Rambler's Top100Astronet    
  po tekstam   po klyuchevym slovam   v glossarii   po saitam   perevod   po katalogu
 

Na pervuyu stranicu
Fizicheskie osnovy stroeniya i evolyucii zvezd

<< 5.4 Slaboe vzaimodeistvie | Oglavlenie | 5.6 Poiski solnechnyh neitrino >>

5.5 Yadernye reakcii v zvezdah

Einshteinovskoe sootnoshenie mezhdu massoi i energiei veshestva $ E=mc^2$ pokazyvaet, chto yadernye reakcii mogut byt' istochnikom energii zvezd. V samom dele, massa chetyreh protonov bol'she massy yadra geliya: $ 4m_p>m_{\rm He}$, i obrazovanie poslednego v rezul'tate sliyaniya chetyreh protonov dolzhno proishodit' s ogromnym vydeleniem energii, ravnym raznosti massy -- defektu mass $ \Delta E=(4m_p-m_{\rm He})c^2$. Odnako dolgoe vremya do poyavleniya kvantovoi mehaniki kazalos', chto temperatura veshestva v centre zvezdy, $ T\sim GM/({\cal R}R)\sim 1\;$keV, slishkom nizka. Dlya preodoleniya kulonovskogo ottalkivaniya pri stolknovenii dvuh protonov neobhodima energiya poryadka 1 MeV. Pri maksvellovskom raspredelenii s temperaturoi $ \sim$1 keV energiei v 1 MeV obladaet dolya chastic $ \sim\exp\left(-{1\;\mbox{MeV}\over{1\;
\mbox{keV}}}\right)\simeq e^{-1000}\simeq 10^{-430}$ (otmetim, chto v Solnce vsego $ 10^{57}$ chastic, t.e. klassicheskaya veroyatnost' vzaimodeistviya dvuh protonov nichtozhna). Tem ne menee odin iz osnovatelei teorii vnutrennego stroeniya zvezd A. Eddington, pervyi ukazavshii na vozmozhnost' reakcii $ \mathrm{H}\to{}^{4}{\mathrm{He}}$, ne sdavalsya, kogda emu ukazyvali na maluyu veroyatnost' iz-za nedostatochno vysokoi temperatury, i govoril: ``Poishite-ka mesto pogoryachee!''.

S razvitiem kvantovoi mehaniki stalo yasno, chto Eddington prav! Veroyatnost' yadernyh reakcii uvelichivaetsya blagodarya podbar'ernomu perehodu (tunnel'nyi effekt).

Ocenim skorost' yadernyh reakcii s uchetom zakonov kvantovoi mehaniki. Napomnim izvestnoe sootnoshenie De Broilya, svyazyvayushee dlinu volny $ \lambda$ (volnovoe chislo $ k=2\pi/
\lambda$) i impul's chasticy $ p$: $ k=p/\hbar$. Dvizheniyu s impul'som $ p$ sootvetstvuet volnovaya funkciya $ e^{ikx}\to e^{{ipx\over
\hbar}}$ ili $ e^{{i\over\hbar}\int pdx}$, esli $ p$ yavlyaetsya funkciei koordinat. Dlya chastic s massoi pokoya $ m$ impul's $ p$ naidem iz zakona sohraneniya energii

$\displaystyle p^2/(2m)=E_{\mbox{kin}}=E_{\mbox{poln}}-U=E_0-U\;.
$

Otsyuda

$\displaystyle p=\sqrt{2m(E_0-U)}\;.
$

Dlya dvuh chastic s zaryadami $ Z_1,Z_2$ energiya ottalkivaniya

$\displaystyle U=Z_1Z_2e^2/r\;.
$

V klassicheskoi mehanike chastica s energiei $ E$ pri dostizhenii tochki $ r_1$, gde $ p=0$, t.e. $ r_1=Z_1Z_2/E$, povorachivaet i dvizhetsya v obratnuyu storonu. V kvantovoi teorii pri $ r<r_1\;p=i\sqrt{2m(U-E_0)}$, i v volnovuyu funkciyu chasticy, idushei s beskonechnosti, voidet mnozhitel'

$\displaystyle e^{-{1\over\hbar}\int\limits_r^{r_1}\sqrt{U-E_0}\;dx}\;,
$

t.e. sushestvuet konechnaya veroyatnost' $ \psi^2\sim e^{-{2\over\hbar}\int\limits_r^{r_1}
\sqrt{U-E_0}\;dx}$ prohozhdeniya chasticy v oblast' $ r<r_1$ (sm. ris. 29).

Rassmotrim integral

\begin{displaymath}
\begin{array}{ll}
2\int\limits_0^{r_1}\sqrt{U-E_0}\;&dr=2\in...
...{r_1}\sqrt{{r_1\over {r}}-1}\;{dr\over{r_1}}\;. \cr
\end{array}\end{displaymath}

Pust'

$\displaystyle x=r/r_1,\quad \int\limits_0^{r_1}\sqrt{{r_1\over {r}}-1}\;{dr\over{r_1}}=\int\limits_0^1\sqrt{{1\over{x}}
-1}\;dx\;.
$

Pri $ x\to 0$ podyntegral'noe vyrazhenie $ \to \infty$, odnako integral shoditsya:

$\displaystyle \int\limits_0^1\sqrt{{1\over{x}}-1}\;dx={\pi \over 2}\;.
$

Otmetim, chto shodimost' integrala pozvolyaet nam vesti integrirovanie ot nulya, a ne ot radiusa yadernogo vzaimodeistviya $ r_2$, kotoryi sostavlyaet $ \sim 10^{-3}r_1$. Yasno, chto takoe priblizhenie (zamena $ r_2\to 0$) dast lish' nebol'shoi popravochnyi mnozhitel'.

Pri tochnom vychislenii veroyatnosti pered eksponentoi est' eshe stepennye mnozhiteli, kotorye my ne uchityvaem. Dlya nas seichas vazhna tol'ko eksponenta.

Itak, $ \psi^2(0)=e^{-\varphi}$, gde

$\displaystyle \varphi={\sqrt{2}\pi Z_1Z_2e^2\over{\hbar c}}\sqrt{{mc^2\over{E_0}}}\;.
$

Ris. 29.Ris. 30.

Vyshe predpolagalos', chto odno iz yader pokoitsya ( $ m_2=\infty$). Na samom dele pri raschete v sisteme centra mass vmesto $ m$ sleduet, kak obychno, podstavit' privedennuyu massu $ \mu={m_1m_2\over{m_1+m_2}}$. Togda

$\displaystyle \varphi={\sqrt{2}\pi Z_1Z_2e^2\over{\hbar c}}\sqrt{{\mu c^2\over{E_0}}}={2\pi Z_1Z_2e^2
\over{\hbar v_0}}\;,
$

gde $ v_0$ -- otnositel'naya skorost' chastic na beskonechnosti. V takom vide vidna bezrazmernost' $ \varphi$ (analogichno $ e^2/(\hbar c)$).

My poluchili veroyatnost' podbar'ernogo sblizheniya chastic s dannoi energiei $ E_0$: $ \sim e^{-\sqrt{{A\over{E_0}}}}$, gde $ A={2\pi^2Z_1^2Z_2^2e^4\over{\hbar^2}}\cdot
{A_1A_2\over{A_1+A_2}}m_u\;$($ A_1$, $ A_2$ -- atomnye massy yader). V teplovom ravnovesii (pri temperature $ T$) kolichestvo chastic s energiei $ E_0$ proporcional'no $ e^{-{E_0\over{T}}}$ i polnaya veroyatnost'

$\displaystyle w\sim\int e^{-\chi}\;dE_0,\;$gde$\displaystyle \;\chi=\sqrt{{A\over{E_0}}}+{E_0\over{T}}\;.
$

Funkciya $ \chi(E_0)$ imeet minimum pri nekotorom znachenii $ E_{0\,\min}$ (sm. ris. 30). Ochevidno, chto oblast' minimuma dast glavnyi vklad v integral, tak kak $ e^{-\chi}$ v etoi tochke imeet ostryi maksimum. Vychislenie takih integralov provoditsya metodom perevala. Snachala nahodim ekstremum:

$\displaystyle {d\chi\over{dE_0}}=-{1\over2}{\sqrt{A}\over{E_0^{3/2}}}+{1\over T}=0,\;E_{0\,\min}=\left(
{T\sqrt{A}\over 2}\right)^{2/3}\;,
$

$\displaystyle \chi_{\min}=3\cdot 2^{-2/3}\;\left({A\over T}\right)^
{1/3}\;=\left({\alpha\over T}\right)^{1/3}\;,
$

$\displaystyle \alpha={27\pi^2\over2}\;{Z_1^2Z_2^2e^4
\over{(\hbar c)^2}}\;{A_1A_2\over{A_1+A_2}}\;m_pc^2\;,
$

$\displaystyle \left({\alpha\over T}\right)^
{1\over3}=4,25\cdot T_9^{-1/3}\;\left({A_1A_2\over{A_1+A_2}}\;Z_1^2Z_2^2\right)^{1/3}\;.
$

Zdes' $ T_9=T/10^9$ K -- temperatura v mlrd. gradusov. Teper' mozhno razlozhit' $ \chi(E_0)$ v ryad Teilora v okrestnosti tochki $ E_{0\,\min}$:

$\displaystyle \chi=\chi_{\min}+{1\over2}\;{\partial^2\chi\over\partial E_0^2}(E_0-E_{0\,\min})^2
\;,\;\;\left({\partial E\over\partial\chi}\;=0\right)\;.
$

Itak, $ w =e^{-\chi_{\min}}$ s nekotorym mnozhitelem, poluchayushimsya ot integrirovaniya vtorogo chlena, kotoroe svoditsya k integralu vida $ \int\limits_{-\infty}^{\infty}e^{-x^2}\;dx$ (provedite eto integrirovanie!). Tak my nashli tol'ko veroyatnost' sblizheniya yader. Polnaya veroyatnost' reakcii poluchitsya posle umnozheniya na veroyatnost' sootvetstvuyushego vzaimodeistviya.

Pereidem k konkretnym reakciyam.

$\displaystyle 1)\quad p+p=\mathrm{D}+e^++\nu.
$

Vydelenie energii v etoi reakcii $ Q=1,442\;$MeV, v tom chisle $ \sim0,25\;$MeV unosyat neitrino.

Chislo yader deiteriya D, rozhdayushihsya v 1 sm$ ^3$ na 1 s, ravno

$\displaystyle {d[\mathrm{D}]\over{dt}}={1\over2}\;{n^2_p\over{6\cdot 10^{23}}}\...
...{-15}T^{-2/3}
_9e^{-3,38/T_9^{1/3}}\left[\mbox{s}^{-1}\,\mbox{sm}^{-3}\right].
$

Vvodya vesovye doli dlya himicheskih elementov

$\displaystyle X_i={m_Hn_iA_i\over{\rho}}={n_iA_i\over{6\cdot 10^{23}\rho}},
$

poluchim

$\displaystyle {dX_{\rm D}\over{dt}}=4,2\cdot 10^{-15}\rho X_{\rm H}^2T^{-2/3}_9e^{-3,38/T_9^{1/3}}
\left[\mbox{s}^{-1}\right].
$

$\displaystyle 2)\quad \mathrm{D}+p\to {}^{3}{\mathrm{He}}+\gamma,\quad Q=5,494\;$MeV$\displaystyle ,
$

$\displaystyle {dX_{{}^{3}\mathrm{He}}\over{dt}}=3,98\cdot 10^3\cdot X_{\rm H}X_{\rm D}\rho
T^{-2/3}_9e^{-3,72/T_9^{1/3}}\left[\mbox{s}^{-1}\right].
$

Ukazhem na bol'shuyu raznicu (10$ ^{18}$ raz) v otnoshenii koefficientov v pervoi i vo vtoroi reakcii. Eto ob'yasnyaetsya tem, chto pervaya reakciya idet so slabym vzaimodeistviem na letu, a vo vtoroi vse opredelyaetsya elektromagnitnym vzaimodeistviem. Otmetim takzhe, chto vtoraya reakciya v usloviyah zemnyh morei i okeanov ``zarezaetsya'' eksponentoi, nesmotrya na bol'shoi mnozhitel', stoyashii pered nei.

$\displaystyle 3)\quad {}^{3}{\mathrm{He}}+{}^{3}{\mathrm{He}}\to {}^{4}{\mathrm{He}}+2p,\quad Q=12,86\;$MeV$\displaystyle .
$

Skorost' reakcii:

$\displaystyle {dX_{{}^4\mathrm{He}}\over{dt}}=1,3\cdot 10^{10}\rho X_{{}^3\mathrm{He}}^2T^{-2/3}_9
e^{-{12,28\over{T_9^{1/3}}}}\left[\mbox{c}^{-1}\right].
$

Zdes' mnozhitel' eshe bol'she, tak kak reakciya idet po sil'nomu vzaimodeistviyu.

Itak, my vidim, chto blagodarya cepochke reakcii 1), 2), 3) vozmozhno prevrashenie chetyreh yader vodoroda v yadro geliya s vydeleniem energii $ (m_{\rm He}^4-4m_{\rm H})c^2$. Eta cepochka reakcii mozhet idti pri dostatochno vysokoi temperature v absolyutno chistom vodorode i nazyvaetsya proton-protonnym (ili $ pp$-) ciklom. Vozmozhny i drugie cepochki proton-protonnogo cikla.

Raschet pokazyvaet, chto pri nizkih temperatura $ (T<2\cdot 10^7$ K reakcii idut v osnovnom po dvum sleduyushim shemam:

\begin{displaymath}
\begin{array}{lcl} %% zdes' !!!!!!!!!!!
p+p=\mathrm{D}+e^++\...
...
{}^{7}{\mathrm{Li}}+p\to 2\, {}^{4}{\mathrm{He}}
\end{array}\end{displaymath}

Sprava ukazano harakternoe vremya reakcii (kak ono vychisleno?).

Yasno, chto bez uchastiya slabogo vzaimodeistviya vodorod v He ne prevratit', tak kak iz protonov nado poluchit' neitrony. svobodnyi proton v neitron ne prevrashaetsya -- eto vozmozhno tol'ko v pole drugogo protona, kotoryi ego podhvatyvaet. Na odno yadro $ {}^{4}{\mathrm{He}}$ dolzhno proiti dve reakcii $ p+p\to \mathrm{D}+e^++\nu$. Na kazhduyu reakciyu $ p+p$ vo vsem $ pp$-cikle vydelyaetsya 13,086 MeV energii.

Vtoraya cepochka interesna potomu, chto daet pobochnye produkty:

$\displaystyle {}^{7}{\mathrm{Be}}+p\to {}^{8}{\mathrm{B}}+\gamma,
$

$\displaystyle {}^{8}{\mathrm{B}}\to {}^{8}{\mathrm{Be}}+e^++\nu.
$

Poslednii raspad zamechatelen tem, chto on daet neitrino vysokoi energiei, v srednem $ E=8$-9 MeV, kotorye mozhno detektirovat' na Zemle (sm. nizhe).

Ochevidno, chto skorost' vydeleniya energii v $ pp$-cikle ravna skorosti, s kotoroi idet pervaya reakciya:

$\displaystyle p+p=\mathrm{D}+e^++\nu.
$

Deiterii tut zhe vstupaet v reakciyu s protonom. Poetomu on ne nakaplivaetsya i stacionarnaya koncentraciya

$\displaystyle X_{\rm D}={6\mbox{sek}\over{1,3\cdot10^{10}\;\mbox{let}}}X_{\rm H}=10^{-17}X_{\rm H}\,.
$

Vypishem polnuyu skorost' energovydeleniya v $ pp$-cikle:

$\displaystyle \varepsilon_{pp}=\rho X_{\rm H}^2\;\varepsilon_0(T/T_0)^n\;[$erg/(g$\displaystyle \cdot$c)$\displaystyle ]
$

$ T_0/10^6$ $ \varepsilon_0$ $ n$
1 $ 4\cdot 10^{-9}$ 10,6
5 $ 1,8\cdot10^{-3}$ 5,95
10 $ 6,8\cdot10^{-2}$ 4,60
15 0,377 3,95
20 1,09 3,64
30 4,01 3,03

Pri temperaturah bolee vysokih, chem solnechnye (v bolee massivnyh zvezdah), idet CNO-cikl (on vozmozhen tol'ko v prisutstvii katalizatora ugleroda)

\begin{displaymath}
\begin{array}{ll}
{}^{12}{\mathrm{C}}+p\to{}^{13}{\mathrm{N}...
...{C}}+{}^{4}{\mathrm{He}}& \sim e^{-15,2/T_9^{1/3}}.
\end{array}\end{displaymath}

Obratite vnimanie na to, chto v poslednei reakcii snova obrazuetsya yadro $ {}^{12}{\mathrm{C}}$, s kotorogo nachinalas' pervaya reakciya. Otmetim, chto v otlichii ot $ pp$-cikla zdes' slaboe vzaimodeistvie idet ne na letu, t.e. slaboe vzaimodeistvie i podbar'ernyi perehod razdeleny. Poskol'ku v CNO-cikle uchastvuyut yadra s bolee vysokim zaryadami, on idet pri bolee vysokoi temperature, prichem zavisimost' ot temperatury bolee krutaya, chem v $ pp$-cikle. Energovydelenie vo vsem CNO-cikle v raschete na odnu reakciyu $ {}^{14}{\mathrm{N}}+p$ (samuyu medlennuyu) ravno 24,97 MeV. Vypishem polnuyu skorost' energovydeleniya v CNO-cikle:

$\displaystyle \varepsilon=\varepsilon_0\rho X_{\rm H}X_{\rm CNO}(T/T_0)^n\;[$erg/g c$\displaystyle ]
$

$ T_0/10^6$ $ \varepsilon_0$ $ n$
6 $ 9\cdot10^{-10}$ 27,3
10 $ 3,4\cdot10{-4}$ 22,9
15 1,94 19,9
20 $ 4,5\cdot10^2$ 18,0
30 $ 4,1\cdot10^5$ 15,6
50 $ 6,2\cdot10^8$ 13,6
100 $ 1,9\cdot10{12}$ 10,2

Z a d a ch i.

1. Podschitat', pri kakoi temperature D vygoraet za $ 10^6$ let. To zhe dlya $ {}^{3}{\mathrm{He}}$.

2. Naiti usloviya, pri kotoryh energovydelenie

$\displaystyle \varepsilon_{\rm CNO}=\varepsilon_{pp}.
$

3. Vychislit' skorost' reakcii:
a). $ \displaystyle{{}^{3}{\mathrm{He}}+p= {}^{4}{\mathrm{He}}+e^++\nu}$
(v etoi reakcii vydelyayutsya vysokoenergichnye neitrino),
b). $ \displaystyle{{}^{3}{\mathrm{He}}+e^-\to {}^{}{\mathrm{T}}+\nu}$
(ukazanie: ispol'zovat' eksperimental'nye dannye po raspadu $ \mathrm{T}\to{}^{3}{\mathrm{He}}+e^-+\widetilde\nu$: energiya (ne vklyuchaya $ m_ec^2$) 0,0186 MeV, vremya zhizni 12,26 let. Rassmotret' ravnovesie s nevyrozhdennymi elektronami pri vysokoi temperature),
v). $ \displaystyle{\mathrm{T}+p\to {}^{4}{\mathrm{He}}+\gamma\,}$



<< 5.4 Slaboe vzaimodeistvie | Oglavlenie | 5.6 Poiski solnechnyh neitrino >>

Publikacii s klyuchevymi slovami: Evolyuciya zvezd - vnutrennee stroenie zvezd - termoyadernye reakcii - fizicheskie processy
Publikacii so slovami: Evolyuciya zvezd - vnutrennee stroenie zvezd - termoyadernye reakcii - fizicheskie processy
Sm. takzhe:
Vse publikacii na tu zhe temu >>

Ocenka: 3.0 [golosov: 120]
 
O reitinge
Versiya dlya pechati Raspechatat'

Astrometriya - Astronomicheskie instrumenty - Astronomicheskoe obrazovanie - Astrofizika - Istoriya astronomii - Kosmonavtika, issledovanie kosmosa - Lyubitel'skaya astronomiya - Planety i Solnechnaya sistema - Solnce


Astronet | Nauchnaya set' | GAISh MGU | Poisk po MGU | O proekte | Avtoram

Kommentarii, voprosy? Pishite: info@astronet.ru ili syuda

Rambler's Top100 Yandeks citirovaniya