Journal "Peremennye Zvezdy"

Звездный нуклеосинтез - источник происхождения химических элементов

В.Н.РЫЖОВ

Саратовский государственный технический университет

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

Введение

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

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

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

Распространенность атомов и нуклидов

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

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

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

Синтез ядер от углерода до группы железа

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

Образование тяжелых и сверхтяжелых элементов

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

Происхождение легких элементов

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

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

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

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

Заключение

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

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

Литература


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