Astronomía

Cálculo de abundancias relativas a la energía solar para rendimientos de nucleosíntesis explosivos

Cálculo de abundancias relativas a la energía solar para rendimientos de nucleosíntesis explosivos


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Tengo problemas para derivar las proporciones de abundancia de los productos de eyección de un modelo de explosión de supernova dado. De los modelos de explosión, se nos da la masa de 3 isótopos de cada elemento producido en la explosión en unidades de masa solar. Necesito convertir la masa de los productos eyectados en densidades numéricas para resolver la proporción de abundancia. Las relaciones de abundancia de algún elemento X con respecto al silicio, con respecto a los valores solares se definen como:

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

Donde X y Si son densidades numéricas.

Si consideramos el oxígeno: utilizando los valores solares de Anders y Grevesse, donde O$ _ odot $ = 8.51e-04 y Si$ _ odot $ = 3.55e-05 (número de abundancias relativo a H). Y utilizando el modelo de explosión 40A de Maeda + 2003 (Tabla 2), conocemos la masa de eyecta (en unidades solares) para:

  • oxígeno-16 = 5,99
  • oxígeno-17 = 5.33e-08
  • oxígeno-18 = 5.48e-06
  • silicio-28 = 1.87e-01
  • silicio-29 = 3.57e-02
  • silicio-30 = 2.73e-02

¿Cómo determinamos [O / Si]? Tenga en cuenta que la respuesta debería ser 2.783.

Mi intento de solución:

$ O = frac { text {eyecta masa de oxígeno-16}} { text {masa atómica de oxígeno-16}} $

$ O = 5,99 ~ M_ odot / 15,994 ~ amu $ (dominado por O-16; ignoró al resto)

$ O = 0.3745 ~ M_ odot / amu $

$ Si = frac { text {eyecta masa de Si-28}} { text {masa atómica de Si-28}} + frac { text {eyecta masa de Si-29}} { text {masa atómica de Si-29}} + frac { text {eyecta masa de Si-30}} { text {masa atómica de 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 $

Que no es 2.783. ¿Qué me estoy perdiendo?


Las estrellas ricas en fósforo con abundancias inusuales desafían las predicciones teóricas

Casi todos los elementos químicos se han formado mediante reacciones nucleosintéticas en varios tipos de estrellas y se han acumulado a lo largo de nuestra historia cósmica. Entre esos elementos, el origen del fósforo es de sumo interés porque se sabe que es esencial para la vida tal como la conocemos en la Tierra. Sin embargo, los modelos actuales de evolución química (galáctica) subestiman el fósforo que observamos en nuestro Sistema Solar. Aquí informamos el descubrimiento de 15 estrellas ricas en fósforo con sobreabundancias inusuales de O, Mg, Si, Al y Ce. Las estrellas ricas en fósforo probablemente hereden su química peculiar de otra fuente estelar cercana, pero su intrigante patrón de abundancia química desafía las actuales predicciones teóricas de la nucleosíntesis estelar. Efectos específicos como la rotación o la nucleosíntesis avanzada en regiones convectivas-reactivas en estrellas masivas representan las alternativas más prometedoras para explicar la existencia de estrellas ricas en fósforo. Los progenitores de estrellas ricas en fósforo pueden contribuir significativamente al fósforo presente en la Tierra hoy.


Nucleosíntesis en estrellas y enriquecimiento químico de galaxias

Después del Big Bang, la producción de elementos pesados ​​en el Universo temprano tiene lugar a partir de la formación de las primeras estrellas, su evolución y explosión. Las primeras explosiones de supernovas tienen una fuerte retroalimentación dinámica, térmica y química sobre la formación de estrellas posteriores y la evolución de las galaxias. Sin embargo, la naturaleza de las primeras estrellas del Universo y las explosiones de supernovas no ha sido bien aclarada. La firma de los rendimientos de nucleosíntesis de las primeras estrellas se puede ver en los patrones de abundancia elemental observados en estrellas extremadamente pobres en metales. Curiosamente, esos patrones muestran algunas peculiaridades en relación con el patrón de abundancia solar, lo que debería proporcionar pistas importantes para comprender la naturaleza de las primeras generaciones de estrellas. Por lo tanto, revisamos los resultados recientes de los rendimientos de nucleosíntesis de estrellas principalmente masivas para una amplia gama de masas estelares, metalicidades y energías de explosión. También proporcionamos tablas de rendimientos y examinamos cómo esos rendimientos se ven afectados por algunos efectos hidrodinámicos durante las explosiones de supernovas, a saber, energías de explosión de hipernovas a supernovas débiles, mezcla y retroceso de materiales procesados, asfericidad, etc. Esos parámetros en los modelos de nucleosíntesis de supernovas se limitan a los datos de observación de supernovas y estrellas pobres en metales. Luego, los rendimientos de la nucleosíntesis se aplican al modelo de evolución química de nuestra galaxia y otros tipos de galaxias para discutir cómo ocurrió el proceso de enriquecimiento químico durante la evolución.


Cálculo de abundancias relativas a la energía solar para rendimientos de nucleosíntesis explosivos - Astronomía

Contexto. El manganeso se sintetiza predominantemente en explosiones de supernovas de tipo Ia (SN Ia). Debido a la dependencia de la entropía del rendimiento de Mn en la combustión termonuclear explosiva, se predice que SNe Ia que involucra a las enanas blancas (WD) cerca de la masa de Chandrasekhar (M Ch) producirá proporciones de Mn a Fe que exceden significativamente las de las explosiones de SN Ia que involucran sub -Chandrasekhar WD primarios masivos. De todos los modelos actuales de explosión de supernovas, solo los modelos SN Ia que involucran WD de Ch cerca de M producen [Mn / Fe] ≳ 0.0.
Objetivos: Utilizando los rendimientos específicos para escenarios de SN Ia en competencia, nuestro objetivo es restringir las fracciones relativas de WD primarios explosivos cercanos a M Ch a sub M Ch en la Galaxia.
Métodos: Extraemos los rendimientos de Mn de simulaciones de supernovas termonucleares tridimensionales que se refieren a diferentes configuraciones iniciales y canales progenitores. Luego calculamos la evolución química de Mn en la vecindad solar, asumiendo que SNe Ia está formada por diferentes fracciones relativas de los modelos de explosión considerados.
Resultados: Encontramos que debido a la dependencia de la entropía de los rendimientos de congelación del equilibrio estadístico nuclear, [Mn / Fe] depende en gran medida de la masa del WD que explota, con WD de Ch cerca de M produciendo [Mn / Fe] sustancialmente más alto que sub-M Ch WD. De todas las fuentes nucleosintéticas que pueden influir en la evolución química del Mn, sólo los modelos de explosión que implican la incineración termonuclear de WD de Ch cerca de M predicen el [Mn / Fe] solar o super-solar. En consecuencia, encontramos en nuestros cálculos de evolución química que el [Mn / Fe] observado en la vecindad solar en [Fe / H] ≳ 0.0 no se puede reproducir sin primarios cercanos a M Ch SN Ia. Suponiendo que el 50% de todos los SNe Ia provienen de la quema termonuclear explosiva en WD de Ch cerca de M, se obtiene una buena coincidencia con los datos.


Afiliaciones

Instituto de Estudios Avanzados de Dublín, 31 Fitzwilliam Place, Dublín, 2, Irlanda

Felix Aharonian y amp Maria Chernyakova

Max-Planck-Institut für Kernphysik, PO Box 103980, Heidelberg, 69029, Alemania

Instituto de Ciencias Gran Sasso, viale Francesco Crispi 7, Aquila, 67100 L, Italia

SRON Instituto Holandés de Investigación Espacial, Sorbonnelaan 2, Utrecht, 3584 CA, Países Bajos

Hiroki Akamatsu, Elisa Costantini, Jelle de Plaa, Jan-Willem den Herder, Margherita Giustini, Liyi Gu, Jelle Kaastra, Missagh Mehdipour & amp Cor P. de Vries

Instituto de Investigación Ambiental Espacio-Tierra, Universidad de Nagoya, Furo-cho, Chikusa-ku, Nagoya, 464-8601, Aichi, Japón

Fumie Akimoto, Hiroyasu Tajima y amp Kazutaka Yamaoka

Instituto Kavli de Astrofísica y Cosmología de Partículas, Universidad de Stanford, 452 Lomita Mall, Stanford, 94305, California, EE. UU.

Steven W. Allen, Roger Blandford, Greg Madejski, Hirokazu Odaka, Dan R. Wilkins e Irina Zhuravleva

Departamento de Física, Universidad de Stanford, 382 Via Pueblo Mall, Stanford, 94305, California, EE. UU.

Steven W. Allen, Roger Blandford e Irina Zhuravleva

SLAC National Accelerator Laboratory, 2575 Sand Hill Road, Menlo Park, 94025, California, EE. UU.

Steven W. Allen y Roger Blandford

NASA, Goddard Space Flight Center, 8800 Greenbelt Road, Greenbelt, 20771, Maryland, EE. UU.

Lorella Angelini, Meng P. Chiao, Megan E. Eckart, Kenji Hamaguchi, Ilana M. Harrus, Ann Hornschemeier, Tim Kallman, Richard L. Kelley, Caroline A. Kilbourne, Maurice A. Leutenegger, Michael Loewenstein, Maxim Markevitch, Hideyuki Mori , Koji Mukai, Takashi Okajima, Robert Petre, Frederick S. Porter, Katja Pottschmidt, Kazuhiro Sakai, Peter J. Serlemitsos, Yang Soong, Francesco Tombesi, Daniel R. Wik, Hiroya Yamaguchi y Tahir Yaqoob

Departamento de Astronomía, Universidad de Ginebra, cap. d'Écogia 16, Versoix, CH-1290, Suiza

Marc Audard, Carlo Ferrigno y Stéphane Paltani

Departamento de Física, Universidad de Ehime, Bunkyo-cho, Matsuyama, 790-8577, Ehime, Japón

Hisamitsu Awaki y Yuichi Terashima

Departamento de Física y Centro Oskar Klein, Universidad de Estocolmo, Estocolmo, 106 91, Suecia

Departamento de Física, Universidad de Tokio, 7-3-1 Hongo, Bunkyo-ku, 113-0033, Tokio, Japón

Aya Bamba, Tsuneyoshi Kamae y amp Kazuhiro Nakazawa

Centro de Investigación para el Universo Temprano, Facultad de Ciencias, Universidad de Tokio, 7-3-1 Hongo, Bunkyo-ku, 113-0033, Tokio, Japón

Aya Bamba y amp Kazuhiro Nakazawa

Instituto Kavli de Astrofísica e Investigación Espacial, Instituto de Tecnología de Massachusetts, 77 Massachusetts Avenue, Cambridge, 02139, Massachusetts, EE. UU.

Marshall W. Bautz, Esra Bulbul y Eric D. Miller

Observatorio Astrofísico Smithsonian, 60 Garden Street, MS-4 Cambridge, 02138, Massachusetts, EE. UU.

Laura W. Brenneman, Esra Bulbul, Adam R. Foster y Randall K. Smith

Laboratorio Nacional Lawrence Livermore, 7000 East Avenue, Livermore, 94550, California, EE. UU.

Departamento de Física y Astronomía, Wayne State University, 666 West Hancock Street, Detroit, 48201, Michigan, EE. UU.

Departamento de Astronomía, Universidad de Yale, New Haven, 06520-8101, Connecticut, EE. UU.

Departamento de Física, Universidad de Yale, New Haven, 06520-8120, Connecticut, EE. UU.

Paolo S. Coppi, Andrew Szymkowiak y C. Megan Urry

Departamento de Física, Centro de Astronomía Extragaláctica, Universidad de Durham, South Road, Durham, DH1 3LE, Reino Unido

Agencia de Exploración Aeroespacial de Japón, Instituto de Ciencias Espaciales y Astronáuticas, 3-1-1 Yoshino-dai, Chuo-ku, Sagamihara, 252-5210, Kanagawa, Japón

Tadayasu Dotani, Ken Ebisawa, Katsuhiro Hayashi, Ryo Iizuka, Yoshiyuki Inoue, Manabu Ishida, Kumi Ishikawa, Masachika Iwai, Motohide Kokubun, Shu Koyama, Yoshitomo Maeda, Kazuhisa Mitsuda, Takao Nakaato, Aurora, Ganobu Sanobu , Yasuharu Sugawara, Tadayuki Takahashi, Yoh Takei, Takayuki Tamura, Yasuo Tanaka, Hiroshi Tomida, Masahiro Tsujimoto, Shutaro Ueda, Shin Watanabe y Noriko Y. Yamasaki

Departamento de Astronomía, Universidad de Kioto, Kitashirakawa-Oiwake-cho, Sakyo-ku, 606-8502, Kioto, Japón

Teruaki Enoto, Shiu-Hang Lee, Shin Mineshige y Yoshihiro Ueda

El Centro Hakubi de Investigación Avanzada, Universidad de Kioto, Kioto, 606-8302, Japón

Departamento de Física, Universidad Metropolitana de Tokio, 1-1 Minami-Osawa, Hachioji, 192-0397, Tokio, Japón

Yuichiro Ezoe, Yuto Ichinohe, Yoshitaka Ishisaki, Takaya Ohashi, Hiromi Seta y Shinya Yamada

Instituto de Astronomía, Universidad de Cambridge, Madingley Road, Cambridge, CB3 0HA, Reino Unido

Andrew C. Fabian y Ciro Pinto

Facultad de Matemáticas y Física, Universidad de Kanazawa, Kakuma-machi, Kanazawa, 920-1192, Ishikawa, Japón

Ryuichi Fujimoto y Daisuke Yonetoku

Escuela de Ciencias, Universidad de Hiroshima, 1-3-1 Kagamiyama, Higashi, 739-8526, Hiroshima, Japón

Yasushi Fukazawa, Takao Kitaguchi, Tsunefumi Mizuno, Masanori Ohno, Hiromitsu Takahashi, Yasuyuki T. Tanaka y Norbert Werner

Universidad de Salud de Fujita, Toyoake, 470-1192, Aichi, Japón

Departamento de Física, Universidad de Miami, 1320 Campo Sano Drive, Coral Gables, 33146, Florida, EE. UU.

Massimiliano Galeazzi y el amplificador Eugenio Ursino

Departamento de Astronomía y Física, Universidad de Saint Mary, 923 Robie Street, Halifax, B3H 3C3, Nueva Escocia, Canadá

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Southampton, Highfield, SO17 1BJ, Southampton, Reino Unido

Laboratoire APC, 10 rue Alice Domon et Léonie Duquet, París, 75013, Francia

Andrea Goldwurm, Philippe Laurent y Daniel Maier

CEA Saclay, Gif sur Yvette, 91191, Francia

Andrea Goldwurm, Philippe Laurent, Olivier Limousine y Daniel Maier

Centro Europeo de Investigación y Tecnología Espacial, Keplerlaan 1, Noordwijk, 2201 AZ, Países Bajos

Matteo Guainazzi y amp David Lumb

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Educación de Aichi, Aichi, 448-8543, Japón

Departamento de Física, Universidad de Ciencias de Tokio, 2641 Yamazaki, Noda, 278-8510, Chiba, Japón

Kouichi Hagino y amp Takayoshi Kohmura

Departamento de Física, Universidad de Maryland Condado de Baltimore, 1000 Hilltop Circle, Maryland, Baltimore, 21250, EE. UU.

Kenji Hamaguchi, Ilana M. Harrus, Maurice A. Leutenegger, Koji Mukai, Katja Pottschmidt y Tahir Yaqoob

Departamento de Física Aplicada e Ingeniería Electrónica, Universidad de Miyazaki, 1-1 Gakuen Kibanadai-Nishi, Miyazaki, 889-2192, Japón

Isamu Hatsukade, Koji Mori y el amplificador Makoto Yamauchi

Departamento de Física, Universidad de Nagoya, Furo-cho, Chikusa-ku, Aichi 464-8602, Nagoya, Japón

Katsuhiro Hayashi, Takayuki Hayashi, Hideyo Kunieda, Ikuyuki Mitsuishi, Yuzuru Tawara y Kazutaka Yamaoka

Departamento de Ciencias de la Tierra y el Espacio, Universidad de Osaka, 1-1 Machikaneyama-cho, Toyonaka, 560–0043, Osaka, Japón

Kiyoshi Hayashida, Hironori Matsumoto, Hiroshi Nakajima y Hiroshi Tsunemi

Departamento de Física, Universidad Kwansei Gakuin, 2-1 Gakuen, Sanda, 669-1337, Hyogo, Japón

Departamento de Física, Universidad de Rikkyo, 3-34-1 Nishi-Ikebukuro, Toshima-ku, 171-8501, Tokio, Japón

Akio Hoshino, Shunji Kitamoto, Shinya Saito y Yasunobu Uchiyama

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Rutgers, 136 Frelinghuysen Road, Piscataway, Nueva Jersey, 08854, EE. UU.

Universidad de Meisei, 2-1-1 Hodokubo, Hino, 191-8506, Tokio, Japón

Observatorio de Leiden, Universidad de Leiden, PO Box 9513, RA Leiden, 2300, Países Bajos

Instituto de Investigación para la Ciencia y la Ingeniería, Universidad de Waseda, 3-4-1 Ohkubo, Shinjuku, 169-8555, Tokio, Japón

Departamento de Física, Universidad de Chuo, 1-13-27 Kasuga, Bunkyo, 112-8551, Tokio, Japón

Satoru Katsuda y amp Yohko Tsuboi

Departamento de Física, Instituto de Tecnología de Tokio, 2-12-1 Ookayama, Meguro-ku, 152-8550, Tokio, Japón

Nobuyuki Kawai, Satoshi Sugita y Yoichi Yatsu

Departamento de Física, Universidad de Toho, 2-2-1 Miyama, Funabashi, 274-8510, Chiba, Japón

Departamento de Física, Universidad de Kioto, Kitashirakawa-Oiwake-Cho, Sakyo, 606–8502, Kioto, Japón

Katsuji Koyama, Takaaki Tanaka, Takeshi Go Tsuru y Hiroyuki Uchida

Centro Europeo de Astronomía Espacial, Camino Bajo del Castillo s / n, Villanueva de la Cañada, 28692, Madrid, España

Peter Kretschmar y amperio Norbert Schartel

Asociación de Investigación Espacial de Universidades, 7178 Columbia Gateway Drive, Columbia, 21046, Maryland, EE. UU.

Fundación Nacional de Ciencias, 4201 Wilson Blvd, Arlington, 22230, Virginia, EE. UU.

Departamento de Sistemas de Información Electrónica, Instituto de Tecnología de Shibaura, 307 Fukasaku, Minuma-ku, Saitama 337-8570, Saitama-shi, Japón

Departamento de Astronomía, Universidad de Maryland, College Park, Maryland, 20742, EE. UU.

Michael Loewenstein, Richard F. Mushotzky, Christopher S. Reynolds, Francesco Tombesi y Hiroya Yamaguchi

Instituto de Ciencias del Telescopio Espacial, 3700 San Martin Drive, Baltimore, 21218, Maryland, EE. UU.

Knox S. Long y el amplificador Brian J. Williams

Instituto de Investigación Física y Química, 2-1 Hirosawa, Wako, 351-0198, Saitama, Japón

Kazuo Makishima, Shinya Nakashima y Megumi Shidatsu

Departamento de Física, Universidad de Ciencias de Tokio, 1-3 Kagurazaka, Shinjuku-ku, Tokio, 162-8601, Japón

Kyoko Matsushita, Toru Sasaki y el amplificador Kosuke Sato

Departamento de Física, Universidad de Wisconsin, Madison, 53706, Wisconsin, EE. UU.

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Waterloo, 200 University Avenue West, Waterloo, N2L 3G1, Ontario, Canadá

Departamento de Astronomía, Universidad de Michigan, 1085 South University Avenue, Ann Arbor, Michigan, 48109, EE. UU.

Jon M. Miller y Abderahmen Zoghbi

Universidad de posgrado del Instituto de Ciencia y Tecnología de Okinawa, 1919-1 Tancha, Onna-son Okinawa, 904-0495, Japón

Takuya Miyazawa y Shin'ichiro Takeda

Centro de Ciencias Astrofísicas de Hiroshima, Universidad de Hiroshima, Higashi-Hiroshima, 739-8526, Hiroshima, Japón

Facultad de Artes Liberales, Universidad Tohoku Gakuin, 2-1-1 Tenjinzawa, Izumi-ku, Miyagi 981-3193, Sendai, Japón

Facultad de Ciencias, Universidad de Yamagata, 1-4-12 Kojirakawa-machi, Yamagata, 990-8560, Yamagata, Japón

Departamento de Física, Universidad de Mujeres de Nara, Kitauoyanishi-machi, Nara, 630-8506, Nara, Japón

Kumiko K. Nobukawa, Naomi Ota y el amplificador Shigeo Yamauchi

Departamento de Formación de Profesores y Educación Escolar, Universidad de Educación de Nara, Takabatake-cho, 630-8528, Nara, Japón

Instituto de Investigación Frontier para Ciencias Interdisciplinarias, Universidad de Tohoku, 6-3 Aramakiazaaoba, Aoba-ku, Miyagi 980-8578, Sendai, Japón

Instituto Astronómico, Universidad de Tohoku, 6-3 Aramakiazaaoba, Aoba-ku, Miyagi 980-8578, Sendai, Japón

Laboratorio de Astrofísica, Universidad de Columbia, 550 West 120th Street, Nueva York, 10027, Nueva York, EE. UU.

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Manitoba, Winnipeg, R3T 2N2, Manitoba, Canadá

Departamento de Física y Matemáticas, Universidad Aoyama Gakuin, 5-10-1 Fuchinobe, Chuo-ku, Kanagawa 252-5258, Sagamihara, Japón

Observatorio Astronómico de la Universidad Jagellónica, ul. Orla 171, Cracovia, 30-244, Polonia

RIKEN Nishina Center, 2-1 Hirosawa, Wako, 351-0198, Saitama, Japón

Instituto Max Planck de Física Extraterrestre, Giessenbachstrasse 1, 85748, Garching, Alemania

Departamento de Física, Universidad de Saitama, 255 Shimo-Okubo, Sakura-ku, 338–8570, Saitama, Japón

Makoto S. Tashiro y Yukikatsu Terada

Departamento de Física, Universidad de Roma "Tor Vergata", Via della Ricerca Scientifica 1, Roma, I-00133, Italia

Facultad de Educación, Universidad de Shizuoka, 836 Ohya, Suruga-ku, 422-8529, Shizuok a, Japón

Facultad de Ciencias de la Salud, Universidad Nihon Fukushi, 26-2 Higashi Haemi-cho, Handa, 475-0012, Aichi, Japón

MTA-Eötvös University Lendület Hot Universe Research Group, Pázmány Péter sétány 1 / A, Budapest, 1117, Hungría

Departamento de Física Teórica y Astrofísica, Facultad de Ciencias, Universidad Masaryk, Kotlávrská 2, Brno, 611 37, República Checa

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Utah, 115 South 1400 East, Salt Lake City, 84112, Utah, EE. UU.

La Universidad Johns Hopkins, Homewood Campus, Baltimore, 21218, Maryland, EE. UU.


Cálculo de abundancias relativas a la energía solar para rendimientos de nucleosíntesis explosivos - Astronomía

Los elementos mucho más pesados ​​que el Fe, como Pb, Au, U, no se producen en la nucleosíntesis estelar ordinaria (reacciones de fusión). Su formación involucra diferentes procesos que ocurren dentro de las estrellas o durante eventos explosivos y catastróficos. Durante estos eventos, la captura de neutrones o protones por los átomos es el proceso principal por el cual se forman los elementos pesados.

Hay tres procesos principales mediante los cuales ocurre la nucleosíntesis de elementos más pesados: el proceso s, r y p [107, 108, 109].

    El proceso s (lento) ocurre dentro de estrellas masivas (proceso s débil) y estrellas que desde el punto de vista de la evolución están en el AGB (proceso s principal) [110, 111, 112]. Estas estrellas pueden construir núcleos pesados ​​y estables desde Hierro hasta 209 Bi (Fig. 3). El proceso ocurre cuando un núcleo puede capturar neutrones uno a la vez. El núcleo resultante puede ser estable o, si es radiactivo, se desintegra (& # X3B2) en un elemento estable (siguiendo el camino que conduce al valle de estabilidad) antes de que se capture el siguiente neutrón. Por lo tanto, la mayoría de los isótopos en la ruta del proceso s son estables y pueden estudiarse en el laboratorio. Se estima que el flujo de densidad de neutrones en el proceso s está entre 10 6 y 10 11 neutrones / cm 2 / s. Es responsable de aproximadamente la mitad de los isótopos de hierro más pesados. Las propiedades relevantes necesarias para describir la cadena del proceso-s son las secciones transversales de captura de neutrones y, además, las tasas de desintegración beta de esos isótopos inestables, que tienen una vida lo suficientemente larga como para permitir que las capturas de neutrones compitan. Un elemento bien conocido del proceso s es 43 Tc, un elemento que no tiene isótopos estables tiene una vida media de millones de años y fue utilizado por Merrill [113] para demostrar evidencia de nucleosíntesis en otras estrellas como S- Tipo.

En las siguientes secciones, abordaremos los principales aspectos asociados con la nucleosíntesis de captura de neutrones y protones. Esto se complementa con una descripción general de las observaciones de los procesos explosivos que caracterizan a ccSNe.

El proceso s débil tiene lugar al final del núcleo convectivo de combustión de He y en la posterior capa de combustión convectiva de C [120] en estrellas masivas (p. Ej., 25 METRO& # X2299), mientras que el proceso s principal ocurre en estrellas AGB de baja masa. Se caracteriza por densidades de neutrones comparativamente bajas, por lo que los tiempos de captura de neutrones son mucho más lentos que la mayoría de los tiempos de desintegración de & # X3B2. Esto implica que la trayectoria de reacción del proceso s sigue el valle de estabilidad. Aunque las secciones transversales disponibles en condiciones estelares eran muy escasas y bastante inciertas, ya se infirió [7] que el producto de la sección transversal por la abundancia s resultante representa una función del número de masa A con saltos en los cierres de conchas y huecos en las ramificaciones.

La nucleosíntesis débil del proceso s es responsable de la producción del rango de masa baja de los elementos del proceso s desde los núcleos de semillas del grupo hierro hasta el 58 Fe hasta el Sr e Y (véase [121] y las referencias allí incluidas). La fuente de neutrones es proporcionada por la reacción 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg. Los primeros intentos de investigar el posible papel de la mezcla rotacional en la producción del proceso-s en estrellas masivas han demostrado que esta imagen clásica podría revisarse significativamente. El impacto de la rotación en la nucleosíntesis en estrellas giratorias masivas de bajo Z ha sido explorado por diferentes grupos [122, 123, 124]. En la metalicidad solar, la mezcla inducida por rotación tiene un efecto moderado en la producción del proceso-s. Sin embargo, a muy baja metalicidad, la mezcla inducida por rotación tiene un efecto mucho más fuerte y, por lo tanto, un fuerte impacto en la evolución y nucleosíntesis de las primeras generaciones estelares del universo. De hecho, la rotación conduce a la mezcla entre el núcleo de combustión de He y la carcasa de combustión de H. Finalmente, los productos de combustión de He 12 C y 16 O se mezclan en la carcasa de combustión de H, que produce 14 N a través de la CNO ciclo. Más tarde, el 14 N se vuelve a mezclar en el núcleo de combustión de He, momento en el que se convierte inmediatamente en 22 Ne a través de 14 N (& # X3B1, n) 18 F (mi + , mi) 18 O (& # X3B1, & # X3B3) 22 Ne. Al final del núcleo de combustión de He, 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg libera grandes cantidades de neutrones y cambia drásticamente la producción del proceso-s [125]. Debido a una alta densidad de números de neutrones, el proceso s débil posiblemente produzca núcleos pesados ​​hasta A & # X223C 200. Observaciones recientes [126, 127] han confirmado que la abundancia s en los cúmulos globulares en el bulbo de nuestra galaxia es compatible con la producción del proceso-s en estrellas masivas de rotación rápida con baja metalicidad, lo que respalda la opinión de que las estrellas masivas también podrían ser fuentes importantes de estos elementos. Sin embargo, existen estudios sobre la incertidumbre de la física nuclear en el proceso s [128, 129, 130], y la producción de núcleos de proceso s pesados ​​en estrellas masivas de baja Z depende en gran medida de la rotación. La abundancia también se ve influenciada por la incertidumbre de la fuente de neutrones o las reacciones del veneno de neutrones (véase [131] y las referencias allí incluidas). La producción de Sr y Ba en estrellas pobres en metales se ha investigado debido a la importancia de la observación [132]. En su trabajo, Cescutti et al [133] presentó modelos de evolución química galáctica utilizando la rejilla más grande de modelos y mostró que la mezcla inducida por rotación es capaz de explicar la gran dispersión de [Sr / Ba] observada en estrellas extremadamente pobres en metales. Dado que todavía queda una cantidad de estrellas en las metalicidades más bajas con solo límites superiores en Sr y / o Ba, aumentar los tamaños de muestra y la calidad de la espectroscopia de alta resolución disponible para estrellas en estas metalicidades es un paso esencial hacia la comprensión de la nucleosíntesis en las primeras épocas y, en última instancia, para caracterizar la influencia ambiental de los sitios astrofísicos de producción de elementos pesados ​​[134].

Como ya se mencionó anteriormente, la fase AGB representa la última etapa de la quema nuclear de estrellas de masa pequeña e intermedia. La fase AGB es corta si se compara con la etapa de MS, pero es muy importante porque es un sitio rico en nucleosíntesis. Estas estrellas, una vez que se agota el suministro de He para la fusión en su núcleo, extraen energía de la fusión de las capas H y He alrededor del núcleo C-O degenerado. En esta fase, las estrellas aumentan su brillo y su tamaño, perdiendo material de las capas externas debido a los fuertes vientos estelares. Una de las características de la fase AGB es la inestabilidad térmica intermitente de los proyectiles en combustión de He. Estas ráfagas de energía se manifiestan como pulsos térmicos y, por lo tanto, esta fase se conoce como fase TP-AGB. Estos pulsos ocurren típicamente cada 10 4 - 10 5 años (ver, para más detalles, [40]). La nucleosíntesis del proceso s en las estrellas AGB ocurre en condiciones de densidad de neutrones relativamente baja (& # X223C 10 7 neutrones / cm 3) durante las últimas etapas de la evolución estelar cuando la estrella tiene una capa radiativa delgada (región entre capas) y una convección expandida. sobre (Fig. 4). Las principales fuentes de enriquecimiento de neutrones son la reacción de 13 C (& # X3B1, n) 16 O, que libera neutrones radiativamente durante los períodos entre pulsos, y la reacción de 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg, parcialmente activada durante los pulsos térmicos convectivos. . La producción de neutrones a través del canal 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg es realmente eficiente solo en estrellas AGB de gran masa (METRO & # X2265 4 METRO& # X2299), debido a la alta temperatura requerida para que se produzca esta reacción. Estas temperaturas también se pueden alcanzar durante la fase TP-AGB de estrellas menos masivas, pero en este caso, los neutrones producidos solo afectan marginalmente la distribución final de las abundancias del proceso s. Esta reacción tiene lugar en un ambiente de convección. La reacción de 13 C (& # X3B1, n) 16 O requiere al mismo tiempo que se produzcan reacciones de captura de protones y & # X3B1 en la capa de He. Uno de los problemas relacionados con el modelado de este canal de producción de neutrones se debe a la baja abundancia de 13 C. Este elemento se produce durante las fases posteriores al desarrollo de la capa convectiva intermedia donde alguna penetración de protones crea un reservorio de H en las capas ricas en He. Cuando las partes externas de la estrella se vuelven a contraer y se calientan, la combustión de H se enciende nuevamente y los protones atrapados son capturados por los abundantes 12 C, lo que induce la cadena 12 C (p, & # X3B3) 13 N (& # X3B2 + ) 13 C. Sin embargo, el 13 C producido no es suficiente para explicar la producción de neutrones necesaria para la nucleosíntesis del proceso s. La reacción ocurre en un ambiente radiativo y conduce a la formación del llamado 13 C bolsillo (ver [135] y sus referencias). La masa ocupada por el 13 C bolsillo es & # X394METRO & # X2243 7 & # XD7 10 & # X22124 METRO& # X2299 [110], y la temperatura requerida para esta reacción es del orden de T & # X2248 9 & # XD7 10 7 K. Recientemente, se han realizado nuevos cálculos destinados a aclarar el problema de 13 C [136, 137, 138]. Los modelos se basan en el desarrollo de campos magnéticos toroidales, inducidos por dínamos estelares, en las capas radiativas ricas en He debajo de la envoltura convectiva, y ayudan a restringir los resultados de nucleosíntesis obtenidos con el 13 C bolsillo extensión con observaciones de la composición solar.

Los avances recientes en la nucleosíntesis del proceso-s están relacionados con la determinación de la densidad de neutrones en estrellas AGB masivas [139, 140]. En particular, en comparación con las abundancias solares, los espectros de las estrellas AGB masivas de nuestra Galaxia y las Nubes de Magallanes, revelan una fuerte sobreabundancia de Rubidio [141, 142] y altas relaciones [Rb / Zr] [143]. Rb es un ejemplo de elemento producido no solo por el proceso s sino también por el proceso r. La contribución exacta de los dos procesos depende del modelo de proceso s utilizado para estimar la abundancia, que está directamente relacionado con el proceso de enriquecimiento de neutrones y, en consecuencia, con la densidad de neutrones local. Los modelos de nucleosíntesis de estrellas AGB [110] están lejos de coincidir con los valores extremadamente Rb y [Rb / Zr], y la explicación de la sobreabundancia de Rb eventualmente conduciría a una mejor comprensión de la reacción de 22 Ne (& # X3B1, n) 25 Mg. En el marco de los procedimientos s, es difícil explicar la falta de coproducción de Zr, que es parte del mismo pico de producción de Rb y debería producirse en cantidades similares. Se han discutido algunas soluciones en la literatura para explicar la sobreabundancia de Rb. Karakas et al [112] demostró que para las estrellas de metalicidad solar, [Rb / Fe] & # X223C 1.4 podría alcanzarse si se retrasaba la etapa final de pérdida de masa, lo que resultaba en un mayor número de pulsos térmicos y una mayor producción de Rb. Sin embargo, las relaciones [Zr / Fe] observadas son aproximadamente solares (dentro de 0,5 dex [144]), lo que sugiere que no hay producción de este elemento en estrellas AGB de masa intermedia. Se ha propuesto una explicación diferente, como la posibilidad de que el Zr gaseoso, al tener una temperatura de condensación (1741 K) [145] mayor que la del Rb (800 K), se condense en granos de polvo, produciendo una aparente falta de Zr, cuando medido a partir de las bandas moleculares de ZrO [146, 143]. Otras posibles soluciones al problema incluyen el hecho de que las observaciones de la Nube de Magallanes son muy inciertas, una comprensión incompleta de las atmósferas de las estrellas luminosas AGB [142] y una tasa de pérdida de masa AGB diferente [147, 148]. Claramente, la resolución futura del problema del rubidio promete ser un desafío emocionante.

El modelo nucleosintético para los elementos del proceso-s más ligeros entre Sr y Ba aún no se comprende bien. Travaglio et al [153] estudiaron estos elementos y, al resumir todas las contribuciones de su modelo, los autores encontraron que faltaban 8%, 18% y 18% de Sr, Y y Zr. Se supone que esta fracción faltante proviene de un origen primario de estrellas masivas a bajo [Fe / H]. Debido a que el proceso afecta principalmente a los elementos del pico más ligeros, esta contribución nucleosintética adicional (desconocida) se denomina Proceso primario del elemento más ligero (LEPP), o débil r-process [154], y podría explicar algunas diferencias entre estos elementos. Recientemente, muchos autores han investigado más a fondo las abundancias de LEPP [155, 156, 157], lo que confirma la necesidad de un proceso adicional para dar cuenta del componente faltante de los isótopos del proceso s ligero. La mayoría de los elementos se producen mediante una mezcla de procesos s y r [158]. Esto hace que sea más difícil determinar cuáles de los procesos están involucrados al crear los elementos. El componente principal del proceso s se produce en metalicidades que comienzan en [Fe / H] & # X223C -0,66 [159], que corresponde al intervalo de tiempo t & gt 2,6 Gyr. Ir a metalicidades aún más bajas o más atrás en el tiempo, brinda una visión clara de otros procesos. A menor metalicidad, de [Fe / H] & # X223C -1,16 a [Fe / H] & # X223C -0,66 [159], se identificó el sitio para el componente fuerte del proceso s. En metalicidades aún más bajas, antes de que comience el proceso s, se cree que el LEPP ocurre en algún lugar de las estrellas. Según Cristallo et al [160] una variación del paradigma estándar de la nucleosíntesis de AGB haría posible reconciliar las predicciones de los modelos con las abundancias exclusivas del sistema solar. Sin embargo, el LEPP no puede descartarse definitivamente, debido a las incertidumbres que aún afectan a los modelos de evolución química estelar y galáctica. Recientemente se han explorado varios escenarios, ambos relacionados con el proceso r primario durante las fases avanzadas de la nucleosíntesis explosiva (ver [161] para una revisión) o el proceso s secundario en estrellas masivas (por ejemplo, componente cs [162]). Por lo tanto, incluso si se han realizado mejoras teóricas prometedoras relacionadas con las fases explosivas de estrellas masivas y ccSNe, así como investigaciones espectroscópicas recientes [163, 164], es necesario comprender completamente el origen de los elementos de captura de neutrones desde Sr hasta Ba. aún falta.

Nuevos modelos y observaciones han sugerido que, además de los procesos de captura de neutrones lentos y rápidos bien conocidos, puede haber un modo intermedio de nucleosíntesis de captura de neutrones, el llamado i-proceso. Este proceso se define por un flujo de neutrones mayor que los encontrados en el proceso s bien establecido, pero más pequeño que las condiciones extremas del proceso r. Una posible firma del i-proceso [149] podría ser la mejora simultánea de Eu, generalmente considerado un elemento del proceso r, y La, generalmente considerado un elemento del proceso s, en algunas estrellas pobres en metales mejoradas en carbono que han sido clasificadas como estrellas CEMP-r / s [150]. Las estrellas post-AGB se han discutido anteriormente como posibles sitios de nucleosíntesis para el i-proceso, sin embargo, todavía hay discrepancias y preguntas abiertas que deben abordarse. En un nuevo estudio de Jones et al [151], las estrellas super-AGB se identifican como otro posible sitio astrofísico para el i-proceso. En sus nuevos modelos computacionales de estas estrellas AGB muy pesadas, la mezcla en los límites convectivos se tiene en cuenta de acuerdo con un modelo parametrizado. Estos nuevos modelos de evolución estelar sugieren que el material rico en protones podría mezclarse por convección en una capa de combustión de He, dando lugar a condiciones adecuadas para el i-proceso. Curiosamente, se pudo demostrar que las condiciones del i-proceso se encuentran más prominentemente en modelos con menor contenido de metal, lo que indica que el i-proceso podría haber sido más importante en el universo temprano. Los modelos de evolución estelar 1-D solo pueden identificar posibles sitios para la nucleosíntesis del i-proceso [151], pero las cenizas de ingestión de H probablemente estén asociadas con una liberación sustancial de energía nuclear, alcanzando tal vez el nivel de la energía de enlace local de la cáscara ardiente de He. Esta enorme entrada de energía se combina con una mezcla turbulenta de múltiples escalas que no se puede describir de manera realista con simulaciones 1-D [152]. Las simulaciones de hidrodinámica estelar en 3D son obligatorias para comprender completamente estos eventos de astrofísica nuclear y proporcionar el contexto apropiado para futuras investigaciones de astrofísica nuclear.

Una discusión reciente ha propuesto la posibilidad de que los neutrones catalicen la formación de núcleos más pesados, por ejemplo, la formación de la molécula nuclear de Rydberg 16 O (10 Be + n + n + 10 Be), que podría existir en ambientes ricos en neutrones dentro de las estrellas AGB. [165]. En este mecanismo de formación, los neutrones median la interacción de largo alcance de Efimov de los núcleos de Be, y eventualmente podrían usarse para formar otras moléculas nucleares con núcleos más pesados ​​que faciliten la reacción nuclear y eventualmente la nucleosíntesis. Los cálculos muestran que no se puede confirmar, pero también es difícil descartar la existencia de tales moléculas basándose en lo que se sabe sobre las interacciones nucleares.

Las supernovas se pueden distinguir en dos tipos: Tipo Ia (SNIa), que se cree que es la explosión de un WD en un sistema binario que acumula suficiente masa de su compañero, y todos los demás (Tipo II, Ib, Ic), que son generados dentro de varios escenarios posibles (para una revisión de todos los escenarios, ver [166, 167, 168]). Observacionalmente se pueden clasificar según la ausencia (Tipo I) o la presencia (Tipo II) de líneas H en sus espectros. Tipo II (SNII), Ib e Ic, se producen a partir de estrellas masivas & # X2248 10 METRO& # X2299 y se observan en las galaxias espirales e irregulares. SNIa ocurre en todo tipo de galaxias sin preferencia por las regiones de formación de estrellas, de acuerdo con su origen de una población estelar de edad avanzada o intermedia. En el marco de SNIa, el escenario general es que un C-O WD acumula masa de una estrella compañera en un sistema binario hasta que se enciende cerca de la masa de Chandrasekhar [169]. La estrella compañera de la C-O WD suele ser una estrella que quema He o una WD rica en He [170, 171, 172, 173, 174]. Se ha propuesto que la detonación del proyectil rico en He se desencadena a través de la inestabilidad térmica si la compañera del CO WD es una estrella de He (p. Ej., [175]), mientras que la detonación del sobre rico en He se enciende dinámicamente si el compañero es un WD rico en He (p. ej., [171]). Para más discusiones sobre los progenitores de SNIa, ver [176, 177, 178, 179]. Las inestabilidades de WD son relevantes para SNIa ya que están relacionadas no solo con fuertes campos magnéticos en el interior de la estrella [180] sino también con la neutronización debida a reacciones de captura de electrones. Debido a esta reacción, los núcleos atómicos se vuelven más ricos en neutrones y la densidad de energía de la materia se reduce, a una presión dada, lo que conduce a una ecuación de estado más suave. Otras reacciones nucleares que vuelven inestables las WD muy masivas son las reacciones de fusión piconuclear en los núcleos de estas estrellas compactas [181, 182]. Estas reacciones entre núcleos atómicos pesados, expresadas esquemáticamente como Z A Y + Z A Y & # X2192 2Z 2A Y, son posibles debido a la materia de alta densidad de los WD, una reacción importante es el carbono sobre el carbono, 12 C + 12 C. Se ha encontrado que las reacciones piconucleares ocurren en un rango significativo de densidades estelares (ver, por ejemplo, [183]), incluyendo el rango de densidad que se encuentra en el interior de los WD [184, 185].Recientemente, los cálculos de WD en relatividad general también mostraron que las densidades de energía central están limitadas por reacciones de fusión nuclear y desintegración inversa & # X3B2 [184, 181]. Sin embargo, las velocidades de fusión nuclear a las que proceden las reacciones piconucleares de muy baja energía son muy inciertas debido a algunos parámetros poco restringidos [186]. Por último, debe mencionarse que muy recientemente se ha sugerido que las reacciones piconucleares podrían generar potentes detonaciones en un solo C-O WD [187].

La nucleosíntesis explosiva se asocia con el paso de la onda de choque ccSN a través de las capas por encima del SNP (ver [188] para una revisión). El choque calienta la materia que atraviesa, induciendo una combustión nuclear explosiva caracterizada por tiempos cortos que conducen a grandes desviaciones del equilibrio y patrones de combustión nuclear hidrostática. Esta nucleosíntesis explosiva puede alterar las distribuciones de abundancia elemental en las capas internas (Si, O). Las propiedades del proceso están ligadas a las de la explosión. Los detalles de la nucleosíntesis, que produce núcleos radiactivos como 26 Al, 28 Si, 44 Ti, 56 Ni y 56 Co durante las explosiones, aún no se comprenden completamente. Para arrojar luz sobre el mecanismo que impulsa la nucleosíntesis explosiva, se pueden obtener algunas pistas de las observaciones de la energía y el material que se inyectan en el medio interestelar a partir de las explosiones de ccNS. Parte de este material, que es el resultado de los procesos de nucleosíntesis que ocurren durante la explosión, está compuesto por isótopos radiactivos, y por lo tanto nos permite inferir las condiciones de nucleosíntesis de ccSN que se necesitan para producirlos. Por ejemplo, las observaciones de rayos gamma de 44 Ti y 56 Ni en eventos ccSN representan una herramienta valiosa para penetrar profundamente en el interior de estas explosiones, que de otra manera solo serían accesibles a través de neutrinos [189]. En esta sección, describimos los resultados de la comparación de modelos de nucleosíntesis explosivos con observaciones de ccSNe. Desde el lanzamiento del observatorio INTEGRAL ha sido posible determinar con precisión el flujo de rayos gamma asociado a elementos pesados ​​producidos por las fuentes astrofísicas. Se cree que el sitio principal de producción del radioisótopo 44 Ti son las capas expulsadas más internas de las explosiones ccSN, y el estudio de su abundancia ha sido el foco de varios trabajos [190, 191, 192]. El rendimiento de 44 Ti de ccSNe es muy difícil de calcular porque depende de la energía de explosión y de la simetría de la explosión [193]. Se cree que el 44 Ti se produce en las capas más profundas de la estrella en explosión desde donde puede ser expulsado, y los cálculos teóricos indican que tanto el aumento de la energía de explosión como el aumento de la asimetría dan como resultado un aumento del rendimiento del 44 Ti. Observacionalmente, la presencia del radioisótopo 44 Ti se revela al astrónomo de rayos gamma a través de la emisión de tres líneas de rayos gamma. La desintegración 44 Ti & # X2192 44 Sc da lugar a rayos gamma a 67,9 keV y 78,4 keV. La desintegración posterior 44 Sc & # X2192 44 Ca da lugar a una línea a 1157,0 keV. La cantidad y la velocidad de 44 Ti es una poderosa sonda del mecanismo de explosión y la dinámica de ccSNe y, además, la emisión de la línea de rayos gamma de 44 Ti es un indicador ideal de los remanentes de supernovas jóvenes. Hasta ahora, 44 Ti aún no se ha detectado directamente en SN 1987A. A partir del modelado de las curvas de luz infrarroja óptica ultravioleta (UVOIR), que suelen ser modeladas por la desintegración radiactiva, se han predicho diferentes valores de la cantidad de 44 Ti producido, que no siempre concuerdan entre sí, ni dentro de las respectivas incertidumbres. Por ejemplo, a partir del análisis de datos de rayos X tomados de INTEGRAL, Grebenev et al [194] sugirió un valor de (3.1 & # XB1 0.8) & # XD7 10 & # X22124 METRO& # X2299, mientras que el análisis de curvas de luz bolométrica UVOIR de Seitenzahl et al [195] indica un valor (0.55 & # XB1 0.17) & # XD7 10 & # X22124 METRO& # X2299. Las observaciones del remanente de supernova Cas A por la matriz del telescopio espectroscópico nuclear (NuSTAR) sugirieron para la cantidad producida de 44 Ti un valor de (1.25-0.3) & # XD7 10 & # X22124 METRO& # X2299, midiendo el flujo de líneas de desintegración de 44 Ti a aproximadamente 78 y 68 keV [196]. Además, existe una falta de coherencia entre las predicciones teóricas y las observaciones. Los modelos esféricamente simétricos (1D) de SN 1987A producen, en general, unos 10 & # X22125 METRO& # X2299 44 Ti [195]. Por ejemplo, Perego et al [197] utilizando el método PUSH para producir una explosión de supernova 1D, que se ajusta mejor a las cantidades producidas de 56 Ni en SN 1987A, predice una cantidad de 3,99 & # XD7 10 & # X22124 METRO& # X2299 por 44 Ti. Magkotsios et al [190] investigó la abundancia de 44 Ti producida a partir de ccSNe mediante el estudio del impacto en la evolución de la variación de la abundancia de 44 Ti de las reacciones nucleares, incluyendo (& # X3B1, & # X3B3), (& # X3B1, p), (p, & # X3B1) y (& # X3B1, n) en objetivos de masa ligera e intermedia. Se encontró que la variación en la velocidad de reacción de 17 F (& # X3B1, p) 20 Ne causa un impacto principal en la abundancia de 44 Ti. Sin embargo, nunca se ha medido la velocidad de reacción de 17 F (& # X3B1, p) 20 Ne. Debido a que la velocidad de reacción puede estar dominada por las propiedades de los niveles de energía de 21 Na por encima del umbral de & # X3B1 a 6.561 MeV, la búsqueda de niveles de energía de 21 Na y el estudio de sus propiedades puede afectar nuestra comprensión de la evolución de la abundancia de 44 Ti. En este contexto, la reacción 24 Mg (p, & # X3B1) 21 Na juega un papel central y el conocimiento de su velocidad es de importancia clave. La reacción de 24 Mg (p, & # X3B1) 21 Na fue medida recientemente por Cha et al [198] con el fin de realizar un estudio espectroscópico de los niveles de energía en el 21 Na para la velocidad de reacción de 17 F (& # X3B1, p) 20 Ne a temperaturas estelares. Es evidente que en el futuro se requieren más comparaciones entre las observaciones y los modelos, y se requieren aportaciones de física nuclear más precisas.

El radioisótopo de vida corta 56 Ni también se sintetiza en el interior profundo de las explosiones ccSN. Se entiende que la luz CcSN está alimentada principalmente por la desintegración radiactiva de 56 Ni, como lo demuestran la curva de luz característica y los datos de evolución espectral [199]. Estos isótopos radiactivos transportan la información sobre el entorno de la formación de la explosión, que no se ve afectado por la expansión violenta del ccSN [200]. Una de las cuestiones clave de las observaciones es la amplia gama de cantidades inferidas de 56 Ni. La proximidad de SN 1987A permitió la primera detección de líneas de rayos gamma del proceso radiactivo 56 Ni & # X2192 56 Co & # X2192 56 Fe [201]. Según estimaciones de la extinción hacia Cas A y la masa de Fe a partir de observaciones de rayos X, Eriksen et al [202] predicen que la masa de 56 Ni estará en el rango (0.58-0.16) METRO& # X2299. El valor estándar es 56 Ni & # X223C 0.07 METRO& # X2299 [195]. Se han realizado diferentes predicciones teóricas para la cantidad de 56 Ni. Respecto a Cas A, Magkotsios et al [190] posprocesó las trayectorias de un modelo ccSN 1D de Young et al [203], cuyo progenitor fue diseñado para coincidir con Cas A, y obtuvo un valor de 2,46 & # XD7 10 & # X22121 METRO& # X2299 por 56 Ni. Mientras usa un dispositivo giratorio bidimensional 15 METRO& # X2299 modelo de Fryer y Heger [204], obtienen un valor superior de 3,89 & # XD7 10 & # X22121 METRO& # X2299 por 56 Ni. Sin embargo, se debe enfatizar que todos los modelos anteriores no siguen la onda de choque ccSN el tiempo suficiente y, por lo tanto, las trayectorias hidrodinámicas deben extrapolarse para poder realizar cálculos de nucleosíntesis.

Otro elemento importante que se sintetiza durante la última etapa de combustión es el emisor de rayos gamma 26 Al, que ha sido detectado en el medio interestelar de nuestra Galaxia [205, 206]. El 26 Al se produce principalmente en vientos estelares masivos y durante explosiones ccSN. 26 La producción de Al para diferentes fuentes candidatas ha sido estimada por varios grupos [207, 208, 209]. Chieffi y Limongi [210] incluyen la rotación estelar y su efecto sobre los rendimientos calculados en comparación con los modelos no rotacionales. El rendimiento de masa galáctica de 26 Al es & # X223C 1.7-2.0 & # XB1 0.2 METRO& # X2299 [211]. Voss et al [212] estudió las variaciones entre diferentes modelos de estrellas masivas, en particular, los efectos de la rotación y la fuerza de la pérdida de masa del viento en los trazadores radioactivos y la energía de las regiones de formación de estrellas. Las regiones de formación estelar cercanas individuales Sco-Cen [213], Orion [212] y Cygnus [214] se han estudiado en detalle y se ha encontrado una buena concordancia entre la teoría y las observaciones. Los modelos teóricos de ccSN, sin embargo, adolecen de incertidumbres considerables en la producción de 26 Al debido a la falta de conocimiento experimental de las reacciones que crean y destruyen el 26 Al en condiciones de ccSN [63, 208]. Por ejemplo, las incertidumbres en las velocidades de reacción nuclear responsables de la formación de 26 Al expulsado en las explosiones de supernovas conducen a incertidumbres de un factor & # X223C 3 [215]. Las novas clásicas [216] son ​​una fuente potencial de 26 Al y se ha demostrado que hasta 0,4 METRO& # X2299 de la abundancia galáctica podría haberse producido en estos sitios [217]. En particular, la reacción de 26 Al (p, & # X3B3) 27 Si [218] afecta fuertemente la abundancia de 26 Al en la eyecta de nova. El isómero de vida corta, 26metro Al en la destrucción del 26 Al en novae juega un papel especial desde el 26metro El Al y el 26 Al están en cuasi-equilibrio en estas condiciones y, por lo tanto, el conocimiento de ambos, la destrucción del estado fundamental y del isómero, es necesario para determinar la vida media efectiva del 26 Al y la abundancia expulsada. Por lo tanto, se requieren estudios indirectos para determinar los 26metro Al (p, & # X3B3) 27 Velocidad de reacción de Si. Además, la nucleosíntesis de 26 Al en las novas también es aportada por la reacción de 23 Mg (p, & # X3B3) 24 Al. La reacción de 23 Mg (p, & # X3B3) 24 Al se midió directamente por primera vez en la instalación DRAGON con una precisión suficiente para fines de producción de novas [219]. Las mediciones condujeron a una reducción de las incertidumbres del 26 Al expulsado en los tipos de modelo nova que se ven en, por ejemplo, [220]. Sin embargo, a temperaturas inferiores a las alcanzadas en las novas clásicas O-Ne, la tasa aún está dominada por la captura directa y las incertidumbres estarán relacionadas con este componente.

Los neutrinos juegan un papel crucial en nuestra comprensión del SNII (ver, por ejemplo, [221]). De acuerdo con la teoría actualmente más aceptada para la explosión de una estrella masiva, la energía de explosión la proporcionan los neutrinos que son emitidos abundantemente por el PNS naciente e interactúan con el material de la estrella progenitora (Fig. 5). Se supone que esta deposición de energía no solo impulsa la propagación del impacto de la supernova hacia el manto estelar y las regiones de la envoltura, así como también causa la violenta ruptura de la estrella, sino que también impulsa una salida de masa de la superficie del SNP. Esto continúa durante más de 10 segundos y podría ser un sitio adecuado para la nucleosíntesis del proceso r. El flujo de salida bariónico que se expande con velocidades supersónicas se conoce como viento impulsado por neutrinos [222]. El SNP se enfría emitiendo neutrinos, es decir, mi, mi. A medida que estos neutrinos atraviesan el material caliente que consiste predominantemente en nucleones libres inmediatamente fuera del SNP, una fracción del mi y mi puede ser absorbido a través de mi + norte & # X2192 pag + mi & # X2212 y mi + pag & # X2192 norte + mi +. En promedio, un nucleón obtiene & # X223C 20 MeV de cada interacción con mi o mi. Para escapar del potencial gravitacional PNS de GRAMOMETRONS metrotu / RNS & # X223C 200 MeV, un nucleón en el viento debe interactuar con mi y mi por & # X223C 10 veces. Eventualmente, el viento impulsado por neutrinos choca con la eyección lenta y temprana de ccSN dando como resultado un choque de terminación del viento o choque inverso [223]. Las reacciones anteriores también interconvierten neutrones y protones, determinando así la fracción de electrones Ymi en el viento [224]. El viento impulsado por neutrinos ha atraído una gran atención durante los últimos 20 años, ya que se sugirió que fuera un candidato para el sitio astrofísico donde la mitad de los elementos pesados ​​se producen mediante el proceso r [222]. Las condiciones generales requeridas para el proceso r se investigaron tanto mediante modelos analíticos [225] como mediante modelos de estado estacionario [226] de vientos impulsados ​​por neutrinos.

Para tener en cuenta las abundancias del proceso r solar asociadas con los picos en A & # X223C 130 y 195, cada supernova debe expulsar & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 METRO& # X2299 de material de proceso r. Aunque los modelos de viento impulsados ​​por neutrinos actuales tienen dificultades para proporcionar las condiciones del proceso r pesado [237], el viento expulsa naturalmente & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 METRO& # X2299 de material durante un período de & # X223C 1 s [228]. Esto se debe a que la pequeña velocidad de calentamiento debida a la debilidad de la interacción de neutrinos permite que el material escape del potencial gravitacional profundo de la estrella PNS a una velocidad típica de & # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 METRO& # X2299 s & # X22121 [226]. De hecho, la capacidad de expulsar una pequeña pero interesante cantidad de material fue reconocida como una característica atractiva del modelo de viento impulsado por neutrinos del proceso r (por ejemplo, [229]). Sin embargo, los modelos actuales no proporcionan las condiciones para que ocurra un proceso r en el viento. Por ejemplo, la producción de elementos pesados ​​de proceso r (A & gt 130), requiere una alta proporción de neutrones a semillas. Esto se puede lograr mediante las siguientes condiciones: alta entropía, expansiones rápidas o baja fracción de electrones [230, 226]. Como Arcones et al [231] observación, estas condiciones aún no se han realizado en simulaciones hidrodinámicas que siguen la evolución del flujo de salida durante los primeros segundos de la fase de viento después de la explosión [232]. Por el contrario, el débil r-process, que explica los elementos de captura de neutrones más ligeros (A & # X223C 80 pico), se cree firmemente que tiene lugar en vientos impulsados ​​por neutrinos que podrían ocurrir en ccSNe o discos de acreción colapsar [233]. Las condiciones astrofísicas necesarias para producir la región del pico a través de un proceso r débil se pueden encontrar en el estudio reciente de Surman. et al [234]. Una vez que el viento se ha enfriado después de unos segundos, las reacciones de partículas cargadas son clave en la producción de elementos pesados. Para una evolución típica del viento, el (& # X3B1, n) es más rápido que todas las demás reacciones de partículas cargadas, lo que impulsa la evolución de la nucleosíntesis en vientos ricos en neutrones. Ninguna de las reacciones más relevantes (& # X3B1, n) se había medido en el rango de energía relevante para condiciones astrofísicas débiles del proceso r. Hasta ahora, los modeladores tienen que confiar en predicciones teóricas de esas tasas. Además, las incertidumbres teóricas de las velocidades de reacción calculadas pueden ser de hasta 2 órdenes de magnitud y los cálculos de la red de abundancia son muy sensibles dentro de las incertidumbres teóricas esperadas de estas velocidades [235]. Un estudio sistemático reciente que buscaba las velocidades de reacción críticas que influyen en la mayor parte de las abundancias finales en escenarios de procesos r débiles ha permitido identificar las velocidades de reacción más impactantes, que luego pueden determinarse experimentalmente mediante mediciones en instalaciones de haces radiactivos [236]. La mayoría de las velocidades de reacción responsables de la producción de elementos (A & # X223C 80) en vientos impulsados ​​por neutrinos son viables con las intensidades de haz actuales en las instalaciones de física nuclear existentes o lo serán en un futuro próximo. Los núcleos que participan en el proceso r suelen tener vidas medias que son demasiado cortas para permitir que se conviertan en un objetivo. Como los objetivos de neutrones no están disponibles, los experimentos de captura de neutrones realizados en estos núcleos representan un gran desafío. Se necesitan mejoras en las velocidades de reacción teóricas, junto con los avances en los experimentos, para reducir estas incertidumbres fundamentales de la física nuclear. Otro escenario posible podría ser la nucleosíntesis del proceso r en los flujos de salida impulsados ​​por neutrinos del disco de acreción grueso (o "toro") alrededor de un BH, como lo investigó recientemente Wanajo. et al [238]. El toro de acreción de BH se espera como remanente de fusiones binarias NS o NS-BH. Las abundancias nucleosintéticas integradas en masa calculadas concuerdan bien con la distribución de abundancia del proceso r del sistema solar, lo que sugiere que los vientos en toro BH de fusiones binarias compactas tienen el potencial de ser un sitio de producción importante, y en algunos casos dominante, del proceso r elementos [239].

Existe evidencia directa de que ccSNe también produce chorros magnetohidrodinámicos (MHD) con una potencia comparable a la explosión en sí [240, 241, 242]. Las velocidades esperadas son & # X223C 0.25-0.5c (la velocidad de escape del nuevo PNS). Si bien se espera que las NS queden después de las explosiones de ccSN, se ha sugerido que una estrella de más de 25 METRO& # X2299 puede colapsar a un BH [243] se forma un disco de acreción alrededor del BH si la estrella tiene suficiente momento angular antes del colapso. Este sistema podría producir un chorro relativista de rayos gamma (GRB, ver Sección 4.3.3) debido a los efectos MHD, cuyo sistema se denomina modelo Collapsar [244]. Los chorros impulsados ​​magnéticamente de modelos collapsar se han investigado extensamente como un sitio del proceso r [245, 246]. Los chorros potentes impulsados ​​por magneto-rotación del modelo colapsar pueden producir núcleos de proceso r pesados ​​con un tratamiento muy simple de la formación de BH [247]. Las estimaciones de la composición de los chorros expulsados ​​por un colapsar han demostrado que la síntesis de elementos pesados ​​puede ocurrir también en la fase de eyección durante el colapso del núcleo de la estrella [115]. Se encontró que elementos como U y Th se sintetizan a través del proceso r cuando la fuente tiene un gran campo magnético (10 12 G). Además, se producen muchos núcleos p en los chorros. El material alejado del eje no cae directamente, sino que primero forma un disco de acreción si el momento angular de la estrella es lo suficientemente alto. Para altas tasas de acreción, el disco de acreción es tan denso y caliente que se espera que la combustión nuclear proceda de manera eficiente, y la región más interna del disco se vuelve rica en neutrones a través de la captura de electrones en los núcleos. Esta región es un sitio de proceso r eficiente, y alrededor de 0.01 METRO& # X2299 de núcleos masivos ricos en neutrones pueden ser expulsados ​​del colapsar siendo U y Th los elementos sintetizados con mayor abundancia [248]. Cálculos de nucleosíntesis recientes en un modelo de supernova MHD tridimensional han sugerido que dicha supernova podría ser la fuente de los elementos del proceso r en la galaxia temprana [249]. Sin embargo, en esos cálculos, los núcleos producidos se limitan a los sintetizados primarios dentro de los chorros y las comparaciones con las abundancias del sistema solar se han centrado en elementos más pesados ​​que los núcleos del grupo de hierro. Ono et al [250, 247] realizó cálculos de nucleosíntesis explosivos dentro de las explosiones en forma de chorro para el colapso de una estrella masiva con núcleo de He de 32 METRO& # X2299. Estos cálculos incluyen la nucleosíntesis hidrostática utilizando una red de reacción nuclear, que tiene 1714 núcleos (hasta 241 U). El modelo de chorro no puede producir considerablemente tanto los elementos alrededor del tercer pico de los elementos r solares como los elementos p intermedios en comparación con el estudio anterior [115, 251] de cálculos de nucleosíntesis del proceso r en un modelo colapsar de 40 METRO& # X2299. Esto puede atribuirse a las diferencias en el progenitor y el momento angular inicial especificado y las distribuciones del campo magnético. Un estudio de Banerjee et al [252] ha demostrado que también es posible la síntesis de elementos raros, como 31 P, 39 K, 43 Sc y 35 Cl y otros isótopos poco comunes. Estos elementos, que se producen en las simulaciones en las partes externas de los discos de acreción de bajo & # X1E40 (es decir, 0,001-0,01 METRO& # X2299 s & # X22121), se han descubierto en las líneas de emisión de algunos resplandores de GRB largos. Sin embargo, aún no han sido confirmados por observaciones futuras. Se han propuesto modelos más diferentes. La lista incluye cálculos basados ​​en un modelo para un chorro colapsar calentado por neutrinos MHD + [253], modelos de explosión de chorro magnético rápido y chorro magnético retardado [254] y modelos de colapso de núcleo fuertemente magnetizado de rotación rápida [242, 255 , 256]. Para obtener información adicional sobre temas relacionados con el proceso r en ccSNe, consulte [257].

En esta sección, describiremos los últimos avances asociados con la producción de núcleos p durante las explosiones de supernovas. El número de isótopos ricos en protones no se puede sintetizar a través de secuencias de solo capturas de neutrones y desintegraciones de & # X3B2, por lo que se requiere la postulación de un tercer proceso (ver, por ejemplo, [258] y sus referencias). Hay varias posibilidades para llegar al lado rico en protones. Como se discutió anteriormente, los núcleos p se sintetizan agregando sucesivamente protones a un nucleido o eliminando neutrones de nucleidos s o r preexistentes a través de secuencias de fotodisintegraciones. En las condiciones que se encuentran en entornos astrofísicos, es difícil obtener núcleos p a través de capturas de protones porque la barrera de Coulomb de un núcleo aumenta al aumentar el número de protones. Además, a alta temperatura (& # X3B3, p) las reacciones se vuelven más rápidas que las capturas de protones y previenen la acumulación de nucleidos ricos en protones. Las fotodisintegraciones son una forma alternativa de formar núcleos p, ya sea destruyendo sus isótopos vecinos más ricos en neutrones a través de secuencias de reacciones (& # X3B3, n) o mediante flujos de nucleidos más pesados ​​e inestables a través de (& # X3B3, p) o ( & # X3B3, & # X3B1) y posteriores desintegraciones de & # X3B2. Está claro que el término proceso p se utiliza para cualquier proceso que sintetice núcleos p, incluso cuando no hay capturas de protones implicadas. De hecho, hasta ahora parece imposible reproducir las abundancias solares de los isótopos p mediante un solo proceso. En nuestro conocimiento actual, existe evidencia de que más de un proceso en más de un escenario astrofísico es relevante para la producción de p-núcleos [233, 118, 259, 260, 261]. Arnould [109] propuso el proceso p en las fases de presupernova, y Woosley y Howard [262] propusieron el proceso & # X3B3 en las supernovas. Este proceso llamado & # X3B3 requiere altas temperaturas de plasma estelar y ocurre principalmente en la combustión explosiva de O / Ne durante un ccSN (ver, por ejemplo, [263, 260, 264]). El proceso & # X3B3 durante una explosión de ccSN es el escenario astrofísico mejor establecido para la nucleosíntesis de los núcleos p [262]. Desde trabajos anteriores [265, 266] se consideró que las capas ricas en O / Ne de estrellas masivas albergan el proceso & # X3B3. El proceso & # X3B3 se activa con escalas de tiempo típicas de menos de un segundo cuando el frente de choque pasa a través de la zona de combustión O / Ne. Históricamente se han identificado 35 p-nucleidos, siendo 74 Se el más ligero y 196 Hg el más pesado. Las abundancias isotópicas de p-núcleos son 1-2 órdenes de magnitud más bajas que para los respectivos r- y s-núcleos en la misma región de masa. Las reacciones nucleares que ocurren en el proceso & # X3B3 son inducidas principalmente por fotones en el rango de energía MeV, siendo la velocidad de reacción determinada por la distribución de Planck. Se requieren temperaturas del orden de varios 109 K para proporcionar una energía suficiente. Estas temperaturas se realizan dentro de explosiones ccSN. Los eventos explosivos también proporcionan la escala de tiempo correcta de varios segundos & # X2013 si la intensidad del fotón durara más tiempo, la distribución de semillas se convertiría completamente en isótopos ligeros sin dejar núcleos p. En los primeros trabajos de Woosley y Howard [262], se descubrió que se requieren diferentes condiciones para producir la gama completa de p-núcleos desde 74 Se hasta 196 Hg. Por lo tanto, se dedicaron diferentes perfiles de densidad y temperatura a diferentes capas de material de ccSNe. Un rango típico de temperaturas máximas es de 2 a 3 & # XD7 10 9 K mientras que las densidades máximas varían entre 2 & # XD7 10 5 g cm & # X22123 y 6 & # XD7 10 5 g cm & # X22123. Una combinación de un perfil de densidad y un perfil de temperatura a menudo se denomina trayectoria. Estas trayectorias varían significativamente para diferentes sitios astrofísicos que cumplen las condiciones generales.

Se ha demostrado que el escenario del proceso & # X3B3 sufre una fuerte subproducción de los isótopos p más abundantes, 92,94 Mo (véase, por ejemplo, [268]) y 96,98 Ru. A diferencia del proceso r y s, las abundancias producidas en el proceso & # X3B3 varían significativamente con la composición de la distribución de semillas. Estudios detallados realizados por Costa et al [269] mostró que un enriquecimiento de material de proceso s débil permite una producción suficiente de los núcleos p de Mo y Ru. Al mismo tiempo, los factores de sobreproducción de los núcleos p más ligeros aumentan aún más. Por lo tanto, una variación de la distribución de semillas por sí sola no puede resolver la sobreabundancia de isótopos de Mo-Ru. Los modelos CcSN no pueden reproducir las abundancias relativamente grandes de 92,94 Mo y 96,98 Ru, incluso teniendo en cuenta las incertidumbres nucleares [263, 270], excepto por un posible aumento de la velocidad de reacción de fusión 12 C + 12 C [162]. Con base en las observaciones de las estrellas pobres en metales del halo galáctico, estos elementos pueden considerarse como elementos altamente mezclados, donde las contribuciones del proceso s de nucleosíntesis estelar y los procesos r principales y débiles se mezclan con contribuciones más pequeñas del p principal. -proceso. Alternativamente, se han propuesto otros procesos en estrellas masivas diferentes del proceso p clásico para contribuir a la ausencia de abundancias p de Mo-Ru, por ejemplo, el proceso p en condiciones de vientos de neutrinos ricos en protones [271]. Mo y Ru son elementos prometedores para estudiar el alcance de la heterogeneidad isotópica nucleosintética a escala planetaria en el sistema solar interior. Ambos elementos tienen siete isótopos de abundancia aproximadamente igual que fueron producidos por distintos procesos nucleosintéticos. Además, ocurren en cantidades mensurables en casi todos los grupos de meteoritos, lo que permite una evaluación completa del alcance de cualquier heterogeneidad isotópica en el sistema solar interior. La identificación de anomalías isotópicas a escala de meteoritos a granel proporciona información importante sobre el alcance y la eficiencia de los procesos de mezcla, ya que las variaciones isotópicas se explican más fácilmente por abundancias variables de procesos p, s y r en estas muestras. Se ha observado heterogeneidad isotópica en meteoritos de hierro y condritas en masa para varios elementos, incluidos Mo [272] y Ru [273]. Estos resultados contrastan con la evidencia de homogeneidad isotópica [274, 275]. Las anomalías isotópicas de Mo en los meteoritos a granel se correlacionan con las de Ru exactamente como se predice a partir de la teoría nucleosintética, lo que proporciona una fuerte evidencia de que las anomalías de Ru y Mo correlacionadas son causadas por una distribución heterogénea de uno o más portadores del proceso-s [276, 273, 277] . Sin embargo, el alcance de las anomalías isotópicas en los meteoritos está escasamente limitado porque los estudios anteriores obtuvieron resultados diferentes con respecto a la presencia de anomalías isotópicas de Mo en los meteoritos [274, 272, 278]. El origen y el alcance de las variaciones de isótopos nucleosintéticos de Mo-Ru en los meteoritos y sus componentes deben investigarse más a fondo y se requieren rendimientos más detallados del proceso de captura de neutrones para determinar su contribución a la abundancia de los elementos. Los factores de sobreproducción teóricos típicos se muestran en la Figura 6 para todos los núcleos p. Si se ignoran los p-núcleos más ligeros 74 Se y 80 Kr, en promedio, se observa un aumento monótono al aumentar el número de masa. Esta tendencia no puede corregirse por las incertidumbres de la física nuclear como se muestra en [267], pero se basa en el modelo, por ejemplo, los núcleos p más pesados ​​solo sobreviven en las capas más externas con las temperaturas máximas más bajas, un efecto que podría estar sobreestimado en la corriente. modelos. Por lo general, la composición de la semilla es una mezcla de nucleosíntesis de procesos r y s como se encuentra en la distribución de abundancia solar. Hay muchos artículos excelentes sobre el problema de Mo-Ru, y el lector interesado encontrará más información en [279, 280, 281].

Otro proceso en ccSNe que puede producir núcleos de proceso p ligeros hasta Pd-Ag, incluidos 92 Nb, es la combinación de & # X3B1, capturas de protones y neutrones, y sus reacciones inversas en condiciones de congelación ricas en & # X3B1 [282 ]. Los vientos de neutrinos del NS en formación también son un lugar posible para la producción de núcleos ligeros del proceso p [283, 284], aunque uno de sus posibles componentes, el proceso p [118], no puede producir 92 Nb porque está protegido. por 92 Mo [271]. Lo mismo ocurre en el caso del proceso rp en ráfagas de rayos X [285] (ver Sección 4.3.2). Además, la cantidad total de p-núcleos producidos en un evento y la tasa esperada de explosiones SNII no coinciden con las abundancias absolutas observadas. Por lo tanto, SNIa se investigó como un sitio adicional [286]. En total, se observó la misma tendencia que se muestra en la Figura 6 para SNII. La subproducción de los núcleos p de Mo-Ru fue menos pronunciada quizás debido a las temperaturas ligeramente más altas. A pesar de que la cantidad total de p-núcleos producidos en un evento es mayor que para SNII, la aparición menos frecuente de SNIa reduce su contribución a las abundancias observadas [287]. Dos estudios recientes [261, 288] confirman estos hallazgos, aunque la subproducción estimada de 92,94 Mo y 96,98 Ru se reduce aún más por una contribución adicional a su abundancia derivada de las reacciones de captura de protones. Por lo tanto, una combinación de SNIa y SNII es obligatoria para igualar las abundancias absolutas observadas. Puede haber contribuciones adicionales pero pequeñas de eventos que ocurren con menos frecuencia como, por ejemplo, supernovas de masa sub-Chandrasekar [289] o supernovas de creación de pares [290]. En cuanto a SNIa, los procesos además del proceso & # X3B3 también contribuyen en estos sitios más exóticos.

También vale la pena mencionar la nucleosíntesis de Ta, que ha sido un enigma a lo largo de los años. Una determinación precisa de la composición isotópica de Ta permitiría evaluar los cálculos nucleosintéticos del proceso p en términos de una abundancia de isótopos precisa para 180 Ta. Este nucleido es producido tanto por el proceso p como por el proceso s y tiene la notable propiedad de ser el isótopo más raro del sistema solar, que existe en un estado isomérico de larga duración en EX = 77 keV (t1/2, iso & gt 10 15 años) con una abundancia isotópica de aproximadamente 0.012%, de modo que en realidad se mide la abundancia isotópica de 180m Ta, que es una situación única en la naturaleza. En su estado fundamental, 180 Ta decae a 180 Hf y 180 W con una vida media de solo 8 horas. 180m Ta es el isótopo más raro de la naturaleza y, por lo tanto, es un isótopo importante para descifrar el origen del proceso p. A lo largo de los años, se ha propuesto que muchos procesos, como las reacciones de captura de neutrones lentas y rápidas en las estrellas y las explosiones de ccSN, las reacciones inducidas por fotones y neutrinos en ccSNe, son el mecanismo de producción de 180 Ta. Sin embargo, no existe consenso y se ha demostrado teóricamente que 180 Ta podría explicarse exclusivamente con el proceso & # X3B3 (& # X3B3, n) [266]. El proceso s solo puede explicar exclusivamente la producción de 180 Ta, también, principalmente a través de la ramificación en 179 Hf a través de las reacciones 179 Hf (& # X3B2 & # X2212) 179 Ta (n, & # X3B3) 180 Ta y / o 179 Hf (n, & # X3B3) 180 m Hf (& # X3B2 & # X2212) 180 Ta [291]. Además, reacciones más exóticas como los procesos de neutrinos, que incluyen 180 Hf (mi, mi) 180 Ta, se han propuesto para explicar en parte su síntesis [292, 293]. Sin embargo, la importancia de los procesos individuales no puede determinarse claramente como resultado de las incertidumbres en las velocidades de reacción para 180 Ta debido a la falta de disponibilidad de datos experimentales, como la función de intensidad de rayos & # X3B3 [294]. Se requiere una determinación precisa para proporcionar una mejor base para los cálculos de producción del proceso p [295]. Recientemente, se ha desarrollado un método de alta precisión para medir las proporciones de isótopos de muestras extraterrestres con bajas concentraciones de Ta, pero la diferencia extrema en la abundancia de isótopos de un factor de más de 8000 hace que la determinación precisa y exacta de las proporciones de isótopos de Ta en masa. espectrometría muy desafiante (ver, para más detalles, [296]).

Tsuruta propuso el sitio original para la producción de núcleos de proceso r et al [297] temprano en el desarrollo de la teoría de la nucleosíntesis. Se basa en el hecho de que a altas densidades (típicamente & # X3C1 & gt 10 10 g cm & # X22123) la materia tiende a estar compuesta de núcleos que se encuentran en el lado rico en neutrones del valle de estabilidad nuclear como resultado de la ausencia endotérmica. -capturas de electrones [298]. Tales condiciones se encuentran en la compresión de la materia cuando se forma el NS y en la fusión de dos NS, lo que hace que estos sistemas sean sitios prometedores de elementos pesados ​​del proceso r [299, 300, 301]. Se estimó que el 5% de la masa NS original puede ser expulsado durante la interrupción de la marea del NS en una fusión NS-BH [302, 303]. Estimaciones recientes de la cantidad de materia NS fría expulsada durante una fusión NS van desde & # X223C 10 & # X22124 METRO& # X2299 a & # X223C 10 & # X22122 METRO& # X2299 [304], con velocidades 0,1-0,3c. Para fusiones NS-BH, la eyección puede ser de hasta & # X223C 0.1 METRO& # X2299, con velocidades similares [305]. La mayoría de las eyecciones dinámicas se originan en la interfaz de contacto entre los componentes binarios en colisión, que se deforman en formas similares a gotas antes de la fusión, como se ve en la Figura 7. Posteriormente, la materia calentada por choque es expulsada por pulsaciones cuasi-radiales de el remanente en una amplia gama de direcciones angulares. Para el 1.35-1.35 METRO& # X2299 binario, las eyecciones en la interfaz de cizallamiento entre las estrellas se separan en dos componentes, cada uno de los cuales es alimentado (casi) simétricamente por material de ambas estrellas en colisión. La relación de masa también influye en la masa expulsada, con binarios muy asimétricos que generan hasta aproximadamente el doble del material que un binario simétrico de la misma masa total [306]. Trabajos recientes han utilizado simulaciones hidrodinámicas detalladas de fusiones de dos NS para encontrar una producción robusta de núcleos de proceso r con A & # X2273 130 (p. Ej., [307, 306]). Con base en estos estudios, la eyección extremadamente rica en neutrones se calienta por la desintegración de & # X3B2 durante su descompresión y también puede sufrir descargas a altas temperaturas durante su eyección dinámica. Debido a la densidad inicial muy alta de la eyección dinámica, los núcleos pesados ​​ya están presentes durante la fase de equilibrio estadístico nuclear de la expansión. El subsiguiente proceso r caliente experimenta un ciclo de fisión, produciendo así un patrón de abundancia estable para A & # X2273 130. Se han obtenido resultados importantes de investigaciones recientes (por ejemplo, [308, 309, 310, 311, 312, 239]) que incluyen simulaciones que consideran tanto la composición de la eyección dinámica como el viento de neutrinos (a lo largo de los polos) , donde la materia es expulsada del NS caliente hasta el punto de formación de BH, seguido de la expulsión de materia de los discos de acreción (viscosos) de BH. Los principales aspectos de estos estudios se pueden resumir de la siguiente manera: la masa de eyecta dinámica depende débilmente de la relación de masa y significativamente del grado de asimetría binaria. fusiones binarias la dependencia del tiempo y del ángulo de la composición en los binarios excéntricos de la nucleosíntesis del viento de neutrinos pueden expulsar órdenes de magnitud más masa que los binarios en órbitas cuasi-circulares y solo un poco menos que las fusiones NS-BH. En fusiones NS-BH [313, 314, 315, 305, 316] el mecanismo principal de eyección de masa es la fuerza de marea que interrumpe el NS en el plano ecuatorial a través de la redistribución del momento angular [304]. Por tanto, la geometría del material eyectado es fundamentalmente diferente de la de las fusiones NS, como ilustra la Figura 8. Además, el material eyectado de las fusiones NS-BH a menudo cubre solo una parte del rango azimutal [305].

Un aspecto interesante que se discutirá se refiere a la composición de nucleosíntesis expulsada de fusiones de objetos compactos. La nucleosíntesis está limitada por la abundancia del proceso r solar y por las observaciones de estrellas de baja metalicidad. Las fusiones NS y NS-BH parecen contribuir significativamente al patrón de abundancia del proceso r galáctico. Sin embargo, los resultados obtenidos por diferentes estudios son contradictorios o no concluyentes. Por ejemplo, la cantidad total de material pesado de proceso r en la Vía Láctea es consistente con las expectativas de eyección de masa en simulaciones numéricas de fusiones [312] con sus tasas esperadas estimadas a partir de fusiones galácticas NS (por ejemplo, [317]). Además, estudios recientes obtenidos por Matteucci et al [319] señalan cómo los elementos del proceso r que se originan en fusiones binarias NS parecen representar el canal más prometedor para la producción de elementos del proceso r en estos días. En contraste, las estimaciones del impacto de tales fusiones de doble NS en la nucleosíntesis galáctica fueron cuestionadas por estudios detallados de evolución química no homogénea [318] que no son consistentes con observaciones a muy baja metalicidad. La razón de las diferencias reportadas probablemente se deba al hecho de que el modelo propuesto por Argast et al [318] no asume una mezcla instantánea en las primeras fases evolutivas galácticas. En el estudio informado por Vangioni et al [320], la evolución del proceso r utilizando el escenario NS como el sitio astrofísico principal concuerda bien con las observaciones, asumiendo que la evolución temprana está dominada por fusiones de sistemas binarios con una escala de tiempo de coalescencia del orden de & # X223C 100 Myr. . Tales fusiones representan una fracción significativa de todas las fusiones según estimaciones recientes obtenidas con códigos detallados de síntesis de población. Además, siguiendo los últimos desarrollos, varios trabajos recientes [321, 322] han confirmado que la historia del enriquecimiento y la distribución de varios elementos del proceso r en las galaxias se pueden explicar por fusiones NS.

Se ha propuesto un nuevo modelo teórico tal que ccSNe contribuya primero al enriquecimiento de elementos pesados ​​en la galaxia temprana, luego las fusiones NS continúan gradualmente hacia el sistema solar [323]. El modelo predice varias evidencias observacionales específicas para la evolución temporal del patrón de abundancia isotópica. También satisface la universalidad del patrón de abundancia observado entre el sistema solar y las estrellas extremadamente pobres en metales en el halo de la Vía Láctea o las galaxias enanas ultra débiles descubiertas recientemente [324]. Los modelos basados ​​en códigos de hidrodinámica de partículas [325] y el análisis detallado de abundancia de galaxias enanas [326] apoyan firmemente el argumento de que las fusiones NS son el principal sitio astrofísico del proceso r. Sin embargo, recientemente Bramante et al [327] han afirmado que es poco probable que las fusiones de NS produzcan la sobreabundancia del proceso r observado en la galaxia enana Retículo II, ya que la tasa de producción total de fusiones de NS es baja, y las supernovas natales eliminan de manera eficiente los sistemas estelares binarios del pozo gravitacional poco profundo. de la Galaxia. Un segundo problema que surge es que las galaxias enanas están compuestas por una población estelar muy antigua [328], lo que sugiere que las abundancias químicas se han congelado desde hace & # X2248 13 Gyr. Esto requiere que la formación del proceso r tenga lugar relativamente pronto después de la formación de las primeras estrellas. Esto plantea la cuestión de si las fusiones podrían tener lugar con la suficiente rapidez para que su material de proceso r pudiera enriquecer a la antigua población estelar. A pesar de esto, la primera detección directa de ondas gravitacionales de una fusión NS binaria (GW170817) marcó el verdadero comienzo de la astronomía conjunta de ondas gravitacionales y mensajeros múltiples electromagnéticos [330] y puso restricciones más fuertes en el enriquecimiento del proceso r de las fusiones NS. Las masas expulsadas son ampliamente consistentes con la tasa estimada de producción del proceso r requerida para explicar las abundancias del proceso r de la Vía Láctea, proporcionando la primera evidencia de que las fusiones NS binarias son la fuente dominante de núcleos pesados ​​del proceso r en la Galaxia [331, 332 ]. Finalmente según Foucart et al [314] también las fusiones NS-BH pueden contribuir al enriquecimiento de los elementos del proceso r en las galaxias. Según este estudio, se expulsa una gran cantidad de material rico en neutrones y de baja entropía (0,04 METRO& # X2299 - 0.2 METRO& # X2299), que se someterá a una nucleosíntesis robusta del proceso r, aunque el material expulsado es más rico en protones que el material expulsado durante las fusiones binarias NS.

Una estimación confiable de la tasa de fusión de NS en la Galaxia es crucial para predecir su contribución al enriquecimiento de los elementos del proceso r. Las estimaciones de esta tasa son bastante bajas porque solo conocemos algunos de esos sistemas con tiempos de fusión menores que la edad del universo. Dos de los sistemas NS binarios observados en nuestra Galaxia, el PSR J0737-3039 [333] y el PSR 2127 + 11C [334], se fusionarán en menos de unos pocos cientos de Myr debido a la desintegración orbital causada por la emisión de radiación gravitacional. El tiempo total desde el nacimiento hasta la fusión es & # X2248 8 & # XD7 10 7 años para PSR J0737-3039 y & # X2248 3 & # XD7 10 8 años para PSR 2127 + 11C. Las estimaciones para la tasa de fusiones de NS en el Galaxy van desde & # X223C 10 & # X22126 a & # X223C 3 & # XD7 10 & # X22124 año & # X22121 con la mejor estimación siendo & # X223C 10 & # X22125 año & # X22121 (por ejemplo, [335, 336]). Las tasas de natalidad de los binarios NS-BH y NS son comparables. Sin embargo, la fracción de binarios NS-BH que tienen los períodos orbitales apropiados para fusionarse dentro de la edad del universo (& # X223C 10 10 años) es incierta debido a su complicada evolución que implica el intercambio de masas [337]. En cualquier caso, la tasa total de fusiones NS (incluyendo NS-BH) en la Galaxia es quizás & # X223C 10 & # X22125 yr & # X22121, que es & # X223C 10 3 veces menor que la tasa galáctica de SNII [338 ]. Esto significa que cada fusión debe expulsar & # X2273 10 & # X22123 METRO& # X2299 de material de proceso r si las fusiones de NS fueran las únicas responsables de las abundancias del proceso r solar asociadas con los picos en A = 130 y 195 (& # X223C 10 & # X22126 & # X2013 10 & # X22125 METRO& # X2299 de material de proceso r se requiere de cada evento en el caso de ccSNe) [228]. También se han propuesto escenarios alternativos basados ​​en extrañas fusiones de estrellas extrañas para explicar la nucleosíntesis que sigue a la fusión de objetos compactos [339]. En particular, la característica más destacada sería la ausencia total de lantánidos con una acumulación de masa que puebla la masa baja (A & lt 70) región. La composición exacta de los NS todavía está en debate y la materia de los quarks representa una de las posibilidades más consideradas [340]. Se necesitan nuevas herramientas y desarrollos en este campo, ya que el resultado de la nucleosíntesis de las fusiones de NS aún es incierto y aún no se puede descartar la existencia de múltiples sitios de procesos r. Para un estudio más profundo de las extrañas estrellas de quarks, véase [341].

Los núcleos cercanos a la línea de goteo de protones son cruciales tanto en escenarios astrofísicos inactivos como explosivos. Las condiciones adecuadas para la síntesis de nucleidos en el rango de los núcleos p también se establecen mediante escenarios explosivos como estallidos de rayos X (XRB) y púlsares de rayos X, que representan posibles sitios para el proceso de rp astrofísico [342] . El proceso rp consiste en una serie de reacciones rápidas de captura de protones y & # X3B1, intercaladas con desintegraciones de & # X3B2 +, que impulsa la ruta de reacción cerca de la línea de goteo de protones. Se deben conocer las propiedades nucleares como masas, tiempos de vida, densidades de nivel y paridades de espín de estados para muchos núcleos cercanos a la línea de goteo de protones para comprender completamente el proceso rp. El proceso rp es inhibido por la desintegración de & # X3B1, que pone un límite superior en el punto final en 105 Te [343]. Los XRB se producen en sistemas estelares binarios donde un NS compacto acumula material rico en H o en He de una estrella compañera [344]. Los XRB de tipo I se producen cuando las tasas de acreción son inferiores a 10 & # X22129 METRO& # X2299 por año [342] y se caracterizan por ráfagas extremadamente enérgicas (& # X223C 10 39 ergios) de radiación de rayos X que aparecen de manera muy regular en una escala de tiempo de horas-días. Las ráfagas en sí duran de decenas a cientos de segundos y son el resultado de la acumulación de material en la superficie NS. Después de unas horas, una fuga termonuclear bajo las condiciones extremas de temperatura (& # X2265 10 9 K) y densidad (& # X3C1 & # X223C 10 6 g cm & # X22123) desencadena una explosión que da lugar a una brillante explosión de rayos X [ 345]. Una gran dificultad en el modelado de XRB proviene de la falta de limitaciones claras de la nucleosíntesis observacional. En [346] se puede encontrar una revisión reciente de los XRB de tipo I. Aunque se cree que el gran potencial gravitacional generado por los NS evita que el proceso rp contribuya a la composición química del universo, el conocimiento sobre el proceso rp es, sin embargo, crucial para comprender la generación de energía en escenarios XRB. Además, la composición química de las cenizas que permanecen en la superficie del SN como consecuencia del proceso rp se ve críticamente afectada por la ruta precisa y la velocidad de progresión de las reacciones termonucleares que constituyen el proceso rp [342]. Se cree que los núcleos ricos en protones Tz = -1 (donde Tz = 1/2 (N - Z)) en particular juegan un papel crítico en escenarios XRB [347]. Por ejemplo, un estudio teórico reciente de Parikh et al [348] destacó las reacciones de captura de protones radiativos 61 Ga (p, & # X3B3) 62 Ge y 65 As (p, & # X3B3) 66 Se como reacciones que afectan críticamente los rendimientos químicos generados en los XRB [345]. Como tal, se requiere información detallada de la estructura para los estados por encima del umbral de protones en los núcleos Tz = -1 62 Ge y 66 Se. La consideración de núcleos espejo indica que las densidades de nivel en las regiones de energía astrofísicamente relevantes son muy bajas, lo que hace que los métodos estadísticos, como los cálculos de Hauser-Feshbach, sean inapropiados en estos casos [349]. De hecho, las velocidades de reacción de captura de protones pueden estar dominadas por una sola resonancia.

Un enigma importante que debe resolverse en los estudios de procesos rp proviene del flujo de reacción a través de los puntos de espera de larga duración 64 Ge, 68 Se y 72 Kr, que son en gran parte responsables de dar forma a la cola de los XRB [350]. De importancia crítica son los valores Q de captura de protones de estos puntos de espera que determinan fuertemente hasta qué grado las capturas de protones pueden eludir las lentas desintegraciones & # X3B2 de estos puntos de espera. Los nucleidos en los puntos de espera ralentizan el proceso de rp y afectan fuertemente a los observables de ráfagas. Se caracterizan por semividas de desintegración de & # X3B2 prolongadas del orden de la duración de la ráfaga, y los valores Q de captura de protones bajos o negativos pueden dificultar la captura de protones adicional debido a una fotodisintegración fuerte (& # X3B3, p). Recientemente se ha logrado un progreso significativo sobre el valor Q de captura de protones del 68 Se [351]. La lenta desintegración de & # X3B2 del punto de espera del 68 Se en el proceso rp astrofísico puede, en principio, ser evitado por una captura secuencial de dos protones. Los autores concluyeron que la reacción de 68 Se (2p, & # X3B3) tiene en el mejor de los casos un efecto muy pequeño y que el 68 Se es un fuerte punto de espera en el proceso rp en XRB. Esto proporciona una explicación sólida de las duraciones de ráfagas largas que se observan ocasionalmente del orden de minutos. También se han obtenido recientemente importantes resultados experimentales de las velocidades de reacción del proceso rp con la matriz GRETINA en NSCL [352]. Las mediciones eliminan esencialmente la contribución a la incertidumbre de la reacción de 57 Cu (p, & # X3B3) 58 Zn en modelos XRB y también determinan la vida útil efectiva de 56 Ni, un punto de espera importante en el proceso rp. Cuando el NS acumula H y He de las capas externas de su estrella compañera, los procesos de combustión termonuclear permiten que & # X3B1pag-proceso (una secuencia de reacciones (& # X3B1, p) y (p, & # X3B3)) como un mecanismo de ruptura del calor CNO-ciclo. Los modelos XRB predicen (& # X3B1, p) las velocidades de reacción para afectar significativamente las curvas de luz de XRB y las abundancias elementales en las cenizas explosivas [353]. Velocidades de reacción teóricas utilizadas en el modelado del & # X3B1pag-proceso debe ser verificado experimentalmente. Un caso importante en el & # X3B1pag-proceso es la reacción de 34 Ar (& # X3B1, p) 37 K que se ha identificado en estudios de sensibilidad [345] como una incertidumbre nuclear importante. De hecho, cálculos recientes de la matriz R [354] para varias reacciones (& # X3B1, p), incluyendo 34 Ar (& # X3B1, p) 37 K, indican una sección transversal inferior a la predicha. El objetivo de chorro de gas de Experimentos Jet en Estructura Nuclear y Astrofísica (JENSA) [355] permite la medición directa de reacciones previamente inaccesibles (& # X3B1, p) con haces radioactivos proporcionados por el raro reacelerador de isótopos ReA3. Se han presentado resultados preliminares de la primera medición directa de la sección transversal de la reacción de 34 Ar (& # X3B1, p) 37 K [356].

Se han obtenido tremendos avances en las mediciones de masa de núcleos involucrados en el proceso rp [357], lo que permite cálculos más precisos de las curvas de luz XRB y las cenizas estalladas. Más recientemente, se midió la masa de 31 Cl con el JYFLTRAP [358]. La precisión del valor de exceso de masa de 31 Cl se mejoró de 50 keV a 3,4 keV. La masa de 31 Cl es relevante para estimar las condiciones del punto de espera para 30 S como la relación de equilibrio de 31 Cl (& # X3B3, p) 30 S - 30 S (p, & # X3B3) 31 Cl que depende exponencialmente del valor Q es decir, en las masas de 31 Cl y 30 S. Se ha sugerido que el punto de espera de 30 S podría ser una posible explicación de las curvas XRB de tipo I de doble pico observadas a partir de varias fuentes [359]. Con el nuevo valor Q, la fotodesintegración se hace cargo a temperaturas más bajas que antes, y las incertidumbres relacionadas con el valor Q de la reacción se han reducido significativamente.

Los GRB son destellos de rayos gamma asociados a explosiones extremadamente energéticas que se observan en galaxias distantes (como su origen es extragaláctico, se distribuyen isotrópicamente en el cielo). Son los eventos electromagnéticos más brillantes que se sabe que ocurren en el universo y duran desde milisegundos hasta varios minutos. Los GRB vienen en dos variedades, largos y cortos, dependiendo de cuánto dure el destello de rayos gamma (desde milisegundos hasta varios minutos). La energía liberada en cada explosión varía entre 10 50 y 10 54 erg. En general, se detecta aproximadamente una ráfaga por día. Una característica que caracteriza a los GRB es la observación de un resplandor de rayos X (resplandor crepuscular) que se crea cuando el chorro de partículas a alta velocidad interactúa con el entorno circundante y persiste durante días en la ubicación del GRB. Los GRB cortos son el resultado de la colisión de dos NS o un NS y un BH, mientras que los GRB largos están vinculados a ccSNe. Como se mencionó anteriormente, se cree firmemente que los eventos cataclísmicos como los GRB son sitios de producción de elementos pesados. Se pueden encontrar más detalles sobre los GRB en [360, 361].

En un trabajo reciente, Berger et al [362] han estimado que la cantidad de Au producida y expulsada durante un transitorio óptico / infrarrojo cercano (NIR) conocido como Kilonova (KN), puede ser tan grande como 10 masas lunares. Se cree que un KN es la contraparte NIR de la fusión de dos objetos compactos en un sistema binario y su emisión es aproximadamente isotrópica. Es 1.000 veces más brillante que una nova, pero es solo una décima a una centésima parte del brillo de una supernova promedio. Las propiedades básicas de KNe se pueden encontrar en [363]. El grupo estudió la bola de fuego que se desvanecía a partir de la primera detección clara de un KN, que estaba asociado con el GRB 130603B corto. GRB 130603B, detectado por el satélite Swift, duró menos de dos décimas de segundo. Aunque los rayos gamma desaparecieron rápidamente, GRB 130603B también mostró un brillo posterior dominado por la luz NIR cuyo brillo y comportamiento no coincidían con un brillo posterior típico. En cambio, el resplandor se comportó como si procediera de elementos radiactivos exóticos. El material rico en neutrones sintetizado en las eyecciones dinámicas y de acreción-disco-viento durante la fusión puede generar tales elementos pesados, a través del proceso r, que luego experimentan una desintegración radiactiva emitiendo un resplandor dominado por la luz NIR. Los cálculos dicen que & # X223C 10 & # X22122 METRO& # X2299 de material fue expulsado por el GRB, algunos de los cuales fueron Au y Pt. Al combinar el Au estimado producido por un solo GRB corto con el número de explosiones de este tipo que han ocurrido durante la edad del universo, todo el Au en el universo podría provenir de GRB. En la figura 9 se muestra la interpolación de las emisiones ópticas y NIR de GRB 130603B a los filtros F606W y F160W. El resplandor óptico decae abruptamente después de los primeros & # X223C 0.3 días y se modela aquí como una ley de potencia quebrada suavemente (línea azul discontinua). La conclusión clave de este gráfico es que la fuente que se ve en el NIR requiere un componente adicional por encima de la extrapolación del resplandor crepuscular (línea discontinua roja) [364]. Este flujo NIR en exceso corresponde a una fuente con una magnitud absoluta de & # X223C -15,35 a & # X223C 7 días después de la ráfaga en el marco de reposo. El resplandor en la posluminiscencia NIR es el tipo que uno esperaría de un KN [365]. En [366, 367] se proporciona más evidencia observacional del escenario GRB-KN.

Las simulaciones numéricas muestran que los escenarios KN pueden expulsar una pequeña parte del sistema original al medio interestelar [298] y también formar un disco con soporte centrífugo que se dispersa rápidamente en el espacio con un viento rico en neutrones [368]. Estos dos mecanismos de expulsión diferentes se caracterizan por un material de diferente composición. Es probable que las salidas del disco estén libres de lantánidos, ya que la alta temperatura suprime la síntesis de elementos más pesados ​​[365], mientras que el material de la superficie es el lugar de una intensa nucleosíntesis del proceso r, que produce elementos pesados. Según Kasen et al [368], la íntima relación entre KNe y la producción de elementos del proceso r hace que lo transitorio sea un diagnóstico poderoso de las condiciones físicas en la fusión. Esta característica surge de la sensibilidad de la opacidad óptica al tipo de composición del proceso r de la eyecta: incluso una pequeña fracción de lantánidos o actínidos (A & gt 140) puede aumentar la opacidad óptica en órdenes de magnitud con respecto a la composición similar a un grupo de hierro. El transitorio KN produce una emisión óptica durante el primer día después de la fusión y luego evoluciona hacia el NIR. Las luminosidades máximas ópticas e infrarrojas, así como la duración transitoria, son funciones crecientes de la masa total expulsada. Una cantidad sustancial de emisión óptica azul es generada por la eyección rica en lantánidos en los primeros momentos cuando las temperaturas son altas. La duración de esta señal es & lt 1 día [369]. Se necesitan más cálculos y modelos de estructura atómica para establecer completamente los colores KN tempranos ya que la confiabilidad de la emisión óptica predicha se ve afectada por las incertidumbres en los datos atómicos de lantánidos.

La nueva y revolucionaria detección conjunta de radiación gravitacional y electromagnética de una sola fuente, GW170817 producida por la fusión de dos NS, está apoyando fuertemente la conexión entre GRB cortos y el siguiente KNe impulsado por la desintegración radiactiva de especies de proceso r sintetizadas en el eyecta [370, 371, 372, 373]. El espectro térmico de la contraparte óptica de GW170817 (por ejemplo, [374]) está de acuerdo con el modelo KN, en comparación con el espectro de ley de potencia esperado para la emisión de posluminiscencia GRB no térmica. La forma de la curva de luz bolométrica que sigue al pico es ampliamente consistente con la & # X221D t & # X22121.3 velocidad de calentamiento radiactivo de núcleos de proceso r recién sintetizados [363, 332]. Las curvas de luz muestran una rápida disminución en las bandas más azules, una tasa de disminución intermedia en las bandas ópticas rojas y una disminución superficial en el NIR. La masa total de la eyección roja (que contiene lantánidos) se estimó en & # X2248 4 & # XD7 10 & # X22122 METRO& # X2299 con una velocidad de expansión algo menor, v & # X2248 0.1c, que la eyecta azul. El componente de eyección emisor de KN rojo domina la masa de eyecta total y, por lo tanto, probablemente también domina el rendimiento de los núcleos de proceso r tanto ligeros como pesados. Suponiendo un patrón de abundancia del proceso r que coincida con el solar, se infiere que & # X223C 100-200 METRO& # X2295 en Au y & # X223C 30-60 METRO& # X2295 en U se crearon pocos segundos después de GW170817 [375]. Los desarrollos futuros en este campo en la intersección de la nucleosíntesis, la astronomía GW y la evolución química galáctica prometen ser emocionantes. *****

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Abundancias de La 138 y Ta 180 Hasta ν-Nucleosíntesis en 20METRO ⊙ Progenitor de supernova tipo II, guiado por modelos estelares para semillas

Los rendimientos de los isótopos más raros de la naturaleza, La 138 y Ta 180, se calculan mediante procesos de neutrinos en la capa de Ne de densidad. ρ ≈ 104 g / cc en una supernova de tipo II (SN II) progenitora de masa 20 METRO . Dos conjuntos extendidos de temperatura de neutrinos: T ν mi = 3, 4, 5, 6 MeV y T ν(μ/τ)= 4, 6, 8, 10, 12 MeV respectivamente para los procesos de corriente cargada y neutra se toman. Las fracciones de masa solar de las semillas La 139, Ta 181, Ba 138 y Hf 180 se toman para el cálculo. Se supone que se producen en algunos s-Procesamiento de eventos de "estrellas semilla" masivas de generaciones anteriores con un rango de densidad interior promedio 〈ρ〉 ≈10 3 −10 6 g / cc. Las abundancias de estos dos elementos se calculan en relación con el O 16 y resultan sensibles a la temperatura de los neutrinos. Para procesos de corriente neutra con la relación de ramificación de emisión de neutrones, B norte = 3,81 × 10 −4 y B norte = 9,61 × 10 −1, las abundancias relativas de La 138 se encuentran en los rangos de 4,48 × 10 −14 −2,94 × 10 −13 y 1,13 × 10 −10 −7,43 × 10 −10 respectivamente. De manera similar, las abundancias relativas de Ta 180 se encuentran en los rangos de 1,80 × 10 −15 −1,17 × 10 −14 y 4,53 × 10 −12 −2,96 × 10 −11 respectivamente para los valores inferior y superior de la relación de ramificación de emisión de neutrones. Para los procesos de corriente cargada, las abundancias relativas de La 138 y Ta 180 se encuentran en los rangos de 1,38 × 10 −9 −7,62 × 10 −9 y 2,09 × 10 −11 −1,10 × 10 −10 respectivamente. Parametrizados por la densidad de las "estrellas semilla", los rendimientos son consistentes con los resultados de simulación de supernovas recientes en todo el rango de temperaturas de los neutrinos. Se encuentra que La 138 y Ta 180 se producen de manera eficiente en la interacción de corriente cargada.

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Nucleosíntesis explosiva - Presentación de PowerPoint PPT

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Nucleosíntesis en estrellas y enriquecimiento químico de galaxias

Después del Big Bang, la producción de elementos pesados ​​en el Universo temprano tiene lugar a partir de la formación de las primeras estrellas, su evolución y explosión. Las primeras explosiones de supernovas tienen una fuerte retroalimentación dinámica, térmica y química sobre la formación de estrellas posteriores y la evolución de las galaxias. Sin embargo, la naturaleza de las primeras estrellas del Universo y las explosiones de supernovas no ha sido bien aclarada. La firma de los rendimientos de nucleosíntesis de las primeras estrellas se puede ver en los patrones de abundancia elemental observados en estrellas extremadamente pobres en metales. Curiosamente, esos patrones muestran algunas peculiaridades en relación con el patrón de abundancia solar, lo que debería proporcionar pistas importantes para comprender la naturaleza de las primeras generaciones de estrellas. Por lo tanto, revisamos los resultados recientes de los rendimientos de nucleosíntesis de estrellas principalmente masivas para una amplia gama de masas estelares, metalicidades y energías de explosión. También proporcionamos tablas de rendimientos y examinamos cómo esos rendimientos se ven afectados por algunos efectos hidrodinámicos durante las explosiones de supernovas, a saber, energías de explosión de hipernovas a supernovas débiles, mezcla y retroceso de materiales procesados, asfericidad, etc. Esos parámetros en los modelos de nucleosíntesis de supernovas se limitan a los datos de observación de supernovas y estrellas pobres en metales. Los rendimientos de la nucleosíntesis se aplican luego al modelo de evolución química de nuestra galaxia y otros tipos de galaxias para discutir cómo ocurrió el proceso de enriquecimiento químico durante la evolución.


Título: Análisis de abundancia de alta resolución de cuatro gigantes rojas en el cúmulo globular NGC 6558

-1,0. Es similar a HP 1 y NGC 6522, que podrían estar entre los objetos más antiguos de la Galaxia. La abundancia de elementos en estos cúmulos podría revelar la naturaleza de las primeras supernovas. Nuestro objetivo es realizar un análisis espectroscópico detallado para cuatro gigantes rojas de NGC 6558, con el fin de derivar las abundancias de los elementos ligeros C, N, O, Na, Al, los elementos alfa Mg, Si, Ca, Ti y el elementos pesados ​​Y, Ba y Eu. Se analizaron los espectros de alta resolución de cuatro estrellas con FLAMES-UVES @ VLT UT2-Kueyen. La derivación de parámetros espectroscópicos se basó en el equilibrio de excitación e ionización de FeI y FeII. Este análisis da como resultado una metalicidad de [Fe / H] = -1,17 + -0,10 para NGC 6558. Encontramos las mejoras esperadas del elemento alfa en O y Mg con [O / Fe] = + 0,40, [Mg / Fe] = +0,33 y bajas mejoras en Si y Ca. Ti tiene una mejora moderada de [Ti / Fe] = + 0,22. El elemento r Eu aparece muy mejorado con un valor medio de [Eu / Fe] = + 0,63. Ba parece tener una proporción de abundancia solar en relación con Fe. NGC 6558 muestra un patrón de abundancia que podría ser típico de los cúmulos globulares de abultamiento interno más antiguos, junto con el patrón en los cúmulos similares NGC 6522 y HP 1. Muestran bajas abundancias de los elementos impares de Z Na y Al, y del explosivo elementos alfa de nucleosíntesis Si, Ca y Ti. Los elementos alfa de combustión hidrostática O y Mg normalmente se mejoran como se esperaba en estrellas viejas enriquecidas con rendimientos de supernovas de colapso del núcleo, y los elementos de pico de hierro Mn, Cu, Zn muestran abundancias bajas, lo que se espera para Mn y Cu, pero no para Zn. Finalmente, el trío de agrupaciones NGC 6558, NGC 6522 y HP 1 muestran patrones de abundancia similares.


Ver el vídeo: Volterra. Eνέργεια με άλλον αέρα (Octubre 2022).