Пикноядерный синтез

Пикноядерный синтез ( др.-греч . πυκνός , латиниз .  pyknós , букв.  «плотный, компактный, густой») — тип реакции ядерного синтеза , которая происходит за счёт нулевых колебаний ядер вокруг точки равновесия, связанной с их кристаллической решёткой . ^{[1] [2]} В квантовой физике явление можно интерпретировать как перекрытие волновых функций соседних ионов , и оно пропорционально амплитуде перекрытия. ^[3] В условиях надпороговой ионизации реакции нейтронизации и пикноядерного синтеза могут приводить к созданию абсолютно устойчивых сред в сверхплотных веществах. ^[4]

Термин « пикноядерный » был придуман А. Г. У. Кэмероном в 1959 году, но исследование, показывающее возможность ядерного синтеза в чрезвычайно плотных и холодных составах, было опубликовано У. А. Уайлдхеком в 1940 году. ^{[5] [6]}

Пикноядерные реакции могут происходить где угодно и в любой материи, но при стандартных условиях скорость реакции чрезвычайно мала, и, таким образом, не играют существенной роли за пределами чрезвычайно плотных систем, богатых нейтронами и свободными электронами сред, таких как внутренняя кора нейтронной звезды . ^{[2] [7]} Особенностью пикноядерных реакций является то, что скорость реакции прямо пропорциональна плотности пространства, в котором происходит реакция, но почти полностью независима от температуры окружающей среды. ^[3]

Пикноядерные реакции наблюдаются в нейтронных звездах или белых карликах , и имеются доказательства того, что они происходят в лабораторно созданной дейтериево-тритиевой плазме. ^{[3] [6]} Некоторые предположения также связывают тот факт, что Юпитер испускает больше излучения , чем получает от Солнца , с пикноядерными реакциями или холодным синтезом . ^{[3] [8]}

В белых карликах ядро ​​звезды холодное, при таких условиях, поэтому, если рассматривать их классически, ядра, которые выстраиваются в кристаллическую решетку, находятся в основном состоянии . Нулевые колебания ядер в кристаллической решетке с энергией на уровне энергии пика Гамова, равной , могут преодолеть кулоновский барьер , запуская пикноядерные реакции. Полуаналитическая модель показывает, что в белых карликах термоядерный разгон может происходить в гораздо более раннем возрасте, чем возраст Вселенной , поскольку пикноядерные реакции в ядрах белых карликов превышают светимость белых карликов, позволяя происходить горению C , которое катализирует образование сверхновых типа Ia в аккрецирующих белых карликах, масса которых равна массе Чандрасекара . ^{[1] [9] [10] [11]}${\displaystyle E_{0}}$${\displaystyle E_{0}\thicksim \hbar w}$

Некоторые исследования показывают, что вклад пикноядерных реакций в нестабильность белых карликов существенен только для углеродных белых карликов , тогда как для кислородных белых карликов такая нестабильность вызвана в основном электронным захватом . ^[12] Хотя другие авторы не согласны с тем, что пикноядерные реакции могут выступать в качестве основных долгосрочных источников нагрева для массивных (1,25  M _☉ ) белых карликов, поскольку их плотность недостаточна для высокой скорости пикноядерных реакций. ^[13]

В то время как большинство исследований указывают на то, что в конце своего жизненного цикла белые карлики медленно распадаются на черные карлики , где пикноядерные реакции медленно превращают их ядра в , по некоторым версиям, возможен  коллапс черных карликов : ME Caplan (2020) выдвигает теорию, что в самых массивных черных карликах (1,25 M _☉ ), из-за уменьшающейся доли электронов в результате производства, они превысят предел Чандрасекара в очень далеком будущем, предполагая, что их время жизни и время задержки могут растянуться до 10${\displaystyle {\ce {^56Fe}}}$${\displaystyle {\ce {^56Fe}}}$¹¹⁰⁰  лет. ^[14]

Этот раздел нуждается в расширении : необходимо расширение по выделению энергии на реакцию нуклона в магнетарах. Требуется объяснение произвольной единицы B*, на которой построено исследование. Вы можете помочь, дополнив его. ( Август 2022 )

По мере того, как нейтронные звезды подвергаются аккреции , плотность в коре увеличивается, проходя порог захвата электронов . Когда порог захвата электронов ( г см ⁻³ ) превышен, это позволяет образовываться легким ядрам из процесса двойного захвата электронов (${\displaystyle \rho =1,455*10^{12}}$${\displaystyle {\ce {^40Mg + 2e -> ^34Ne + 6n +}}}$
ν
_е), образуя легкие ядра неона и свободные нейтроны , что еще больше увеличивает плотность коры. По мере увеличения плотности кристаллические решетки ядер, богатых нейтронами, сближаются из-за гравитационного коллапса аккрецирующего материала , и в точке, где ядра сближаются настолько, что их нулевые колебания позволяют им преодолеть кулоновский барьер , происходит слияние . В то время как основным местом пикноядерного слияния внутри нейтронных звезд является внутренняя кора , пикноядерные реакции между легкими ядрами могут происходить даже в плазменном океане . ^{[15] [16]} Поскольку ядро ​​нейтронных звезд было приближенно принято равным г см ⁻³ , при таких экстремальных плотностях пикноядерные реакции играют большую роль, как продемонстрировали Хенсель и Здуник, которые показали, что при плотностях г см ⁻³ они служат основным источником тепла. ^{[17] [18] [19]} В процессах синтеза внутренней коры, горение ядер, богатых нейтронами ( ) ^{[10] [15],} высвобождает много тепла, позволяя пикноядерному синтезу выступать в качестве основного источника энергии, возможно, даже выступая в качестве энергетического бассейна для гамма-всплесков . ^{[1] [2]}${\displaystyle 3*10^{14}}$${\displaystyle \rho =10^{12}-10^{13}}$${\displaystyle {\ce {^{34}Ne + ^{34}Ne -> ^68Ca}}}$

Дальнейшие исследования установили, что большинство магнетаров имеют плотность г см ⁻³ , что указывает на то, что пикноядерные реакции вместе с последующими реакциями захвата электронов могут служить основными источниками тепла. ^[20]${\displaystyle \rho =10^{10}-10^{11}}$

Этот раздел нуждается в расширении . Вы можете помочь, дополнив его. Соответствующее обсуждение можно найти на странице обсуждения . ( Август 2022 )

В звездах Вольфа-Райе реакция тройной альфа осуществляется за счет низкой энергии резонанса . Однако в нейтронных звездах температура в ядре настолько низка, что реакции тройной альфа могут происходить через пикноядерный путь. ^[21]${\displaystyle {\ce {^8Be}}}$

Этот раздел нуждается в расширении: Статья должна расширить идеи скорости пикноядерного синтеза в MCP в различных условиях, которые зависят от температуры, экранирования, а также реакции решетки на туннелирование. Вы можете помочь, дополнив ее. Соответствующее обсуждение можно найти на странице обсуждения . ( Август 2022 г. )

По мере увеличения плотности пик Гамова увеличивается в высоту и смещается в сторону более низкой энергии, в то время как потенциальные барьеры снижаются. Если потенциальные барьеры снижаются на величину , пик Гамова смещается через начало координат, делая реакции зависимыми от плотности, поскольку энергия пика Гамова намного больше тепловой энергии. Материал становится вырожденным газом при таких плотностях. Харрисон предложил называть модели, полностью независимые от температуры, криоядерными . ^[22]${\displaystyle E_{0}}$

Пикноядерные реакции могут протекать двумя путями: напрямую ( или ) или через цепочку реакций электронного захвата ( ). ^[23]${\displaystyle {\ce {^{34}Ne + ^{34}Ne}}}$${\displaystyle {\ce {^{40}Mg + ^{40}Mg}}}$${\displaystyle {\ce {^25N + ^40Mg}}}$

Текущий консенсус относительно скорости пикноядерных реакций не является последовательным. В настоящее время существует множество неопределенностей, которые необходимо учитывать при моделировании скорости пикноядерных реакций, особенно в пространствах с большим количеством свободных частиц. Основное внимание в текущих исследованиях уделяется влиянию деформации кристаллической решетки и наличию свободных нейтронов на скорость реакции. Каждый раз, когда происходит слияние, ядра удаляются из кристаллической решетки, создавая дефект. Сложность аппроксимации этой модели заключается в том, что дальнейшие изменения, происходящие с решеткой, и влияние различных деформаций на скорость до сих пор неизвестны. Поскольку соседние решетки также могут влиять на скорость реакции, пренебрежение такими деформациями может привести к серьезным расхождениям. ^{[10] [24]} Другой смешивающей переменной будет наличие свободных нейтронов в корах нейтронных звезд . Наличие свободных нейтронов может потенциально повлиять на кулоновский барьер , делая его либо выше, либо толще. Исследование, опубликованное Д.Г. Яковлевым в 2006 году, показало, что расчет скорости первого пикноядерного слияния двух ядер в коре нейтронной звезды может иметь величину неопределенности до семи . В этом исследовании Яковлев также подчеркнул неопределенность порога пикноядерного слияния (например, при какой плотности оно начинается), указав приблизительную плотность, необходимую для начала пикноядерного слияния, г см ⁻³ , придя к такому же выводу, что и Хеснел и Здуник. ^{[10] [19] [25]} По мнению Хеснела и Здуника, дополнительная неопределенность расчетов скорости в нейтронных звездах может быть также связана с неравномерным распределением нагрева коры, что может влиять на тепловые состояния нейтронных звезд до и после аккреции . ^[19]${\displaystyle {\ce {^{34}Ne}}}$${\displaystyle \rho _{pyc}\thickapprox 10^{12}-10^{13}}$

В белых карликах и нейтронных звездах на скорости ядерных реакций могут влиять не только пикноядерные реакции, но и плазменная экранировка кулоновского взаимодействия. ^{[2] [10]} Украинская электродинамическая исследовательская лаборатория «Протон-21» установила, что, формируя тонкий слой электронной плазмы на поверхности материала мишени, и, таким образом, вызывая самосжатие материала мишени при низких температурах, можно стимулировать процесс пикноядерного синтеза. Запуск процесса был обусловлен тем, что самосжимающаяся плазма «сканировала» весь объем материала мишени, экранируя кулоновское поле . ^[26]

Прежде чем углубляться в математическую модель, важно понимать, что пикноядерный синтез, по своей сути, происходит за счет двух основных событий:

• Явление квантовой природы, называемое квантовой диффузией .
• Перекрытие волновых функций нулевых колебаний ядер.

Оба эти эффекта сильно зависят от экранирования. Термин экранирование обычно используется физиками-ядерщиками, когда речь идет о плазме особенно высокой плотности. Для того чтобы произошел пикноядерный синтез, две частицы должны преодолеть электростатическое отталкивание между ними — энергия, необходимая для этого, называется кулоновским барьером. Из-за присутствия других заряженных частиц (в основном электронов) рядом с реагирующей парой, они оказывают эффект экранирования — поскольку электроны создают электронное облако вокруг положительно заряженных ионов — эффективно уменьшая электростатическое отталкивание между ними, снижая кулоновский барьер. Это явление экранирования называется « экранированием », а в случаях, когда оно особенно сильное, его называют « сильным экранированием ». Следовательно, в случаях, когда плазма имеет сильный экранирующий эффект, скорость пикноядерного синтеза существенно увеличивается. ^[27]

Квантовое туннелирование является основой квантово-физического подхода к пикноядерному синтезу. Оно тесно переплетено с эффектом экранирования, поскольку коэффициент пропускания зависит от высоты потенциального барьера , массы частиц и их относительной скорости (поскольку полная энергия системы зависит от кинетической энергии). Из этого следует, что коэффициент пропускания очень чувствителен к эффектам экранирования. Таким образом, эффект экранирования не только способствует снижению потенциального барьера, что позволяет «классическому» синтезу происходить посредством перекрытия волновых функций нулевых колебаний частиц, но и увеличивает коэффициент пропускания, оба из которых увеличивают скорость пикноядерного синтеза. ^{[11] [25]}${\displaystyle T}$

В дополнение к прочему разнообразному жаргону, связанному с пикноядерным синтезом, статьи также вводят различные режимы , которые определяют скорость пикноядерного синтеза. В частности, они определяют нулевые температуры , промежуточные и термически усиленные режимы как основные. ^[10]

Пионерами в выводе скорости пикноядерного синтеза в однокомпонентной плазме (OCP) были Эдвин Солпитер и Дэвид Ван-Хорн, их статья была опубликована в 1969 году. Их подход использовал полуклассический метод для решения уравнения Шредингера с использованием приближения Вентцеля-Крамерса-Бриллюэна (WKB) и сфер Вигнера-Зейтца (WS). Их модель сильно упрощена, и хотя она примитивна, она необходима для понимания других подходов, которые в значительной степени экстраполированы на работы Солпитера и Ван Хорна. Они использовали сферы WS для упрощения OCP в области, содержащие по одному иону каждая, с ионами, расположенными в вершинах кристаллической решетки BCC . Затем, используя приближение WKB, они разрешили эффект квантового туннелирования на сливающиеся ядра. Экстраполяция этого на всю решетку позволила им прийти к формуле для скорости пикноядерного синтеза: ^[10] где — плотность плазмы, — средняя молекулярная масса на электрон (атомное ядро), — константа, равная и служащая коэффициентом перевода из атомных единиц массы в граммы, и представляет собой тепловое среднее значение вероятности парной реакции.$${\displaystyle P={8 \over 2}{\rho \over \mu _{A}H}\langle p\rangle _{A_{v}}}$$${\displaystyle \rho }$${\displaystyle \mu _{A}}$${\displaystyle H}$${\displaystyle 1.66044*10^{-24}}$${\displaystyle \langle p\rangle _{A_{v}}}$

Однако большой недостаток метода, предложенного Солпитером и Ван-Хорном, заключается в том, что они пренебрегли динамической моделью решетки. Это было улучшено Шраммом и Куниным в 1990 году. В своей модели они обнаружили, что динамической моделью пренебречь нельзя, но возможно, что эффекты, вызванные динамикой, могут быть отменены. ^{[10] [21]}

• Холодный синтез
• Термоядерная реакция
• Аккреция (астрофизика)
• Плазма (физика)
• Квантовое туннелирование