-1 Јошино-даи, Чуо-ку, Сагамихара, 252-5210, Канагава, Јапонија

Tadayasu Dotani, Кен Ebisawa, Katsuhiro Хајаши, Ryo Iizuka, Yoshiyuki Inoue, Manabu Ishida, Kumi Ishikawa, Masachika Iwai, Motohide Kokubun, Шу Koyama, Yoshitomo Маеда, Kazuhisa Mitsuda, Такао Накагава, Masanobu Ozaki, Горо Сато, Rie Сато, Аурора Simionescu , Јасухару Сугавара, Тадајуки Такахаши, Јох Такеи, Такајуки Тамура, Јасуо Танака, Хироши Томида, Масахиро Цуџимото, Шутаро Уеда, Шин Ватанабе и засилувачот Норико Ј. Јамасаки

Катедра за астрономија, Универзитет во Кјото, Киташиракава-Ојваке-чо, Сакио-ку, 606-8502, Кјото, Јапонија

Теруаки Еното, Шиу-Ханг Ли, Шин Минешиџ & засилувач Јошихиро Уеда

Центарот за напредни истражувања Хакуби, Универзитет во Кјото, Кјото, 606-8302, Јапонија

Катедра за физика, Метрополитен универзитет во Токио, Минами-Осава 1-1, Хачијоџи, 192-0397, Токио, Јапонија

Јуичиро Езое, Јуто Ичинохе, Јошитака Ишисаки, Такаја Охаши, Хироми Сета и засилувач Шиња Јамада

Институт за астрономија, Универзитет во Кембриџ, патот Мадингли, Кембриџ, CB3 0HA, Велика Британија

Ендру Ц. Фабијан & засилувач Чиро Пинто

Факултет за математика и физика, Универзитет Каназава, Какума-мачи, Каназава, 920-1192, Ишикава, Јапонија

Рјуичи Фуџимото & засилувач Даисуке Јонетоку

Научно училиште, Универзитет во Хирошима, 1-3-1 Кагамијама, Хигаши, 739-8526, Хирошима, Јапонија

Јасуши Фуказава, Такао Китагучи, Цунефуми Мизуно, Масанори Охно, Хиромитсу Такахаши, Јасујуки Т. Танака и засилувачот Норберт Вернер

Здравствен универзитет Фуџита, Тојоаке, 470-1192, Аичи, Јапонија

Оддел за физика, Универзитет во Мајами, 1320 Кампо Сано Драјв, Корал Гејблс, 33146, Флорида, САД

Масимилијано Галеаци & засилувач Еугенио Урсино

Катедра за астрономија и физика, Универзитет Свети Мери, улица Роби 923, Халифакс, B3H 3C3, Нова Шкотска, Канада

Катедра за физика и астрономија, Универзитет во Саутемптон, Хајфилд, SO17 1BJ, Саутемптон, Велика Британија

Laboratoire APC, 10 rue Alice Domon et Léonie Duquet, Париз, 75013, Франција

Андреа Голдворм, Филип Лоран и засилувач Даниел Маер

ЦЕА Сакли, Гиф сур Ивет, 91191, Франција

Андреа Голдвурм, Филип Лоран, Оливие Лимузина и засилувач Даниел Маер

Европски центар за истражување и технологија на вселената, Кеплерлан 1, Ноордвајк, 2201 AZ, Холандија

Матео Гуанаци & засилувач Дејвид Лумб

Катедра за физика и астрономија, Универзитет за образование Аичи, Аичи, 448-8543, Јапонија

Оддел за физика, Универзитет за наука во Токио, 2641 Јамазаки, Нода, 278-8510, Чиба, Јапонија

Куичи Хагино & засилувач Такајоши Кохмура

Оддел за физика, Универзитет во Мериленд, Балтимор, округ 1000 ридски круг, Мериленд, Балтимор, 21250, САД

Кенџи Хамагучи, Илана М. Харус, Морис А.Лојтенегер, Коџи Мукаи, Катја Потшмит и засилувачот Тахир Јакуб

Катедра за применета физика и електронско инженерство, Универзитет во Мијазаки, 1-1 Гакуен Кибанадаи-Ниши, Мијазаки, 889-2192, Јапонија

Исаму Хатсукаде, Коџи Мори & засилувач Макото Јамаучи

Катедра за физика, Универзитет во Нагоја, Фуро-чо, Чикуса-ку, Аичи 464-8602, Нагоја, Јапонија

Кацухиро Хајаши, Такајуки Хајаши, Хидејо Куниеда, Икујуки Митсуиши, Јузуру Тавара и засилувач Казутака Јамаока

Оддел за наука за Земјата и вселената, Универзитет во Осака, 1-1 Machikaneyama-cho, Toyonaka, 560–0043, Осака, Јапонија

Кијоши Хајашида, Хиронори Матсумото, Хироши Накаџима и засилувачот Хироши Цунеми

Катедра за физика, Универзитет Квансеи Гакуин, 2-1 Гакуен, Санда, 669-1337, Хјого, Јапонија

Катедра за физика, Универзитет Рикио, 3-34-1 Ниши-Икебукуро, Тошима-ку, 171-8501, Токио, Јапонија

Акио Хошино, Шунџи Китамото, Шиња Саито и засилувачот Јасунобу Учијама

Катедра за физика и астрономија, универзитет „Рутгерс“, патот Фрелингхојсен 136, Пискатавеј, Newу erseyерси, 08854, САД

Универзитет Меизеи, 2-1-1 Ходокубо, Хино, 191-8506, Токио, Јапонија

Опсерваторија Лајден, Универзитет во Лајден, Поштенски фах 9513, РА Лајден, 2300, Холандија

Истражувачки институт за наука и инженерство, Универзитет Васеда, 3-4-1 Окубо, Шинјуку, 169-8555, Токио, Јапонија

Катедра за физика, Универзитет Чуо, 1-13-27 Касуга, Бункио, 112-8551, Токио, Јапонија

Сатору Катсуда & засилувач Јохко Цубои

Катедра за физика, Институт за технологија во Токио, 2-12-1 Оокајама, Мегуро-ку, 152-8550, Токио, Јапонија

Нобујуки Каваи, Сатоши Сугита & засилувач Јоичи Јатсу

Катедра за физика, Универзитет Тохо, 2-2-1 Мијама, Фунабаши, 274-8510, Чиба, Јапонија

Катедра за физика, Универзитет во Кјото, Киташиракава-Ојваке-Чо, Сакио, 606-8502, Кјото, Јапонија

Кацуџи Којама, Такааки Танака, Такеши Го Цуру и засилувач Хирујуки Учида

Европски центар за вселенска астрономија, Камино Бајо дел Кастиloо, Вилјануева де ла Кањада, 28692, Мадрид, Шпанија

Питер Кречмар и засилувачот Норберт Шартел

Здружение за вселенски истражувања на универзитети, 7178 Columbia Gateway Drive, Колумбија, 21046, Мериленд, САД

Национална научна фондација, бул. Вилсон 4201, Арлингтон, 22230, Вирџинија, САД

Оддел за електронски информациони системи, Институт за технологија Шибаура, 307 Фукасаку, Минума-ку, Саитама 337-8570, Саитама-ши, Јапонија

Катедра за астрономија, Универзитет во Мериленд, Колеџ парк, Мериленд, 20742, САД

Мајкл Ловенштајн, Ричард Ф. Мушоцки, Кристофер С. Рејнолдс, Франческо Томбеси и засилувачот Хироја Јамагучи

Научен институт за вселенски телескоп, 3700 Сан Мартин Драјв, Балтимор, 21218, Мериленд, САД

Нокс С. Лонг и засилувач Брајан Ј Вилијамс

Институт за физичко и хемиско истражување, 2-1 Хиросава, Вако, 351-0198, Саитама, Јапонија

Казуо Макишима, Шинја Накашима & засилувач Мегуми Шидатсу

Катедра за физика, Универзитет за наука во Токио, 1-3 Кагуразака, Шинјуку-ку, Токио, 162-8601, Јапонија

Киоко Мацушита, Тору Сасаки & засилувач Косуке Сато

Катедра за физика, Универзитет во Висконсин, Медисон, 53706, Висконсин, САД

Катедра за физика и астрономија, Универзитет во Ватерло, 200 универзитетска авенија Запад, Ватерло, N2L 3G1, Онтарио, Канада

Катедра за астрономија, Универзитет во Мичиген, Авенија Јужен универзитет 1085, Ен Арбор, Мичиген, 48109, САД

Jon M. Miller & amp Абдерахмен Зогби

Дипломиран универзитет во Институтот за наука и технологија во Окинава, 1919-1 Танча, Она-син Окинава, 904-0495, Јапонија

Takuya Miyazawa & amp Shin'ichiro Takeda

Центар за астрофизички науки во Хирошима, Универзитет Хирошима, Хигаши-Хирошима, 739-8526, Хирошима, Јапонија

Факултет за либерални уметности, Универзитет Тохоку Гакуин, 2-1-1 Тенџинзава, Изуми-ку, Мијаги 981-3193, Сендаи, Јапонија

Научен факултет, Универзитет Јамагата, 1-4-12 Којиракава-мачи, Јамагата, 990-8560, Јамагата, Јапонија

Катедра за физика, araенски универзитет во Нара, Китаооаниши-мачи, Нара, 630-8506, Нара, Јапонија

Кумико К. Нобукава, Наоми Ота и засилувач Шигео Јамаучи

Катедра за обука на наставници и училишно образование, Универзитет за образование на Нара, Такабатаке-че, 630-8528, Нара, Јапонија

Институт за гранични истражувања за интердисциплинарни науки, Универзитет Тохоку, Арамакијазааоба 6-3, Аоба-ку, Мијаги 980-8578, Сендаи, Јапонија

Астрономски институт, Универзитет Тохоку, Арамакијазааоба 6-3, Аоба-ку, Мијаги 980-8578, Сендаи, Јапонија

Лабораторија за астрофизика, Универзитет Колумбија, 550 Запад 120-та улица, Newујорк, 10027, Newујорк, САД

Катедра за физика и астрономија, Универзитет во Манитоба, Винипег, R3T 2N2, Манитоба, Канада

Катедра за физика и математика, Универзитет Аојама Гакуин, 5-10-1 Фучинобе, Чуо-ку, Канагава 252-5258, Сагамихара, Јапонија

Астрономска опсерваторија на Универзитетот Јагелонија, ул. Орла 171, Краков, 30-244, Полска

RIKEN центар Нишина, 2-1 Хиросава, Вако, 351-0198, Саитама, Јапонија

Институт за вонземска физика Макс Планк, Гисенбахстрасе 1, 85748, Гархинг, Германија

Катедра за физика, Универзитет Саитама, 255 Шимо-Окубо, Сакура-ку, 338–8570, Саитама, Јапонија

Makoto S. Tashiro & amp Yukikatsu Terada

Катедра за физика, Универзитет во Рим „Tor Vergata“, Via della Ricerca Scientica 1, Рим, I-00133, Италија

Факултет за образование, Универзитет Шизуока, 836 Охија, Суруга-ку, 422-8529, Шизуок а, Јапонија

Факултет за здравствени науки, Универзитет Нихон Фукуши, 26-2 Хигаши Хаеми-чо, Ханда, 475-0012, Аичи, Јапонија

Универзитетот МТА-Ештов, Лендулет, Hotешка истражувачка група за универзуми, Пазмањи Петер Сетер 1 / А, Будимпешта, 1117, Унгарија

Катедра за теоретска физика и астрофизика, Факултет за науки, Универзитет Масарик, Котлаврска 2, Брно, 611 37, Чешка

Катедра за физика и астрономија, Универзитет во Јута, 115 југ 1400 исток, Солт Лејк Сити, 84112, Јута, САД

Универзитетот Johnонс Хопкинс, Кампусот Хомевуд, Балтимор, 21218, Мериленд, САД


Пресметување на релативните изобилства на сончевиот за принос на експлозивната нуклеосинтеза - Астрономија

Елементи многу потешки од Fe, како што се Pb, Au, U не се произведуваат во обична elвездена нуклеосинтеза (реакции на фузија). Нивното формирање вклучува различни процеси што се случуваат во starsвездите или за време на експлозивни и катастрофални настани. За време на овие настани, фаќањето на неутрони или протони од атоми е главниот процес со кој се формираат тешки елементи.

Постојат три главни процеси со кои се случува нуклеосинтезата на потешки елементи: s-, r- и p-процес [107, 108, 109].

    Процесот s (бавен) се јавува во внатрешноста на масивните starsвезди (слабиот s-процес) и starsвездите кои од гледна точка на еволуцијата се наоѓаат на AGB (главниот s-процес) [110, 111, 112]. Овие starsвезди се во состојба да изградат тешки и стабилни јадра од Ironелезо до 209 Би (Слика 3). Процесот се случува кога јадро е во можност да фати неутрони едно по едно. Како резултат на јадрото може да биде стабилно, или ако е радиоактивно, се распаѓа (& # X3B2) во стабилен елемент (следејќи ја патеката што води до долината на стабилност) пред да се фати следниот неутрон. Затоа, повеќето изотопи на патеката s-процес се стабилни и можат добро да се изучуваат во лабораторија. Проценето е дека протокот на густина на неутрони во процесот на s е помеѓу 10 6 и 10 11 неутрони / cm 2 / s. Тој е одговорен за околу половина од потешките изотопи на железо. Релевантните својства неопходни за опишување на синџирот на s-процеси се пресеците на зафаќање на неутроните и, покрај тоа, стапките на распаѓање на бета на тие нестабилни изотопи, кои се доволно долговечни за да им се овозможи на апсењата на неутроните да се натпреваруваат. Добро познат елемент на s-процесот е 43 Tc, елемент кој нема стабилни изотопи има полуживот од милиони години и го користеше Мерил [113] за да докаже доказ за нуклеосинтеза кај други starsвезди како што е S- Тип

Во следните делови, ќе се осврнеме на главните аспекти поврзани со нуклеосинтезата на апсењето на неутрони и протони. Ова е дополнето со преглед на набудувања од експлозивни процеси кои го карактеризираат ccSNe.

Слабиот s-процес се одвива на крајот од конвективното јадро што гори и во последователната конвективна школка со горење C [120] во масивни starsвезди (на пример, 25 М.& # X2299), додека главниот s-процес се јавува кај GBвездите со мала маса на AGB. Се карактеризира со споредливо ниска густина на неутрони, така што времињата на апсење на неутрони се многу побавни од повеќето & # X3B2-времиња на распаѓање. Ова подразбира дека патеката на реакција на s-процесот ја следи долината на стабилност. Иако достапните пресеци под elвездени услови беа многу скудни и прилично несигурни, веќе беше заклучено [7] дека производот на пресек повеќе од добиениот s-изобилство претставува функција на масен број А. со скокови при затворање на школките и празнини на разгранувањата.

Слабата нуклеосинтеза на s-процесите е одговорна за производство на низок масен опсег на s-процесни елементи од јадра на семе од железна група до 58 Fe до Sr и Y (види [121] и референци во нив). Изворот на неутрон е обезбеден со реакција 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg. Првите обиди да се испита можната улога на ротационото мешање врз производството на s-процес во масивни starsвезди покажаа дека оваа класична слика може значително да се ревидира. Влијанието на ротацијата врз нуклеосинтезата кај масивни ротирачки starsвезди со низок З е истражено од различни групи [122, 123, 124]. При метална металност, мешањето предизвикано од ротација има умерен ефект врз производството на s-процеси. Меѓутоа, при многу ниска металичност, мешањето предизвикано од ротација има многу посилен ефект, и затоа има големо влијание врз еволуцијата и нуклеосинтезата на првите stвездени генерации во универзумот. Навистина, ротацијата доведува до мешање помеѓу јадрото што гори He и школка што гори H. На крајот, производите што горат He 12 C и 16 O се мешаат во обвивката за горење H, која произведува 14 N преку ЦНО циклус Подоцна, 14 N се меша повторно во јадрото што гори, во тој момент веднаш се претвора во 22 Ne преку 14 N (& # X3B1, n) 18 F (д + , д) 18 О (& # X3B1, & # X3B3) 22 Не. На крајот на јадрото што гори, 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg ослободува големи количини на неутрони и драстично го менува производството на s-процес [125]. Поради големата густина на бројот на неутрони, слабиот процес на s произведува тешки јадра до A & # X223C 200. Неодамнешните набудувања [126, 127] потврдија дека изобилството на s во топчести јата во испакнатината на нашата Галаксија е компатибилно со производството на s-процеси во брзи ротирачки масивни starsвезди со мала металност, поддржувајќи го ставот дека масивните starsвезди навистина можат да бидат исто така важни извори за овие елементи. Сепак, постојат студии за несигурноста на нуклеарната физика во процесот s [128, 129, 130], а производството на тешки s-процесни јадра во масивни ниско-Z starsвезди силно зависи од ротацијата. На изобилството влијае и несигурноста на реакциите на изворот на неутрон или отровот на неутрон (види [131] и референците во нив). Производството на Sr и Ba во metalвездите сиромашни од метал е испитано заради важноста на набудувањето [132]. Во нивната работа, Цескути и др [133] претстави модели на галактичка хемиска еволуција користејќи поголема мрежа на модели и покажа дека мешањето предизвикано од ротација е во можност да го објасни големиот расеј за [Sr / Ba] забележан во екстремно сиромашни метали. Бидејќи сè уште остануваат голем број starsвезди со најниски металики со само горните граници на Sr и / или Ba, зголемувањето на големината на примерокот и квалитетот на достапната спектроскопија со висока резолуција за starsвездите на овие металики е суштински чекор кон разбирање на нуклеосинтезата на најраните епохи и на крајот да го карактеризираат влијанието на животната средина на астрофизичките места на производство на тешки елементи [134].

Како што веќе беше споменато претходно, фазата АГБ претставува последна фаза на нуклеарно согорување на andвезди од мала и средна маса. Фазата АГБ е кратка ако се спореди со фазата на МС, но е многу важна затоа што е богато место на нуклеосинтеза. Овие starsвезди, откако ќе се потроши снабдувањето со Тој за фузија во нивното јадро, црпат енергија од фузијата на школките H и He околу дегенерираното јадро C-O. Во оваа фаза, starsвездите ја зголемуваат својата осветленост и нивната големина, губејќи материјал од надворешните слоеви поради силните elвездени ветрови. Една од карактеристиките на фазата АГБ е периодична термичка нестабилност на школките што горат. Овие енергетски рафали се манифестираат како термички импулси и оттука оваа фаза е позната како фаза TP-AGB. Овие импулси обично се случуваат на секои 10 4 - 10 5 години (видете, за повеќе детали, [40]). Н-нуклеосинтезата на процесите кај starsвездите на AGB се јавува во релативно ниска густина на неутрони (& # X223C 10 7 неутрони / см 3) за време на доцните фази на elвездената еволуција кога theвездата има тенок зрачен слој (меѓукружен регион) и проширен конвективен плик (слика 4). Главните извори на збогатување на неутроните се реакцијата 13 C (& # X3B1, n) 16 O, која радијативно ослободува неутрони за време на интерпулсните периоди и реакцијата од 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg, делумно активирана за време на конвективните термички импулси . Производството на неутрони преку каналот 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg е навистина ефикасно само кај starsвездите со голема маса на AGB (М. & # X2265 4 М.& # X2299), поради високата температура потребна за да се појави оваа реакција. Таквите температури исто така може да се достигнат за време на фазата на TP-AGB на помалку масивни starsвезди, но во овој случај, произведените неутрони само маргинално влијаат на крајната дистрибуција на изобилството на s-процесите. Оваа реакција се одвива во средина за конвекција. Реакцијата од 13 C (& # X3B1, n) 16 O бара истовремено реакции на зафаќање на протони и & # X3B1 да се појават во школка He. Еден од проблемите поврзани со моделирањето на овој канал на производство на неутрони се должи на малото изобилство од 13 C. Овој елемент се произведува за време на фазите што следат по развојот на средниот конвективен слој каде што со некое продирање на протоните се создава резервоар на H во слоевите богати со Тој. Кога надворешните делови на starвездата се контрахираат и се загреваат, горењето на H повторно се запали и заробените протони се заробени од обилните 12 C, предизвикувајќи го ланецот 12 C (p, & # X3B3) 13 N (& # X3B2 + ) 13 C. Меѓутоа, произведениот 13 C не е доволен за да се објасни производството на неутрони потребни за нуклеосинтезата на s-процесот. Реакцијата се јавува во зрачна околина и доведува до формирање на т.н. 13 С. џеб (види [135] и упатства во него). Масата окупирана од 13 С. џеб е & # X394М. & # X2243 7 & # XD7 10 & # X22124 М.& # X2299 [110], а температурата потребна за оваа реакција е од редот на Т. & # X2248 9 & # XD7 10 7 K. Неодамна се извршени нови пресметки со цел разјаснување на проблемот со 13 C [136, 137, 138]. Моделите се базираат на развој на тороидни магнетни полиња, предизвикани од elвездени динамоси, во радијативните богати слоеви под конвективниот коверт и помагаат да се ограничат резултатите од нуклеосинтезата добиени со 13 C џеб продолжување со набудувања од сончевиот состав.

Неодамнешните достигнувања во нуклеосинтезата на s-процесите се поврзани со одредувањето на густината на неутроните во масивните starsвезди на AGB [139, 140]. Особено, во споредба со изобилството на сонцето, спектарот на масивни starsвезди на AGB на нашата Галаксија и Магеланските облаци, открива силна прекумерна количина на Рубидиум [141, 142] и високи [Rb / Zr] соодноси [143]. Rb е пример за елемент произведен не само од s-процесот, туку и од r-процесот. Точниот придонес на двата процеса зависи од моделот s-процес што се користи за проценка на изобилството, што е директно поврзано со процесот на збогатување на неутроните и, следствено, на локалната густина на неутроните. Моделите на нуклеосинтеза на GBвездите на AGB [110] се далеку од совпаѓање на исклучително Rb и [Rb / Zr] вредностите, а објаснувањето на прекумерната количина на Rb на крајот би довело до подобро разбирање на реакцијата од 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg. Во рамките на s-процесите, тешко е да се објасни недостатокот на копродукција на Zr, што е дел од истиот врв на производство на Rb и треба да се произведува во слични количини. Некои решенија се дискутирани во литературата за да се земе предвид прекумерната количина на Rb. Каракас и др [112] демонстрираше дека за starsвездите на соларна металичност, [Rb / Fe] & # X223C 1.4 може да се постигне ако се одложи последната фаза на губење на масата, што резултира во поголем број на термички импулси и зголемено производство на Rb. Сепак, наб theудуваните стапки [Zr / Fe] се приближно сончеви (во рамките на 0,5 dex [144]), што не укажува на производство на овој елемент во iateвездите на AGB со средна маса. Предложено е различно објаснување, како што е можноста гасовитиот Zr, со температура на кондензација (1741 K) [145] поголема од Rb (800 K), да кондензира во зрна прашина, произведувајќи очигледен недостаток на Zr, кога мерено од молекуларните опсези на ZrO [146, 143]. Другите можни решенија за проблемот вклучуваат фактот дека набationsудувањата на Магеланскиот облак се многу несигурни, нецелосно разбирање на атмосферата на прозрачните GBвезди на AGB [142] и различната стапка на загуба на маса на AGB [147, 148]. Јасно е дека идното решавање на проблемот со Рубидиум ветува дека ќе биде возбудлив предизвик.

Нуклеосинтетичкиот модел за полесните елементи на процесите помеѓу Sr и Ba сè уште не е разбран. Траваagо и др [153] ги проучувале овие елементи и сумирајќи ги сите придонеси од нивниот модел, авторите откриле дека недостасуваат 8%, 18% и 18% од Sr, Y и Zr. Се претпоставува дека оваа фракција што недостасува доаѓа од примарно потекло од масивни starsвезди на ниско ниво [Fe / H]. Бидејќи процесот главно влијае на полесните елементи на врв, овој дополнителен (непознат) нуклеосинтетски придонес се нарекува примарен процес на полесни елементи (ЛЕПП), или слаб r-процес [154], и може да објасни некои разлики помеѓу овие елементи. Неодамна, изобилството на ЛЕПП е дополнително истражено од многу автори [155, 156, 157] со што се потврдува потребата од дополнителен процес за да се земе предвид исчезната компонента на изотопите на светлиот s-процес. Повеќето од елементите се произведуваат преку мешавина на s- и r-процес [158]. Ова го отежнува утврдувањето кој од процесите е вклучен при креирање на елементите. Главната компонента на s-процесот се произведува при метализам, почнувајќи од [Fe / H] & # X223C -0,66 [159], што одговара на временскиот интервал t & gt 2,6 Gyr. Одењето кон уште помали металики или подалеку од времето, дава увид во неразреден поглед на другите процеси. При пониски металики, од [Fe / H] & # X223C-1,16 до [Fe / H] & # X223C -0,66 [159], беше идентификувано местото за силната компонента на s-процесот. При уште пониска металичност, пред да започне s-процесот, се верува дека ЛЕПП се појавува некаде во starsвездите. Според Кристало и др [160] варијација на стандардната парадигма на нуклеосинтезата на AGB ќе овозможи да се усогласат предвидувањата на моделите со изобилството само на сончевиот систем. Сепак, ЛЕПП не може дефинитивно да се исклучи, бидејќи несигурноста сè уште влијае на stвездените и галактичките хемиски модели на еволуција. Неодамна беа истражени неколку сценарија, и двете вклучуваат примарен r-процес за време на напредните фази на експлозивна нуклеосинтеза (види [161] за преглед) или секундарен s-процес во масивни starsвезди (на пример, cs-компонента [162]). Затоа, дури и ако се направени ветувачки теоретски подобрувања поврзани со експлозивните фази на масивните starsвезди и ccSNe, како и неодамнешните спектроскопски истражувања [163, 164], целосно разбирање за потеклото на елементите за апсење на неутрони од Sr до Ba е сè уште недостасува.

Новите модели и набудувања сугерираат дека покрај добро познатите бавни и брзи процеси на апсење на неутрони, може да има и среден режим на нуклеосинтеза на апсење на неутрони, т.н. i-процес. Овој процес е дефиниран со неутронски флукс поголем од оној што се наоѓа во добро воспоставениот s-процес, но сепак е помал од екстремните услови на r-процесот. Можен потпис на i-процесот [149] може да биде истовремено подобрување на Eu, обично се смета за елемент на r-процес, и La, обично се смета за елемент на s-процес, во некои carbonвезди со метал-сиромашен подобрен јаглерод, кои се класифицирани како EMвезди на CEMP-r / s [150]. Пост-АГБ starsвездите беа дискутирани порано како можни места за нуклеосинтеза за i-процес, сепак има уште несовпаѓања и отворени прашања што треба да се решат. Во новата студија на онс и др [151], супер-GBвездите на АГБ се идентификувани како уште една можна астрофизичка локација за i-процесот. Во нивните нови пресметковни модели на овие многу тешки GBвезди на AGB, мешањето во конвективни граници се зема предвид според парамеризираниот модел. Овие нови модели на stвездени еволуции сугерираат дека материјалот богат со протони може да се меша конвективно во школка што гори Тој, што доведува до услови погодни за i-процес. Интересно, може да се покаже дека условите за i-процес се поизразени во моделите со помала содржина на метал, што укажува на тоа дека i-процесот можел да биде поважен во раниот универзум. 1-Д stвездените модели на еволуција можат само да ги идентификуваат можните места за нуклеосинтеза на i-процес [151], но пепелта H-ингестија најверојатно е поврзана со значително ослободување на нуклеарната енергија, достигнувајќи го можеби нивото на локалната енергија за врзување на школка што гори He. Таквиот огромен внес на енергија е во комбинација со повеќестепено турбулентно мешање кое не може реално да се опише со 1-Д симулации [152]. 3D симулациите на hydroвездената хидродинамика се задолжителни за да се разберат овие настани со нуклеарна астрофизика во целост и да се обезбеди соодветен контекст за понатамошни истражувања на нуклеарната астрофизика.

Неодамнешната дискусија ја предложи можноста неутроните да катализираат формирање на потешки јадра, на пример, формирање на нуклеарната молекула Ридберг 16 O (10 Be + n + n + 10 Be), што може да постои во богати неутронски средини во starsвездите на AGB [165] Во овој механизам на формирање, неутроните посредуваат во долгиот дострел на интеракцијата на јадрата Бе, и на крајот може да се користат за формирање други нуклеарни молекули со потешки јадра што ја олеснуваат нуклеарната реакција и на крајот нуклеосинтезата. Пресметките покажуваат дека не може да се потврди, но исто така е тешко да се исклучи постоењето на такви молекули врз основа на познатото за нуклеарните интеракции.

Суперновите може да се разликуваат во два вида: Тип Ia (SNIa) за кои се смета дека се експлозија на WD во бинарен систем што издвојува доволно маса од нејзиниот придружник и сите останати (Тип II, Ib, Ic), кои се генерирани во рамките на неколку можни сценарија (за преглед на сите сценарија види, [166, 167, 168]). Набудувачки, тие можат да се класифицираат според отсуството (Тип I) или присуството (Тип II) на H-линиите во нивните спектри. Тип II (SNII), Ib и Ic, се произведени од масивни starsвезди & # X2248 10 М.& # X2299 и се забележуваат во спиралните и неправилни галаксии. SNIa се случува во сите видови галаксии без претпочитање на региони што формираат starвезди, што е во согласност со нивното потекло од стара или средна .вездена популација. Во рамките на SNIa, општо сценарио е дека C-O WD издвојува маса од придружна starвезда во бинарен систем сè додека не се запали близу до масата на Чандрасехар [169]. Придружната starвезда на C-O WD обично е burningвезда што гори Тој или WD богата со Тој [170, 171, 172, 173, 174]. Предложено е активирање на детонацијата на школката богата со He преку термичка нестабилност доколку придружник на CO WD е starвезда He (на пр. [175]), додека детонацијата на пликот богат со He е динамично запалена ако придружник е WD богат со Тој (на пр., [171]). За повеќе дискусии за родовите на SNIa, видете во [176, 177, 178, 179]. Нестабилностите на WD се релевантни за SNIa бидејќи се поврзани не само со силните магнетни полиња во внатрешноста на вездите [180], туку и со неутронизацијата поради реакциите на зафаќање на електрони. Поради оваа реакција, атомските јадра стануваат побогати со неутрони и густината на енергијата на материјата се намалува, при даден притисок, што доведува до помека состојба на равенка. Други нуклеарни реакции што ги претвораат многу масивните WD нестабилни се реакциите на пикнуклеарната фузија во јадрата на овие компактни starsвезди [181, 182]. Овие реакции меѓу тешките атомски јадра, шематски изразени како З. А. Y + З. А. Y & # X2192 2ZY, можни се поради материјата со висока густина на WD, важна реакција е јаглеродот на јаглерод, 12 C + 12 C. Откриено е дека се јавуваат пикнуклеарни реакции преку значителен опсег на stвездени густини (види, на пример, [183]), вклучувајќи го и опсегот на густина пронајден во ентериерите на WDs [184, 185].Неодамна, пресметките на WD во општата релативност, исто така, покажаа дека густините на централната енергија се ограничени со реакции на нуклеарна фузија и обратно & # X3B2-распаѓање [184, 181]. Стапките на нуклеарна фузија, со кои се одвиваат многу ниско-енергетските пикнуклеарни реакции, се сепак неизвесни заради некои слабо ограничени параметри [186]. Конечно, треба да се спомене дека неодамна се сугерираше дека пикнуклеарните реакции можат да предизвикаат моќни детонации во единечни Ц-О СД [187].

Експлозивната нуклеосинтеза е поврзана со премин на ударниот бран ccSN низ слоевите над PNS (видете [188] за преглед). Шокот ја загрева материјата што ја поминува, предизвикувајќи експлозивно согорување на нуклеарно се карактеризира со кратки времиња што доведуваат до големи отстапувања од рамнотежата и хидростатичките обрасци на согорување на нуклеарно оружје. Оваа експлозивна нуклеосинтеза може да ги промени елементарните дистрибуции на изобилство во внатрешните (Si, O) обвивки. Карактеристиките на процесот се поврзани со карактеристиките на експлозијата. Деталите за нуклеосинтезата, која произведува радиоактивни јадра како што се 26 Al, 28 Si, 44 Ti, 56 Ni и 56 Co за време на експлозиите, сè уште не се разбрани целосно. Со цел да се расветли механизмот што ја движи експлозивната нуклеосинтеза, може да се наведат некои совети од набудувањата на енергијата и материјалот што се инјектираат во меѓуelвездениот медиум од експлозии на ccNS. Дел од овој материјал, кој е резултат на процесите на нуклеосинтеза што се случуваат за време на експлозијата, е изработен од радиоактивни изотопи, и затоа ни дозволува да ги заклучиме ccSN нуклеосинтезните услови кои се потребни за да ги произведеме. На пример, набудувањата на гама-зраците од 44 Ti и 56 Ni во настаните на ccSN претставуваат важна алатка за продирање длабоко во ентериерите на овие експлозии, кои инаку се достапни само преку неутрини [189]. Во овој дел, ги оцртуваме резултатите од споредбата на експлозивните модели на нуклеосинтеза со набationsудувањата од ccSNe. Од лансирањето на опсерваторијата ИНТЕГРАЛ е можно прецизно да се одреди флуксот на гама зраци поврзан со тешки елементи произведени од астрофизички извори. Главната локација за производство на радиоизотопот 44 Ti се смета дека се најдлабоките исфрлени слоеви на експлозии на ccSN, а проучувањето на неговото изобилство е во фокусот на повеќе дела [190, 191, 192]. Приносот од 44 Ti на ccSNe е познато тешко да се пресмета бидејќи зависи од енергијата на експлозијата и од симетријата на експлозијата [193]. Се верува дека 44 Ti се произведува во најдлабоките слоеви на експлодирачката ingвезда од која може да се исфрли, а теоретските пресметки покажуваат дека и зголемената енергија на експлозија и зголемената асиметрија резултираат во зголемен принос од 44 Ti. Набудувачки, присуството на радиоизотопот 44 Ti му се открива на астрономот гама-зраци преку емисија на три гама-зраци. Распаѓањето 44 Ti & # X2192 44 Sc доведува до гама зраци од 67,9 keV и 78,4 keV. Последователното распаѓање 44 Sc & # X2192 44 Ca доведува до линија со 1157,0 keV. Количината и брзината на 44 Ti е моќна сонда за механизмот на експлозија и динамиката на ccSNe, а покрај тоа, емисијата на гама-зраци од 44 Ti е идеален индикатор за остатоци од млади супернови. Досега, 44 Ti сè уште не е откриен директно во СН 1987А. Од моделирањето на кривите на ултравиолетовите оптички инфрацрвени зраци (УВОИР), кои обично се моделираат со радиоактивно распаѓање, предвидени се различни вредности на количината на произведена 44 Ti, кои не секогаш се согласуваат едни со други, ниту во рамките на соодветните несигурности. На пример, од анализа на податоци за Х-зраци земени од INTEGRAL, Grebenev и др [194] предложи вредност од (3,1 & # XB1 0,8) & # XD7 10 & # X22124 М.& # X2299, додека анализата на UVOIR болометриските светлосни кривини на Seitenzahl и др [195] означи вредност (0,55 & # XB1 0,17) & # XD7 10 & # X22124 М.& # X2299. Набationsудувањата на остатокот од супернова Cas A од нуклеарниот спектроскопски телескоп ARray (NuSTAR) сугерираат за произведената количина од 44 Ti вредност од (1,25-0,3) & # XD7 10 & # X22124 М.& # X2299, со мерење на флуксот на линиите на распаѓање од 44 Ti на околу 78 и 68 keV [196]. Понатаму, недостасува конзистентност помеѓу теоретските предвидувања и наб observудувања. Сферично симетрични (1D) модели на СН 1987А произведуваат, генерално, неколку 10 & # X22125 М.& # X2299 44 Ti [195]. На пример, Перего и др [197] користејќи го методот PUSH за производство на 1D експлозија на супернова, што подобро се вклопува во произведените количини од 56 Ni во СН 1987А, предвидуваат количина од 3,99 & # XD7 10 & # X22124 М.& # X2299 за 44 Ti. Магкотиос и др [190] го испитал изобилството од 44 Ti произведено од ccSNe проучувајќи го влијанието врз еволуцијата на изобилството на 44 Ti на варијација на нуклеарните реакции, вклучително и (& # X3B1, & # X3B3), (& # X3B1, стр), (стр, & # X3B1), и (& # X3B1, n) во лесни и средни масни цели. Откриено е дека варијацијата во стапката на реакција 17 F (& # X3B1, p) 20 Ne предизвикува примарно влијание врз изобилството на 44 Ti. Стапката на реакција 17 F (& # X3B1, p) 20 Ne, сепак, никогаш не била измерена. Бидејќи во стапката на реакција може да доминираат својствата на енергетските нивоа од 21 Na над & # X3B1-прагот од 6,561 MeV, пребарувањето на нивоата на енергија од 21 Na и проучувањето на нивните својства може да влијаат на нашето разбирање за еволуцијата на изобилството од 44 Ti. Во овој контекст, реакцијата 24 Mg (p, & # X3B1) 21 Na игра централна улога и познавањето на нејзината стапка е од клучно значење. Реакцијата од 24 Mg (p, & # X3B1) 21 Na неодамна беше измерена со Cha и др [198] со цел да се направи спектроскопска студија за енергетските нивоа во 21 Na за стапката на реакција од 17 F (& # X3B1, стр) 20 Ne на elвездени температури. Во иднина јасно се бараат понатамошни споредби помеѓу набудувањата и моделите и потребни се попрецизни влезови за нуклеарна физика.

Краткотрајниот радиоизотоп 56 Ni исто така се синтетизира во длабоките ентериери на експлозии на ccSN. CcSN светлината се подразбира дека се напојува главно од радиоактивно распаѓање од 56 Ni, што е докажано со карактеристичната крива на светлината и податоците за спектрална еволуција [199]. Овие радиоактивни изотопи ја носат информацијата за околината на формирањето на експлозија, без влијание на насилното ширење на ccSN [200]. Едно од клучните прашања од набудувањата е широк спектар на заклучени количини од 56 Ni. Близината на СН 1987А овозможи првото откривање на линиите на гама-зраци од радиоактивниот процес 56 Ni & # X2192 56 Co & # X2192 56 Fe [201]. Според проценките на истребувањето кон Cas A и Fe-масата од набationsудувања на Х-зраци, Ериксен и др [202] предвидуваат масата од 56 Ni да биде во опсегот (0,58-0,16) М.& # X2299. Стандардната вредност е 56 Ni & # X223C 0,07 М.& # X2299 [195] Изведени се различни теоретски предвидувања за износот од 56 Ni. Во врска со Кас А, Магкотиос и др [190] пост-обработени траектории на 1D ccSN модел од Јанг и др [203], чијшто род е дизајниран да одговара на Cas A и доби вредност 2,46 & # XD7 10 & # X22121 М.& # X2299 за 56 Ни. Додека се користи дводимензионално ротирање 15 М.& # X2299 модел на Фрајер и Хегер [204], тие добиваат поголема вредност од 3,89 & # XD7 10 & # X22121 М.& # X2299 за 56 Ни. Сепак, мора да се нагласи дека сите горенаведени модели не го следат ударниот бран ccSN доволно долго, и затоа треба да се екстраполираат хидродинамичките траектории за да можат да се извршат пресметки на нуклеосинтезата.

Друг важен елемент што се синтетизира за време на последната фаза на горење е емитер на гама-зраци 26 Al, кој е откриен во меѓуelвездениот медиум на нашата Галакси [205, 206]. 26 Ал се произведува главно во масивни starвездени ветрови и за време на експлозии на ccSN. 26 Ал-производството за различни извори на кандидати е проценето од различни групи [207, 208, 209]. Chieffi и Limongi [210] вклучуваат rotвездена ротација и нејзиниот ефект врз пресметаните приноси во споредба со не-ротационите модели. Приносите на галактичката маса од 26 Al се & # X223C 1,7-2,0 & # XB1 0,2 М.& # X2299 [211] Вос и др [212] ги проучувал варијациите помеѓу различните модели на масивни starsвезди, особено ефектите на ротација и јачината на губење на масата на ветерот врз радиоактивните трагачи и енергијата на регионите што формираат starвезди. Индивидуалните региони во близина на формирање formingвезди Sco-Cen [213], Orion [212] и Cygnus [214] се детално проучени и пронајден е добар договор помеѓу теоријата и набудувањата. Теоретските модели на ccSN, сепак, страдаат од значителни несигурности во производството на 26 Al, поради недостаток на експериментално знаење за реакциите што создаваат и уништуваат 26 Al под ccSN услови [63, 208]. На пример, неизвесностите во стапките на нуклеарна реакција, одговорни за формирање на 26 Al исфрлени во експлозиите на супернова, доведуваат до неизвесност на факторот & # X223C 3 [215]. Класичните нови [216] се еден потенцијален извор на 26 Al и се покажа дека до 0,4 М.& # X2299 на галактичкото изобилство можело да се произведе на овие места [217]. Особено, реакцијата на 26 Al (p, & # X3B3) 27 Si [218] силно влијае на изобилството на 26 Al во нова еекта. Краткотрајниот изомер, 26м Ал во уништувањето на 26 Ал во ново игра посебна улога од 26 годинам Al и 26 Al се во квази-рамнотежа во овие услови, и затоа е потребно познавање на обете, уништување на основната состојба и изомерот, за да се утврди ефективниот полуживот на 26 Al и исфрленото изобилство. Затоа се потребни индиректни студии за да се утврди 26м Стапка на реакција Al (p, & # X3B3) 27 Si. Покрај тоа, 26 Ал нуклеосинтезата кај новите придонесува и реакцијата од 23 Mg (p, & # X3B3) 24 Al. Реакцијата од 23 Mg (p, & # X3B3) 24 Al е измерена директно за прв пат во објектот DRAGON со прецизност доволна за целите на приносот на новите [219]. Мерењата доведоа до намалување на неизвесностите на исфрлените 26 Al во видовите на моделот nova што се гледа во, на пример, [220]. Како и да е, на температури пониски од оние достигнати во класичните новини О-Не, стапката сè уште доминира од директно снимање и неизвесностите ќе бидат поврзани со оваа компонента.

Неутрините играат клучна улога во нашето разбирање за SNII (види, на пример, [221]). Според моментално најшироко прифатената теорија за експлозија на масивна starвезда, енергијата на експлозијата е обезбедена од неутрините кои изобилно се емитуваат од зачетокот PNS и комуницираат со материјалот на starвездата на потомството (Слика 5). Ова таложење на енергија не само што треба да го напојува ширењето на ударот на супернова во регионите на elвездената обвивка и пликот, како и да предизвика насилно нарушување на starвездата, туку и да предизвика масовен одлив од површината на ПНС. Ова продолжува повеќе од 10 секунди и може да биде соодветно место за нуклеосинтеза на r-процес. Барионскиот одлив што се шири со суперсонични брзини е познат како ветер управуван од неутрино [222]. PNS лади со емитување на неутрини, т.е. д, д. Бидејќи овие неутрини минуваат низ врелиот материјал претежно составен од слободни нуклеони веднаш надвор од PNS, дел од д и д може да се апсорбира преку д + н & # X2192 стр + д & # X2212 и д + стр & # X2192 н + д + Во просек, нуклеон добива & # X223C 20 MeV од секоја интеракција со д или д. Со цел да избегаме од гравитациониот потенцијал на ПНС на Г.М.НС мти / Р.НС & # X223C 200 MeV, нуклеон на ветерот мора да комуницира со д и д за & # X223C 10 пати. На крајот, ветерот управуван од неутрино се судира со бавната, рана ехета на ccSN, што резултира со шок за завршување на ветерот или обратен шок [223]. Горенаведените реакции исто така интервертираат неутрони и протони, со што се одредува електронската фракција Yд на ветрот [224]. Ветерот управуван од неутрино привлекува огромно внимание во последните 20 години бидејќи се сугерираше дека е кандидат за местото на астрофизика каде се произведуваат половина од тешките елементи преку r-процесот [222]. Општите услови потребни за r-процес беа испитани и преку аналитички [225] и преку стабилна состојба [226] модели на ветрови управувани од неутрино.

Со цел да се даде сметка за изобилството на сончевите р-процеси поврзани со врвовите на А. & # X223C 130 и 195, секоја супернова мора да исфрли & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 М.& # X2299 на r-процес материјал. Иако сегашните модели на ветер управувани од неутрино имаат потешкотии во обезбедувањето тешки услови на r-процес [237], ветерот природно исфрла & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 М.& # X2299 материјал во период од & # X223C 1 s [228]. Ова е затоа што малата стапка на загревање како резултат на слабоста на неутринската интеракција дозволува материјалот да избега од длабокиот гравитационен потенцијал на PNS вездата со типична брзина од & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 М.& # X2299 & # X22121 [226]. Навистина, можноста за исфрлање на мала, но интересна количина материјал беше препознаена како привлечна карактеристика на моделот на ветер управуван од неутрино (на пример, [229]). Сепак, сегашните модели не успеваат да обезбедат услови за r-процес да се појави на ветрот. На пример, производство на тешки елементи на r-процес (А. & gt 130), бара висок сооднос неутрон-семе. Ова може да се постигне со следниве услови: висока ентропија, брзи експанзии или ниска фракција на електрони [230, 226]. Како аркони и др [231] забелешка, овие услови сè уште не се реализирани во хидродинамичките симулации што ја следат еволуцијата на одливот во текот на првите секунди од фазата на ветерот по експлозијата [232]. Спротивно на тоа, слаб r-процес, што претставува полесни елементи за апсење на неутрони (А. & # X223C 80 врв), силно се верува дека се одвива во ветрови управувани од неутрино, кои можат да се појават во дискови за зголемување на ccSNe или колапсар [233]. Астрофизичките услови потребни за производство на врвниот регион преку слаб р-процес може да се најдат во неодамнешното истражување на Сурман и др [234] Откако ветерот ќе се олади по неколку секунди, реакциите на наелектризирани честички се клучни во производството на тешките елементи. За типична еволуција на ветерот, (& # X3B1, n) е побрз од сите други реакции на наелектризирани честички, со што се движи еволуцијата на нуклеосинтезата во ветровите богати со неутрони. Ниту една од најрелевантните (& # X3B1, n) реакции не беше измерена во енергетскиот опсег релевантна за слабите астрофизички услови на r-процес. Досега модераторите треба да се потпрат на теоретските предвидувања на тие стапки. Понатаму, теоретските несигурности на пресметаните стапки на реакција можат да бидат високи дури 2 реда на величина и пресметките на мрежата на изобилство се многу чувствителни во рамките на очекуваната теоретска неизвесност на овие стапки [235]. Неодамнешната систематска студија за пребарување на критичните стапки на реакција кои влијаат на најголемиот дел од крајните изобилства во слабите сценарија на р-процеси, овозможи идентификување на највлијателните стапки на реакција, кои потоа може експериментално да се закачат со мерења во објектите на радиоактивните зраци [236]. Повеќето од стапките на реакција одговорни за производство на елементи (А. & # X223C 80) во неутрино-управуваните ветрови се одржливи со интензитет на струја на зракот во постојните постројки за нуклеарна физика или ќе бидат во блиска иднина. Јадрата кои учествуваат во r-процесот обично имаат полуживот кој е премногу краток за да се овозможи да се направат цел. Бидејќи целите на неутроните не се достапни, експериментите за фаќање на неутрони извршени на овие јадра претставуваат голем предизвик. Потребни се подобрувања во теоретската стапка на реакција, заедно со напредокот во експериментите, за да се намалат овие основни несигурности во нуклеарната физика. Друго можно сценарио може да биде нуклеосинтезата на r-процес во одливите на неутрино управувани од густиот диск за аккреција (или „торус“) околу БХ, како што неодамна го истражуваше Ванајо и др [238] Торусот на акумулација на БХ се очекува како остаток од бинарни спојувања на НС или НС-БХ. Пресметаната масовно-интегрирана нуклеосинтетска изобилство е во добра согласност со дистрибуцијата на изобилство во процесите на сончевиот систем, што сугерира дека ветровите од топови од компактни бинарни спојувања имаат потенцијал да бидат главни, а во некои случаи и доминантни, место за производство на r-процес елементи [239].

Постојат директни докази дека ccSNe произведува и магнетохидрододинамички (МХД) авиони со моќ да се спореди со самата експлозија [240, 241, 242]. Очекуваните брзини се & # X223C 0,25-0,5c (брзината на бегство од новиот PNS). Додека НС се очекува да останат по експлозиите на ccSN, се претпоставува дека aвезда има повеќе од 25 М.& # X2299 може да се сруши до BH [243] се формира диск за акрекција околу BH ако starвездата има доволно аголен моментум пред колапсот. Овој систем може да произведе релативистички млаз на гама-зраци (GRB, видете Дел 4.3.3) заради MHD ефекти, чиј систем се нарекува Collapsar модел [244]. Магнетно управуваните авиони на модели на колапсар се опширно истражени како место за r-процес [245, 246]. Силните магнето-ротациони придвижувани авиони на моделот на колапсар можат да создадат тешки јадра на р-процес со многу едноставен третман на формирање на БХ [247]. Проценките на композициите на авиони исфрлени од колапсар покажаа дека синтезата на тешки елементи може да се појави и во фазата на исфрлање при падот на јадрото на theвездата [115]. Откриено е дека елементите како U и Th се синтетизираат преку r-процесот кога изворот има големо магнетно поле (10 12 G). Покрај тоа, многу п-јадра се произведуваат во млазниците. Материјалот далеку од оската не паѓа директно во него, но прво формира диск за акрекција ако аголниот момент на starвездата е доволно висок. За високи стапки на таложење, дискот за акумулација е толку густ и врел што се очекува согорувањето на нуклеарно ниво да се одвива ефикасно, а најдлабокиот регион на дискот станува богат со неутрони преку зафаќања на електрони на јадра. Овој регион е ефикасна локација за процесирање и околу 0,01 М.& # X2299 од масивни јадра богати со неутрони може да се исфрлат од тоа што колапсарот е U и Th најобилно синтетизираните елементи [248]. Неодамнешните пресметки на нуклеосинтезата во тродимензионален МХД супернова модел сугерираат дека таквата супернова може да биде извор на елементите на r-процесите во раниот Галакси [249]. Меѓутоа, во тие пресметки, произведените јадра се ограничени на примарни синтетизирани во авионите и споредбите со изобилството на сончевиот систем се насочени кон елементи потешки од јадрата од железната група. Оно и др [250, 247] извршиле експлозивни нуклеосинтезни пресметки во внатрешноста на експлозиите слични на авиони за колапсарот на огромната coreвезда од 32 степени М.& # X2299. Овие пресметки вклучуваат хидростатска нуклеосинтеза со употреба на мрежа на нуклеарна реакција, која има 1714 јадра (до 241 U). Моделот на млаз не може значително да ги произведе и елементите околу третиот врв на соларните r-елементи и средните p-елементи кога ќе се спореди со претходната студија [115, 251] за пресметки на нуклеосинтезата на r-процес во колапсарен модел од 40 М.& # X2299. Ова може да се припише на разликите во прогениторот и специфицираната почетна дистрибуција на аголниот момент и магнетното поле. Студија на Банерџи и др [252] покажа дека е можна и синтеза на ретки елементи, како што се 31 P, 39 K, 43 Sc и 35 Cl и други невообичаени изотопи. Овие елементи, кои се произведени во симулациите на надворешните делови на ниските & # X1E40 дискови за таложење (т.е. 0,001-0,01 М.& # X2299 s & # X22121), се откриени во линиите на емисии на некои долги GRG гарнитури. Сепак, тие допрва ќе бидат потврдени со набудувања во иднина. Предложени се повеќе различни модели. Списокот вклучува пресметки засновани на модел за MHD + неутрино-загреан колапсар млаз [253], модели на брз-магнетски-млаз и одложен-магнетски-млаз експлозија [254] и брзо ротирачки силно магнетизирани модели на јадро-колапс [242, 255 , 256]. За дополнителни информации за темите поврзани со r-процесот во ccSNe, видете [257].

Во овој дел, ќе го претставиме најновиот напредок поврзан со производството на р-јадра за време на експлозии на супернова. Бројот на изотопи богати со протони не може да се синтетизира само со низи со апсења на неутрони и # # X3B2-распаѓања, затоа е потребно постулирање на третиот процес (види, на пример, [258] и референци во нив). Постојат неколку можности да се дојде до страната богата со протони. Како што беше дискутирано погоре, p-јадрата се синтетизираат со сукцесивно додавање на протони на нуклид или со отстранување на неутрони од веќе постоечките s- или r-нуклиди преку низи на фотодисинтеграции. Под услови кои се среќаваат во астрофизичка средина, тешко е да се добијат р-јадра преку зафаќања на протони, бидејќи Кулоновата бариера на јадрото се зголемува со зголемување на бројот на протони. Понатаму, при висока температура (& # X3B3, p) реакциите стануваат побрзи од зафаќањата на протоните и спречуваат таложење на нуклиди богати со протони. Фотодеинтеграциите се алтернативен начин да се сочинат p-јадра, или со уништување на нивните изотопи, побогати со неутрони, преку низа реакции (& # X3B3, n) или со протоци од потешки и нестабилни нуклиди преку (& # X3B3, p) или ( & # X3B3, & # X3B1) реакции и последователно & # X3B2-распаѓање. Јасно е дека терминот p-процес се користи за секој процес кој синтетизира p-јадра, дури и кога не се вклучени никакви фаќања на протони. Навистина, досега се чини дека е невозможно да се репродуцираат сончевото изобилство на п-изотопите со еден единствен процес. Според нашето сегашно разбирање, постојат докази дека повеќе од еден процес во повеќе од едно астрофизичко сценарио е релевантен за производство на р-јадра [233, 118, 259, 260, 261]. Арнолд [109] го предложи p-процесот во фазите на пресупернова, а Вусли и Хауард [262] го предложија & # X3B3-процесот во суперновите. Овој таканаречен & # X3B3-процес бара високи temperaturesвездени плазматски температури и се јавува главно при експлозивно горење на О / Не за време на ccSN (види, на пример, [263, 260, 264]). Процесот & # X3B3 при експлозија на ccSN е најдобро утврдено астрофизичко сценарио за нуклеосинтезата на р-јадрата [262]. Од претходните дела [265, 266] се сметаше дека богатите О / Не слоеви на масивни starsвезди се домаќини на процесот & # X3B3. Процесот & # X3B3 се активира со типични временски рамки помалку од една секунда кога предниот удар поминува низ зоната на горење О / Не. Историски гледано, се идентификувани 35 p-нуклиди, со 74 Se е најлесен и 196 Hg најтежок. Изоотопското изобилство на p-јадра е за 1-2 степени по големина помала отколку за соодветните r- и s-јадра во истиот регион на маса. Нуклеарните реакции што се случуваат во процесот & # X3B3 главно се предизвикани од фотони во опсегот на енергијата MeV, што е стапка на реакција одредена од дистрибуцијата на Планк. Потребни се температури од редот од неколку 10 9 K за да се обезбеди доволна енергија. Ваквите температури се реализираат во рамките на експлозии на ccSN. Експлозивните настани исто така обезбедуваат точна временска рамка од неколку секунди & # X2013 доколку интензитетот на фотонот трае подолго време, распределбата на семето би се претворила во лесни изотопи без да остави p-јадра зад себе. Во раната работа на Воусли и Хауард [262], откриено е дека се потребни различни услови за да се произведе целиот опсег на р-јадра од 74 Se до 196 Hg. Затоа, различните профили на густина и температура беа посветени на различни слоеви на материјал од ccSNe. Типичен опсег на врвни температури е 2 до 3 & # XD7 10 9 K, додека максималната густина варира помеѓу 2 & # XD7 10 5 g cm & # X22123 и 6 & # XD7 10 5 g cm & # X22123. Комбинацијата од профил на густина и температурен профил честопати се нарекува како траекторија. Овие траектории значително се разликуваат за различни астрофизички места кои ги исполнуваат општите услови.

Се покажа дека сценариото за процеси & # X3B3 страда од силно недоволно производство на најраспространетите п-изотопи, 92,94 Mo (види, на пример, [268]) и 96,98 Ru. За разлика од r- и s-процесот, изобилството произведено во & # X3B3-процесот значително се разликува со составот на распределбата на семето. Детални студии извршени од Коста и др [269] покажа дека збогатувањето на слаб материјал s-процес овозможува доволно производство на Mo и Ru p-јадра. Во исто време, факторите на хиперпродукција на полесните р-јадра се дополнително зголемени. Затоа, варијацијата на распределбата на семето не може да ја реши прекумерната количина на изотопи на Mo-Ru. CcSN моделите не можат да репродуцираат релативно големо изобилство од 92,94 Mo и 96,98 Ru, дури и земајќи ги предвид нуклеарните несигурности [263, 270], освен за можно зголемување на стапката на реакција на фузија од 12 C + 12 C [162]. Врз основа на набудувањата на метало сиромашните starsвезди на галактичкиот ореол, овие елементи може да се сметаат за многу мешани елементи, каде придонесите од s-процесот на nucleвездена нуклеосинтеза и главните и слабите r-процеси се мешаат со помали придонеси од главната p -процес. Алтернативно, други процеси во масивни starsвезди, различни од класичниот p-процес, се предложени да придонесат за изостанување на изобилството на Mo-Ru p, на пример, p-процес во услови на неутрино ветер богат со протони [271]. Mo и Ru се ветувачки елементи за проучување на степенот на нуклеосинтетска изотопска хетерогеност на планетарната скала во внатрешниот соларен систем. И двата елементи имаат по седум изотопи со приближно еднакво изобилство, произведени од различни нуклеосинтетски процеси. Понатаму, тие се јавуваат во мерливи количини во скоро сите групи на метеорити, дозволувајќи сеопфатна проценка на обемот на која било изотопска хетерогеност во внатрешниот соларен систем. Идентификување на изотопски аномалии на најголемиот метеорит скала обезбедува важни информации во врска со степенот и ефикасноста на процесите на мешање бидејќи варијациите на изотопот најлесно се пресметуваат со променливото изобилство на p-, s- и r-процес во овие примероци. Изотопична хетерогеност кај железниот метеорит и најголемиот дел хондрити е забележана за голем број елементи, вклучувајќи ги Мо [272] и Ру [273]. Овие резултати се во контраст со доказите за изотопска хомогеност [274, 275]. Mo изотопичните аномалии во најголемиот дел метеорити се во корелација со оние во Ru точно како што е предвидено од нуклеосинтетичката теорија, обезбедувајќи силен доказ дека поврзаните аномалии на Ru и Mo се предизвикани од хетерогена дистрибуција на еден или повеќе носачи на s-процеси [276, 273, 277] . Сепак, степенот на изотопски аномалии во метеоритите е слабо ограничен бидејќи претходните студии добија различни резултати во однос на присуството на изотопски аномалии на Мо во метеоритите [274, 272, 278]. Потеклото и обемот на нуклеосинтетичките варијации на изотопот Mo-Ru во метеоритите и нивните компоненти треба дополнително да се испитаат и потребни се подетални приноси на процесот на апсење на неутрони за да се утврди нивниот придонес во изобилството на елементите. Типични фактори на теоретска хиперпродукција се прикажани на слика 6 за сите р-јадра. Ако се игнорираат најлесните p-јадра 74 Se и 80 Kr, во просек, се забележува монотоно зголемување со зголемување на масовниот број. Овој тренд не може да се коригира со несигурноста на нуклеарната физика како што е прикажано во [267], но се заснова на моделот, на пример, најтешките р-јадра преживуваат само во најоддалечените слоеви со најниски врвни температури, ефект што може да се прецени во сегашната модели. Обично, составот на семето е мешавина од нуклеосинтеза на r и s-процес, како што се наоѓа во дистрибуцијата на сончевото изобилство. Постојат многу одлични трудови за проблемот Мо-Ру, а заинтересираниот читател ќе најде повеќе информации во [279, 280, 281].

Друг процес во ccSNe што може да произведе јадрени процеси на светло p до Pd-Ag, вклучувајќи 92 Nb, е комбинација на & # X3B1, протон, апсења на неутрони и нивни обратни реакции во & # X3B1 богати замрзнувања [282 ] Неутринските ветрови од НС се формираат исто така можна локација за производство на светлосни јадра на p-процес [283, 284], иако една од неговите можни компоненти, p-процесот [118], не може да произведе 92 Nb бидејќи е заштитен од 92 Мо [271]. Истото се случува и во случај на rp-процес во рафални зраци [285] (види Дел 4.3.2). Покрај тоа, вкупната количина на р-јадра произведена во еден настан и очекуваната стапка на експлозии на SNII не одговараат на апсолутната забележана изобилство. Затоа, SNIa беа испитани како дополнителна страница [286]. Вкупно, беше забележан истиот тренд како што е прикажано на слика 6 за SNII. Подпроизводството на p-јадрата Mo-Ru беше помалку изразено, можеби поради малку повисоките температури. И покрај вкупната количина на р-јадра произведени во еден настан е повисока отколку за SNII, поретка појава на SNIa го намалува нивниот придонес кон забележаното изобилство [287]. Две неодамнешни студии [261, 288] ги потврдуваат овие наоди, иако проценетата потпроизводство од 92,94 Mo и 96,98 Ru е дополнително намалена за дополнителен придонес кон нивната изобилство што произлегува од реакциите на фаќање на протони. Така, комбинацијата на SNIa и SNII е задолжителна за да одговара на апсолутното забележано изобилство. Може да има дополнителни, но мали придонеси од настани што се случуваат поретко, како на пр., Масовни супернови под-Чандрасекар [289] или супернови што создаваат парови [290]. Што се однесува до SNIa, процесите покрај & # X3B3-процесот, исто така, придонесуваат на овие поегзотични страници.

Исто така, вреди да се спомене нуклеосинтезата на Та, која остана загатка низ годините. Точното одредување на изотопскиот состав на Ta ќе овозможи нуклеосинтетските пресметки на p-процес да се проценат во смисла на точна изобилство на изотопи за 180 Ta. Овој нуклид е произведен и од процесот p и s и има извонредна особина да биде најреткиот изотоп во Сончевиот систем, кој постои во долготрајна изомерна состојба на Еx = 77 keV (т1/2, изо & gt 10 15 г.) со изотопско изобилство од околу 0,012%, така што во реалноста се мери изотопското изобилство од 180m Ta, што е единствена состојба во природата. Во својата приземна состојба, 180 Ta се распаѓа на 180 Hf и 180 W со полуживот од само 8 часа. 180m Ta е најреткиот изотоп по природа и затоа е важен изотоп во дешифрирањето на потеклото на p-процесот. Со текот на годините, многу процеси, како што се бавни и брзи реакции на апсење на неутрони во starsвезди и експлозии на ccSN, реакции предизвикани од фотони и неутрини во ccSNe, се предлага да бидат механизам на производство од 180 Ta. Сепак, не постои консензус и теоретски е докажано дека 180 Ta може да се објасни исклучиво со процесот & # X3B3 (& # X3B3, n) [266]. Само s-процесот може исклучиво да го објасни производството на 180 Ta, исто така, најмногу преку разгранување во 179 Hf преку реакциите 179 Hf (& # X3B2 & # X2212) 179 Ta (n, & # X3B3) 180 Ta и / или 179 Hf (n, & # X3B3) 180m Hf (& # X3B2 & # X2212) 180 Ta [291]. Понатаму, повеќе егзотични реакции како што се процесите на неутрино, кои вклучуваат 180 Hf (д, д) 180 Ta, предложено е делумно да се објасни неговата синтеза [292, 293]. Како и да е, значењето на индивидуалните процеси не може јасно да се утврди како резултат на несигурноста на стапките на реакција за 180 Ta поради недостапност на експериментални податоци, како што е функцијата на јачина на зраци & # X3B3 [294]. Потребно е точно утврдување за да се обезбеди подобра основа за пресметки на производството на p-процес [295]. Неодамна, развиен е метод со висока прецизност за мерење на изотопските односи од вонземски примероци со ниски концентрации на Ta, но екстремната разлика во изотопското изобилство на фактор над 8000 прави прецизно и точно одредување на односите на изотопите на Ta по маса спектрометријата е многу предизвикувачка (види, за повеќе детали, [296]).

Оригиналното место за производство на јадра на р-процес е предложено од Цурута и др [297] рано во развојот на теоријата на нуклеосинтезата. Се потпира на фактот дека при големи густини (типично & # X3C1 & gt 10 10 g cm & # X22123) материјата има тенденција да се состои од јадра што лежат на богатата со неутрони страна на долината на нуклеарната стабилност како резултат на слободно ендотермичко -електронски фаќања [298]. Ваквите услови се наоѓаат во компресијата на материјата кога се формира NS и во спојувањето на две NS, што ги прави овие системи ветувачки места на тешки елементи на r-процес [299, 300, 301]. Проценето е дека 5% од оригиналната NS маса може да се исфрли при приливно нарушување на NS во спојување на NS-BH [302, 303]. Неодамнешните проценки за количината на ладна NS материја што се исфрла за време на опсегот на спојување на NS од & # X223C 10 & # X22124 М.& # X2299 до & # X223C 10 & # X22122 М.& # X2299 [304], со брзини 0,1-0,3в. За спојувања на NS-BH, еектата може да биде до & # X223C 0,1 М.& # X2299, со слична брзина [305]. Поголемиот дел од динамичката еекта потекнува од контактниот интерфејс помеѓу судирните бинарни компоненти, кои се деформираат во форми слични на капки пред спојувањето, како што се гледа на слика 7. Како резултат на тоа, материјалот загреан со удари се исфрла со квази-радијални пулсации на остатокот во широк спектар на аголни насоки. За 1.35-1.35 М.& # X2299 бинарна ејектата во интерфејсот на смолкнување помеѓу starsвездите се одделени во две компоненти, секоја се храни (скоро) симетрично со материјал од обете collвезди што се судираат. Соодносот на маса, исто така, влијае на исфрлената маса, со многу асиметрични бинари кои создаваат околу двапати поголем материјал како симетрична бинарна со иста вкупна маса [306]. Неодамнешните дела користеа детални хидродинамички симулации на спојување на две НС за да се најде робусно производство на јадра на р-процеси со А. & # X2273 130 (на пример, [307, 306]). Врз основа на овие студии, екстремно богатата со неутрони ејекта се загрева со распаѓање & # X3B2 за време на нејзината декомпресија, а исто така може да се шокира на високи температури за време на динамичното исфрлање. Поради многу високата почетна густина на динамичката еекта, тешките јадра се веќе присутни за време на фазата на проширување на нуклеарната статистичка рамнотежа. Последователниот врел r-процес се подложува на фиксирање на велосипедизам, со што се добива стабилен модел на изобилство за А. & # X2273 130. Важни резултати се добиени од неодамнешното истражување (на пр., [308, 309, 310, 311, 312, 239]), вклучувајќи симулации кои го земаат предвид составот на динамичката еекта и неутринскиот ветер (долж половите) , каде што материјата се исфрла од врелиот НС до точката на формирање на БХ, проследено со исфрлање на материјалите од (вискозните) дискови за акумулација на БХ. Главните аспекти на овие студии може да се сумираат на следниов начин: динамичката маса на еектата слабо зависи од односот на масата и значително од одливите на бинарната асиметрија од дискови на таложење на BH формирани во НС спојувања даваат важен придонес за приносот на r-процесот на компактните бинарни спојувања зависат од времето и аголот на составот во ексцентричните бинари на нуклеосинтезата на неутрино ветерот можат да исфрлат нарачки со големина поголема маса од бинарните во квази-кружни орбити и само нешто помалку од спојувањето на NS-BH. Во спојувањата на NS-BH [313, 314, 315, 305, 316] примарен механизам за масовно исфрлање е приливната сила што го нарушува NS на екваторијалната рамнина преку прераспределба на аголниот моментум [304]. Геометријата на еектата е суштински различна од онаа на спојувањето на НС, како што илустрира Слика 8. Исто така, ејектата од спојувањето на NS-BH често опфаќа само дел од азимуталниот опсег [305].

Еден интересен аспект што треба да се дискутира се однесува на исфрлениот состав на нуклеосинтезата од спојувањето на компактните објекти. Нуклеосинтезата е ограничена од изобилството на сончеви р-процеси и од набудувањата на starsвездите со мала металност. Спојувањето на NS и NS-BH се чини дека значително придонесува за моделот на изобилство на галактички r-процес. Сепак, резултатите добиени од различни студии се спротивставени или неубедливи. На пример, вкупната количина на тежок материјал за обработка на Млечниот пат е во согласност со очекувањата за масовно исфрлање во нумерички симулации на спојувања [312] со нивните очекувани стапки, проценети од галактичките спојувања на НС (на пример, [317]). Понатаму, неодамнешните студии добиени од Матеучи и др [319] укажуваат на тоа како елементите на r-процес кои потекнуваат од бинарни спојувања на NS се чини дека претставуваат најперспективниот канал за производство на елементи на r-process овие денови Спротивно на тоа, проценките за влијанието на ваквите двојни спојувања на НС врз галактичката нуклеосинтеза беа доведени во прашање со детални нехомогени хемиски еволуциони студии [318] кои не се во согласност со набудувањата при многу ниска металичност Причината за пријавените разлики веројатно се должи на фактот дека моделот предложен од Argast и др [318] не претпоставува моментално мешање во раните галактички еволутивни фази. Во студијата пријавена од Вангиони и др [320], еволуцијата на r-процес со користење на NS сценариото како главна астрофизичка локација е во добар договор со набудувањата, под претпоставка дека раната еволуција е доминирана од спојувања на бинарни системи со временска скала на спојување од редот на & # X223C 100 Myr . Ваквите спојувања претставуваат значителен дел од сите спојувања според неодамнешните проценки добиени со детални кодови за синтеза на население. Понатаму, следејќи ги последните случувања, неколку неодамнешни дела [321, 322] потврдија дека историјата на збогатување и дистрибуцијата на разни елементи на процеси во галаксиите може да бидат пресметани со спојувања на НС.

Предложен е нов теоретски модел таков што ccSNe прво придонесува за збогатување на тешки елементи во раната Галаксија, а потоа спојувањата на NS постепено се следат кон Сончевиот систем [323]. Моделот предвидува неколку специфични набationalудувачки докази за временската еволуција на изотопскиот образец на изобилство. Исто така, ја задоволува универзалноста на набудуваната шема на изобилство помеѓу Сончевиот систем и екстремно сиромашните метали starsвезди во ореолот Млечен Пат или неодамна откриени ултра-слаби џуџести галаксии [324]. Моделите засновани на хидроднамичките кодови на честички [325] и деталната анализа на изобилство на џуџести галаксии [326] силно го поддржуваат аргументот дека НС спојувањата се главната астрофизичка локација на r-процесот. Сепак, неодамна Браманте и др [327] тврдат дека спојувањата на НС веројатно нема да создадат преголема количина на r-процеси забележани во џуџестата галаксија во ретикулум II, бидејќи вкупната стапка на производство на НС спојувања е мала, а супернова наталните удари ефикасно ги отстрануваат бинарните elвездени системи од плитката гравитациска бунара на Галаксијата. Втор проблем што се јавува е дека џуџестите галаксии се составени од многу стара populationвездена популација [328], што сугерира дека изобилството на хемикалии е замрзнато од & # X2248 13 Gyr пред. Ова бара формирањето на r-процес да се одвива релативно брзо по формирањето на првите starsвезди. Ова го покренува прашањето дали спојувањето може да се случи доволно брзо, така што нивниот материјал за обработка може да ја збогати старата elвездена популација. И покрај ова, првото директно откривање на гравитационите бранови од бинарно спојување на НС (GW170817) го означи вистинскиот почеток на заедничката астрономија на гравитациониот бран-електромагнетна мулти-порака [330] и постави посилни ограничувања за збогатување на процесите r од спојувања на НС. Исфрлените маси се во голема мера конзистентни со проценетата стапка на производство на r-процеси, потребна за да се објасни изобилството на r-процесите на Млечниот пат, обезбедувајќи ги првите докази дека бинарните NS спојувања се доминантен извор на тешки јадра на r-процеси во Галаксијата [331, 332 ] Конечно според Фукарт и др [314] исто така, спојувањата на NS-BH може да придонесат за збогатување на елементите на r-процесите во галаксиите. Според оваа студија, се исфрла голема количина материјал богат со неутрони, ниска ентропија (0,04) М.& # X2299 - 0.2 М.& # X2299), што ќе претрпи робусна нуклеосинтеза на r-процес иако еектата е побогата со протони отколку материјалот исфрлен за време на бинарните спојувања на NS.

Веродостојна проценка на стапката на спојување на NS во Галакси е клучна за да се предвиди нивниот придонес во збогатувањето на елементите на r-процесот. Проценките на оваа стапка се прилично ниски затоа што знаеме само неколку такви системи со спојувања помалку од староста на универзумот. Два од набудуваните бинарни NS системи во нашата Галаксиија, PSR J0737-3039 [333] и PSR 2127 + 11C [334], ќе се спојат во помалку од неколку стотици Myr поради распаѓање на орбитата предизвикано од емисија на гравитационо зрачење. Вкупното време од раѓање до спојување е & # X2248 8 & # XD7 10 7 години за PSR J0737-3039 и & # X2248 3 & # XD7 10 8 години за PSR 2127 + 11C. Проценките за стапката на спојувања на NS во Галакси се движат од & # X223C 10 & # X22126 до & # X223C 3 & # XD7 10 & # X22124 год. & # X22121 со најдобро претпоставување дека & # X223C 10 & # X22125 год. & # X22121 (на пример, [335, 336]). Стапката на наталитет на бинарни тела на НС-БХ и НС се споредливи. Како и да е, дел од бинарите на NS-BH кои имаат соодветни орбитални периоди за спојување во ерата на универзумот (& # X223C 10 10 год.) Е неизвесен поради нивната комплицирана еволуција вклучена размена на маси [337]. Во секој случај, вкупната стапка на спојувања на NS (вклучувајќи NS-BH) во Галакси е можеби & # X223C 10 & # X22125 год. & # X22121, што е & # X223C 10 3 пати помала од галактичката стапка на SNII [338 ] Ова значи дека секоја спојување мора да исфрли & # X2273 10 & # X22123 М.& # X2299 од материјал за обработка на р ако спојувањето на НС беше единствено одговорно за изобилството на сончевиот р-процес поврзано со врвовите на А. = 130 и 195 (& # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 М.& # X2299 потребен е материјал од r-процес од секој настан во случај на ccSNe) [228]. Алтернативни сценарија засновани на чудна starвезда - чудни спојувања на starвезди, исто така, се предложени да дадат сметка за нуклеосинтезата по спојувањето на компактните објекти [339]. Особено, најистакната карактеристика ќе биде тоталното отсуство на лантаниди со масовно натрупување кое ја населува ниската маса (А. & lt 70) регион. Точниот состав на НС е сè уште под дебата и кварк материјата претставува една од најгледаните можности [340]. Потребни се нови алатки и развој на оваа област, бидејќи нуклеосинтезата што произлегува од спојувањето на НС е сè уште неизвесна и сè уште не може да се исклучи постоењето на повеќе места за процесирање r. За подлабоко проучување на чудни кваркови starsвезди, видете [341].

Јадрата близу до протонската капка линија се клучни и во мирни и во експлозивни астрофизички сценарија. Услови погодни за синтеза на нуклиди во опсегот на р-јадрата, исто така, се утврдуваат со експлозивни сценарија, како што се, Рендгенски рафали (XRB) и Х-зраци пулсари, кои претставуваат можни места за астрофизичкиот рп-процес [342] . Процесот rp се состои од низа брзи реакции на примање на протони и & # X3B1, прошарани со распаѓања & # X3B2 +, што ја движи патеката на реакцијата близу до линијата капе на протонот. Нуклеарните својства како што се масите, животниот век, густината на нивоата и паритетите на вртежите на состојбите за многу јадра близу до протонската капка линија треба да бидат познати за целосно разбирање на rp-процесот. Rp-процесот е инхибиран од & # X3B1-распаѓање, што ја става горната граница на крајната точка на 105 Te [343]. XRB се јавуваат во бинарни stвездени системи каде компактен NS издвојува материјал богат со H- или He од придружна starвезда [344]. XRB-а од типот I се јавуваат кога стапките на таложење се помали од 10 & # X22129 М.& # X2299 годишно [342] и се карактеризираат со исклучително енергични (& # X223C 10 39 ergs) изливи на зрачење на Х-зраци што се појавуваат на многу редовен начин во временска рамка на часови-денови. Самите рафали траат десетици до стотици секунди и се резултат на акумулација на материјал на површината на НС. После неколку часа термонуклеарно бегство под екстремна температура (& # X2265 10 9 K) и густина (& # X3C1 & # X223C 10 6 g cm & # X22123) услови предизвикуваат експлозија што доведува до светла експлозија на Х-зраци [ 345]. Голема тешкотија во моделирањето на XRB доаѓа од недостаток на јасни ограничувања на набationalудувачката нуклеосинтеза. Неодамнешен преглед на типот I XRB може да се најде во [346]. Иако се смета дека големиот гравитациски потенцијал генериран од NSs спречува rp-процесот да придонесе за хемискиот состав на универзумот, сепак, знаењето во врска со rp-процесот е клучно во разбирањето на генерирањето енергија во XRB сценаријата. Дополнително, на хемискиот состав на пепелта што останува на површината на НС како последица на rp-процесот, критично влијае и прецизната патека и брзината на прогресија на термонуклеарните реакции што го сочинуваат rp-процесот [342]. Се смета дека Tz = -1 јадра богати со протони (особено Tz = 1/2 (N - Z)) играат клучна улога во сценаријата на XRB [347]. На пример, неодамнешна теоретска студија на Парих и др [348] ги потенцираше реакциите на фаќање на протонот во зрачење 61 Ga (p, & # X3B3) 62 Ge и 65 As (p, & # X3B3) 66 Se како реакции кои критички влијаат на хемиските приноси генерирани во XRBs [345]. Како таква, потребни се детални информации за структурата за состојбите над прагот на протонот во јадрата Tz = -1 јадра 62 Ge и 66 Se. Разгледувањето на огледалните јадра укажува на тоа дека густината на нивото во астрофизички релевантните енергетски региони е многу мала, со што статистичките методи, како што се пресметките на Хаузер-Фешбах, се несоодветни во овие случаи [349]. Навистина, во стапките на реакција на фаќање на протони може да доминира единствена резонанца.

Голема загатка што треба да се реши во студиите за rp-процес доаѓа од протокот на реакција низ долготрајните точки на чекање 64 Ge, 68 Se и 72 Kr кои се главно одговорни за обликување на опашката на XRBs [350]. Од критична важност се Q-вредностите на зафаќањето на протонот на овие точки на чекање кои силно одредуваат до кој степен фаќањето на протони може да ги заобиколи бавното & # X3B2-распаѓање на овие точки на чекање. Нуклидите на точката на чекање го успоруваат процесот на rp и силно влијаат на набудуваните изливи. Тие се карактеризираат со долг & # X3B2-распад на полуживотот од редоследот на траењето на рафалот, а ниското или негативното Q-вредно зафаќање на протонот може да го попречи понатамошното снимање на протонот поради силното (& # X3B3, p) фотодидеинтеграција. Неодамна е постигнат значителен напредок во врска со Q-вредноста на зафаќањето на протонот на 68 Se [351]. Бавното & # X3B2-распаѓање на точката на чекање 68 Se во астрофизичкиот rp-процес може во принцип да се заобиколи со секвенцијално зафаќање на два протона. Авторите заклучија дека реакцијата 68 Se (2p, & # X3B3) има во најдобар случај многу мал ефект и 68 Se е силна точка на чекање во процесот на rp во XRB. Ова дава робусно објаснување за повремено забележаното долго траење на редот по минути. Неодамна беа направени важни експериментални резултати од брзината на реакција на рп-процесите со низата ГРЕТИНА на NSCL [352]. Мерењата во суштина го отстрануваат придонесот на неизвесноста на реакцијата на 57 Cu (p, & # X3B3) 58 Zn во моделите XRB и исто така го одредуваат ефективниот животен век од 56 Ni, важна точка на чекање во rp-процесот. Кога НС ги издвојува H и He од надворешните слоеви на нејзината придружна starвезда, процесите на термонуклеарно горење овозможуваат & # X3B1стр-процес (низа реакции (& # X3B1, p) и (p, & # X3B3)) како механизам за избувнување од жешкото ЦНО-велосипед XRB моделите предвидуваат (& # X3B1, стр) стапките на реакција значително да влијаат на светлосните кривини на XRB и елементарното изобилство во пепелта што избива [353]. Теоретски стапки на реакција што се користат во моделирањето на & # X3B1стр-процесот треба да се верификува експериментално. Важен случај во & # X3B1стр-процесот е реакција 34 Ar (& # X3B1, стр) 37 K, која е идентификувана во студиите за чувствителност [345] како важна нуклеарна несигурност. Навистина, неодамнешните пресметки на R-матрицата [354] за неколку реакции (& # X3B1, p), вклучувајќи 34 Ar (& # X3B1, p) 37 K, означуваат помал од предвидениот пресек. Електричните експерименти во нуклеарната структура и астрофизиката (JENSA) цел на гас [355] овозможува директно мерење на претходно недостапни (& # X3B1, p) реакции со радиоактивни зраци обезбедени од реткиот изотоп повторно забрзувач ReA3. Прелиминарните резултати се презентирани на првото директно мерење на пресекот на реакцијата 34 Ar (& # X3B1, стр) 37 K [356].

Достигнати се огромни достигнувања во масовните мерења на јадрата вклучени во rp-процесот [357], овозможувајќи попрецизни пресметки на XRBs светлосните криви и пуканата пепел. Неодамна, масата на 31 Cl е измерена со JYFLTRAP [358]. Прецизноста на вредноста на вишокот на маса од 31 Cl беше подобрена од 50 keV на 3,4 keV. Масата од 31 Cl е релевантна за проценка на условите на точка на чекање за 30 S како однос на рамнотежа 31 Cl (& # X3B3, стр) 30 S - 30 S (p, & # X3B3) 31 Cl што експоненцијално зависи од Q вредноста т.е. на масите од 31 Cl и 30 S. Се претпоставува дека точката на чекање 30 S може да биде можно објаснување за кривините со двојно врвови тип I XRB забележани од повеќе извори [359]. Со новата Q вредност, фотодидентеграцијата се превзема на пониски температури отколку претходно, а неизвесностите поврзани со вредноста на реакцијата Q се значително намалени.

GRBs се трепка на гама зраци поврзани со екстремно енергични експлозии што се забележуваат во далечните галаксии (бидејќи нивното потекло е вонгалактичко, тие се изотропски распоредени на небото). Тие се најсјајните електромагнетни настани за кои се знае дека се случуваат во универзумот и траат од милисекунди до неколку минути. GRB доаѓаат во две сорти - долги и кратки - во зависност од тоа колку трае блесокот на гама зраци (од милисекунди до неколку минути). Енергијата ослободена при секоја експлозија варира помеѓу 10 50 и 10 54 erg. Општо земено, се открива околу еден рафал на ден. Карактеристична карактеристика на GRB е набудување на сјај на Х-зраци (последователен сјај) што се создава кога брз млаз од честички комуницира со околното опкружување и опстојува со денови на локацијата на GRB. Кратки GRB произлегуваат од судир на две NS или NS и BH, додека долгите GRB се поврзани со ccSNe. Како што беше дискутирано претходно, се смета дека катаклизмичките настани како GRB се места за производство на тешки елементи. Повеќе детали за GRB може да најдете во [360, 361].

Во едно неодамнешно дело, Бергер и др [362] процениле дека количината на Au произведена и исфрлена за време на минливост на оптички / близу инфрацрвени зраци (NIR) позната како Килонова (KN), може да биде поголема од 10 месечни маси. За KN се смета дека е NIR пандан на спојувањето на два компактни објекти во бинарен систем и неговата емисија е приближно изотропна. Таа е 1.000 пати посветла од нова, но е само 1/10-та до 1/100-та осветленост на просечна супернова. Основните својства на KNe може да се најдат во [363]. Групата ја проучуваше огнената топка што избледува од првото јасно откривање на KN, што беше во врска со краткиот GRB 130603B. GRB 130603B, откриен од сателитот Свифт, траеше помалку од две десетини од секундата. Иако гама зраците исчезнаа брзо, GRB 130603B исто така прикажа последователен светло во кое доминираше NIR светлината, чија осветленост и однесување не се совпаѓаа со типичен пожар. Наместо тоа, сјајот се однесуваше како да доаѓа од егзотични радиоактивни елементи. Материјалот богат со неутрони, синтетизиран во диетална и ерекција на диск-ветер со акурекција, при спојувањето, може да генерира такви тешки елементи, преку r-процес, кои потоа се подложени на радиоактивно распаѓање, испуштајќи сјај во кој доминира НИР-светлината. Пресметките велат дека & # X223C 10 & # X22122 М.& # X2299 материјалот беше исфрлен од ГРБ, од кои некои беа Ау и Пт. Со комбинирање на проценетата Au произведена од една кратка GRB со бројот на такви експлозии што се случиле во текот на возраста на универзумот, целото Au во универзумот можеби потекнувало од GRB. На слика 9 е прикажана интерполацијата на оптичките и NIR емисиите на GRB 130603B до филтрите F606W и F160W. Оптичкиот последоватен сјај стрмно се распаѓа по првите & # X223C 0,3 дена и е овде моделиран како непречено скршен закон за напојување (испрекината сина линија). Клучниот заклучок од овој заговор е дека изворот што се гледа во NIR бара дополнителна компонента над екстраполацијата на постенот (црвена испрекината линија) [364]. Овој вишок на проток на NIR одговара на извор со апсолутна големина & # X223C -15,35 на & # X223C 7 дена по пукањето во рамката за одмор. Повторно осветлувањето во постенот на NIR е оној вид што може да се очекува од KN [365]. Понатамошни набудувачки докази за сценариото GRB-KN се дадени во [366, 367].

Нумерички симулации покажуваат дека сценаријата на КН можат да исфрлат мал дел од оригиналниот систем во меѓуerstвездениот медиум [298] и исто така да формираат центрифугално поддржан диск кој брзо се распрснува во вселената со ветар богат со неутрони [368]. Овие два различни механизма на исфрлање се карактеризираат со материјал со различен состав. Одливот од дискот е веројатно без лантанид, бидејќи синтезата на потешки елементи е потисната од високата температура [365], додека материјалот на површината е место на интензивна нуклеосинтеза на r-процес, произведувајќи тешки елементи. Според Касен и др [368], интимната врска помеѓу KNe и производството на елементи на r-процес ја прави минливата моќна дијагностика на физичките услови во спојувањето. Оваа карактеристика произлегува од чувствителноста на оптичката непроityирност кон типот на составот на р-процес на еектата: дури и мал дел од лантаниди или актиниди (А. & gt 140) може да ја зголеми оптичката непроityирност според редоследот на големината во однос на составот налик на железо. Преодниот KN произведува оптичка емисија првиот ден по спојувањето, а потоа еволуира во NIR. Врвната оптичка и инфрацрвена светлина, како и минливото времетраење, се зголемувањето на функциите на вкупната исфрлена маса. Значителна количина на сина оптичка емисија се генерира од лаетанид-богата еекта во раните периоди кога температурите се високи. Времетраењето на овој сигнал е & 1 ден [369]. Потребни се дополнителни пресметки и модели на атомска структура за целосно утврдување на раните времиња на KN бидејќи сигурноста на предвидената оптичка емисија е под влијание на несигурноста во атомските податоци на лантанидот.

Свежото и револуционерно заедничко откривање на гравитационото и електромагнетното зрачење од еден извор, GW170817 произведено со спојување на две НС, силно ја поддржува врската помеѓу кратки GRB и следниве KNe напојувани со радиоактивно распаѓање на видовите на р-процес синтетизирани во ејекта [370, 371, 372, 373]. Топлинскиот спектар на оптичкиот пандан на GW170817 (на пр. [374]) е во согласност со моделот KN, споредено со спектарот на моќност според законот што се очекува за не-термичка емисија на GRB. Обликот на болометриската крива на светлината што го следи својот врв е широко во согласност со & # X221D т & # X22121.3 стапка на радиоактивно загревање од свежо синтетизирани јадра на р-процес [363, 332]. Кривите на светлината покажуваат брз пад на најсините ленти, средна стапка на пад во црвените оптички опсези и плитко опаѓање на NIR. Вкупната маса на црвената (лантанидна) ејекта беше проценета на & # X2248 4 & # XD7 10 & # X22122 М.& # X2299 со нешто помала брзина на проширување, v & # X2248 0,1c, отколку сината ејекта. Црвената KN која емитира компонента на еекта доминира во вкупната маса на еекта и, најверојатно, исто така, доминира во приносот и на лесните и на тешките јадра на р-процеси. Под претпоставка дека образецот на изобилство на r-процес одговара на сончевиот, се заклучува дека & # X223C 100-200 М.& # X2295 во Au и & # X223C 30-60 М.& # X2295 во У беа создадени за неколку секунди по GW170817 [375]. Идните случувања на ова поле на пресекот на нуклеосинтезата, астрономијата на ГВ и галактичката хемиска еволуција ветуваат дека ќе бидат возбудливи. *****

Оваа страница ја одржува Крен Фрејер
Последен пат изменето: 8-јуни-18 ->


Изобилства од La 138 и Ta 180 Through ν-Нуклеосинтеза во 20 годинаМ. ⊙ Тип II Супернова прогенитор, воден од elвездените модели за семе

Приносите на најретките изотопи на природата La 138 и Ta 180 се пресметуваат со неутрински процеси во Ne-обвивката на густина ρ 4 10 4 g / cc во тип II супернова (SN II) прогенитор со маса 20 М. . Два проширени множества на температура на неутрино - Т. ν д = 3, 4, 5, 6 MeV и Т. ν(μ/τ)= Земени се 4, 6, 8, 10, 12 MeV, соодветно, за процеси на полнење и неутрална струја. За пресметка се земени фракции на соларна маса на семето La 139, Ta 181, Ba 138 и Hf 180. Се претпоставува дека се произведени во некои с-обработка на настани од масивни ‘везди на семе ’од претходната генерација со просечен опсег на внатрешна густинаρ≈ ≈10 3 −10 6 g / кубика. Изобилството на овие два елементи се пресметува во однос на О 16 и се смета дека се чувствителни на температурата на неутриното. За процесите на неутрална струја со односот на разгранување на емисијата на неутрони, б н = 3,81 × 10 −4 и б н = 9,61 × 10 − 1, релативното изобилство на La 138 лежи во опсегот 4,48 × 10 −14 − 2,94 10 − 13 и 1,13 × 10 −10 −7,43 × 10 −10 соодветно. Слично на тоа, релативното изобилство на Ta 180 лежи во опсегот 1,80 × 10 −15 − 1,17 × 10 −14 и 4,53 × 10 −12 96 2,96 10 −11 соодветно за пониските и повисоките вредности на односот на разгранување на емисијата на неутрони. За процесите на наелектризирана струја, откриено е дека релативното изобилство на La 138 и Ta 180 е во опсег од 1,38 × 10 −9 − 7,62 × 10 −9 и 2,09 × 10 −11 − 1,10 10 − 10, соодветно. Параметризирани според густината на ‘‘вездите на семе’, се покажа дека приносите се во согласност со неодамнешните резултати од симулацијата на супернова низ целиот опсег на температури на неутрино. Откриено е дека La 138 и Ta 180 се ефикасно произведени во интеракција со наполнета струја.

Ова е преглед на содржината на претплатата, пристап преку вашата институција.


Експлозивна нуклеосинтеза - презентација на PowerPoint PPT

PowerShow.com е водечка веб-страница за споделување презентации / слајдови. Без разлика дали вашата апликација е деловна активност, како да се, образование, медицина, училиште, црква, продажба, маркетинг, обука преку Интернет или само за забава, PowerShow.com е одличен ресурс. И, најдобро од сè, повеќето од неговите одлични карактеристики се бесплатни и лесни за употреба.

Можете да ја користите PowerShow.com за да пронајдете и преземете примери на Интернет PowerPoint ppt презентации за која било тема што можете да ја замислите, за да можете бесплатно да научите како да ги подобрувате сопствените слајдови и презентации. Или користете го за да пронајдете и преземете висококвалитетни презентации во PowerPoint ppt со илустрирани или анимирани слајдови што ќе ве научат како да направите нешто ново, исто така бесплатно. Или користете го за да поставите свои слајдови во PowerPoint, за да можете да ги споделувате со вашите наставници, одделение, студенти, шефови, вработени, клиенти, потенцијални инвеститори или со светот. Или искористете го за да создадете навистина убави слајдшоу на фотографии - со 2D и 3D транзиции, анимација и ваш избор на музика - што можете да ги споделите со вашите пријатели на Фејсбук или круговите на Google+. И тоа е бесплатно!

За мал надомест можете да ја добиете најдобрата приватност на индустријата преку Интернет или јавно да ги промовирате вашите презентации и слајд-шоуа со врвни рангирања. Но, настрана од тоа, тоа е бесплатно. Ние дури и ќе ги претвориме вашите презентации и слајд-шоуа во универзален Флеш формат со целата нивна оригинална мултимедијална слава, вклучувајќи анимација, 2Д и 3Д-ефекти на транзиција, вградена музика или друго аудио, па дури и видео вградено во слајдови. Сè бесплатно. Повеќето презентации и слајд шоуа на PowerShow.com се слободни за прегледување, многу од нив се дури и бесплатни за преземање. (Можете да изберете дали ќе им дозволите на луѓето да ги преземаат вашите оригинални презентации во PowerPoint и слајд шоуа за фотографии бесплатно или бесплатно или воопшто.) Проверете на PowerShow.com денес - БЕСПЛАТНО. Има навистина нешто за секого!

презентации бесплатно. Или користете го за да пронајдете и преземете висококвалитетни презентации во PowerPoint ppt со илустрирани или анимирани слајдови што ќе ве научат како да направите нешто ново, исто така бесплатно. Или користете го за да поставите свои слајдови во PowerPoint, за да можете да ги споделувате со вашите наставници, одделение, студенти, шефови, вработени, клиенти, потенцијални инвеститори или со светот. Или искористете го за да создадете навистина убави слајдшоу на фотографии - со 2D и 3D транзиции, анимација и ваш избор на музика - што можете да ги споделите со вашите пријатели на Фејсбук или круговите на Google+. И тоа е бесплатно!


Нуклеосинтеза во arsвездите и хемиско збогатување на галаксиите

По Големата експлозија, производството на тешки елементи во раниот универзум се одвива почнувајќи од формирањето на првите starsвезди, нивната еволуција и експлозијата. Првите експлозии на супернова имаат силни динамички, термички и хемиски повратни информации за формирањето на следните starsвезди и еволуцијата на галаксиите. Сепак, природата на првите starsвезди на Универзумот и експлозиите на супернова не е добро разјаснета. Потписот на приносите од нуклеосинтезата на првите starsвезди може да се види во моделите на елементарно изобилство забележани во екстремно сиромашни метали. Интересно, тие обрасци покажуваат некои особености во однос на моделот на сончево изобилство, што треба да обезбеди важни индиции за разбирање на природата на раните генерации на везди. Така ги прегледуваме неодамнешните резултати од приносот на нуклеосинтезата на главно масивни starsвезди за широк спектар на stвездени маси, металичности и енергии на експлозија. Ние исто така обезбедуваме табели за приноси и испитуваме како врз тие приноси влијаат некои хидродинамички ефекти за време на експлозии на супернова, имено, енергии на експлозија од хипернови до слаби супернови, мешање и паѓање на преработени материјали, асферичност итн. се ограничени од податоците за наб dataудување на суперновите и metalвездите сиромашни од метал. Приносите на нуклеосинтезата потоа се применуваат на моделот на хемиска еволуција на нашата Галаксија и другите видови галаксии за да се дискутира како се случил процесот на хемиско збогатување за време на еволуцијата.


Наслов: Анализа на изобилство со висока резолуција на четири црвени гиганти во топчестиот кластер NGC 6558

-1,0. Слична е на HP 1 и NGC 6522, кои би можеле да бидат меѓу најстарите објекти во Галаксијата. Изобилството на елементи во овие јата може да ја открие природата на првите супернови. Нашата цел е да извршиме детална спектроскопска анализа за четири црвени гиганти на NGC 6558, со цел да се извлече изобилство на светлосни елементи C, N, O, Na, Al, алфа-елементите Mg, Si, Ca, Ti и тешки елементи Y, Ba и Eu. Анализирани се спектри со висока резолуција од четири starsвезди со пламен-УВЕС @ VLT UT2-Kueyen. Спектроскопскиот параметар-изведување се заснова на баланс на возбуда и јонизација на FeI и FeII. Оваа анализа резултира со металност од [Fe / H] = -1.17 + -0.10 за NGC 6558. Пронаоѓаме очекувани подобрувања на алфа-елементот во O и Mg со [O / Fe] = + 0,40, [Mg / Fe] = +0,33, и ниски подобрувања во Si и Ca. Ti има умерено подобрување на [Ti / Fe] = + 0,22. Р-елементот Eu се појавува многу подобрен со средна вредност од [Eu / Fe] = + 0,63. Ба се чини дека има сооднос на сончево изобилство во однос на Fe. NGC 6558 покажува шема на изобилство што може да биде типична за најстарите топчести гроздови на внатрешната испакнатост, заедно со моделот во сличните групи NGC 6522 и HP 1. Тие покажуваат мало изобилство на непарните Z елементи и Na и Al и експлозивот нуклеосинтеза алфа-елементи Si, Ca и Ti. Хидростатичките согорени алфа-елементи О и Мг се нормално зајакнати како што се очекуваше кај старите starsвезди збогатени со приноси од суперновите во колапс на јадрото, а елементите со врв на железо Mn, Cu, Zn покажуваат мало изобилство, што се очекува за Mn и Cu, но не за Zn. Конечно, кластерското трио NGC 6558, NGC 6522 и HP 1 покажуваат слични модели на изобилство.


Погледнете го видеото: ВЛАДИМИР СУРДИН, Новые открытия последних лет Лекция Последние открытия. Сурдин Владимир Георгиевич (Декември 2022).