Нейтрониза́ция — процесс захвата электронов ядрами при высоких плотностях в недрах звёзд на завершающих этапах их эволюции. Нейтронизация играет ключевую роль в образовании нейтронных звёзд и вспышках сверхновых .

На начальных стадиях звёздной эволюции содержание гелия в звезде составляет ~25 % (такая концентрация гелия в межзвёздной среде — результат первичного нуклеосинтеза ), то есть отношение нейтронов к протонам составляет 1:6. На конечных же стадиях эволюции вещество звезды может практически полностью состоять из нейтронов ( нейтронные звёзды ).

Механизм нейтронизации

Обратный бета-распад

В ходе эволюции плотность вещества в недрах звезды увеличивается, при таком росте плотности возникает ситуация вырождения электронного газа , электроны при этом вследствие действия принципа Паули приобретают релятивистские скорости (при плотностях ${\displaystyle \rho >10^{6}}$ г/см ³ ). Начиная с некоторого критического значения энергии электрона ${\displaystyle \varepsilon _{c}}$ начинают идти процессы захвата электронов ядрами, обратные ${\displaystyle \beta }$ -распаду :

${\displaystyle (A,Z)+{\rm {e}}^{-}\to (A,Z-1)+\nu .}$

Условием захвата электрона ядром ( A , Z ) ( А — массовое число, Z — порядковый номер элемента) при нейтронизации является превышение энергии Ферми ${\displaystyle \varepsilon _{\text{F}}}$ электрона энергетического эффекта ${\displaystyle \beta }$ -распада ${\displaystyle \varepsilon _{c}}$ :

${\displaystyle \varepsilon _{\text{F}}>\varepsilon _{c}=Q_{A,Z}-Q_{A,Z-1}+Q_{n},}$

где ${\displaystyle Q_{A,Z}}$ — энергия связи ядра ${\displaystyle (A,Z)}$ , и ${\displaystyle Q_{n}=(m_{n}-m_{p}-m_{e})\cdot c^{2}=0{,}7825}$ МэВ — энергия бета-распада нейтрона .

Нейтронизация является энергетически выгодным процессом: при каждом захвате электрона энергии ${\displaystyle \varepsilon _{e}}$ разница ${\displaystyle \varepsilon _{e}-\varepsilon _{c}}$ уносится образующимся в процессе нейтрино, для которого толща звезды является прозрачной (один из механизмов нейтринного охлаждения ), ${\displaystyle \beta }$ -распад образующихся радиоактивных ядер запрещён принципом Паули , так как электроны вырождены и все возможные состояния ниже ${\displaystyle \varepsilon _{F}}$ заняты, а энергии электронов в бета-распадах не превышают ${\displaystyle \varepsilon _{c}}$ : при больших энергиях Ферми такие ядра становятся устойчивыми .

Поскольку определяющим фактором является энергетический эффект ${\displaystyle \beta }$ -распада ${\displaystyle \varepsilon _{c}}$ , то нейтронизация — пороговый процесс и для разных элементов происходит при разных энергиях электронов (см. таблицу).

Пороговые параметры нейтронизации некоторых ядер

Первая реакция нейтронизации	Пороговая энергия ${\displaystyle \varepsilon _{c1}}$ , МэВ	Пороговая плотность ${\displaystyle \rho _{c1}}$ , г/см 3	Пороговое давление ${\displaystyle P_{c1}}$ , Н / м 2	Вторая реакция нейтронизации	${\displaystyle \varepsilon _{c2}}$ , МэВ
${\displaystyle {\ce {^1H -> n}}}$	0,783	1,22⋅10 7	3,05⋅10 23
${\displaystyle {\ce {^3He -> T}}}$	0,0186	2,95⋅10 4	1,41⋅10 19	${\displaystyle {\ce {T -> 3 n}}}$	9,26
${\displaystyle {\ce {^4He -> T + n}}}$	20,6	1,37⋅10 11	3,49⋅10 28	${\displaystyle {\ce {T -> 3 n}}}$	9,26
${\displaystyle {\ce {^12C -> ^12B}}}$	13,4	3,90⋅10 10	6,51⋅10 27	${\displaystyle {\ce {^12B -> ^12Be}}}$	11,6
${\displaystyle {\ce {^16O -> ^16N}}}$	10,4	1,90⋅10 10	2,50⋅10 27	${\displaystyle {\ce {^16N -> ^16C}}}$	8,01
${\displaystyle {\ce {^20Ne -> ^20F}}}$	7,03	6,22⋅10 9	5,61⋅10 26	${\displaystyle {\ce {^20F -> ^20O}}}$	3,82
${\displaystyle {\ce {^24Mg -> ^24Na}}}$	5,52	3,17⋅10 9	2,28⋅10 26	${\displaystyle {\ce {^24Na -> ^24Ne}}}$	2,47
${\displaystyle {\ce {^28Si -> ^28Al}}}$	4,64	1,96⋅10 9	1,20⋅10 26	${\displaystyle {\ce {^28Al -> ^28Mg}}}$	1,83
${\displaystyle {\ce {^40Ca -> ^40K}}}$	1,31	7,79⋅10 7	1,93⋅10 24	${\displaystyle {\ce {^40K -> ^40Ar}}}$	7,51
${\displaystyle {\ce {^56Fe -> ^56Mn}}}$	3,70	1,15⋅10 9	5,29⋅10 25	${\displaystyle {\ce {^56Mn -> ^56Cr}}}$	1,64

Результатом такой нейтронизации является уменьшение концентрации электронов и заряда ядер при сохранении концентрации последних.

Околоядерные плотности: испарение нейтронов из ядер

При «сверхобогащении» ядер нейтронами энергия связи нуклонов падает, в конечном итоге для таких ядер энергия связи становится нулевой, что определяет границу существования нейтронно-избыточных ядер. В такой ситуации дальнейший рост плотности, ведущий к захвату электрона ядром приводит к выбросу из ядра одного или нескольких нейтронов (при ${\displaystyle \rho \sim 4\cdot 10^{11}}$ г/см ³ ):

${\displaystyle (A,Z)+{\rm {e}}^{-}\to (A-k,Z-1)+kn+\nu .}$

В результате при постоянном давлении устанавливается обменное равновесие между ядрами и нейтронным газом, в рамках капельной модели ядра такая система рассматривается как двухфазная — состоящая из ядерной жидкости и нейтронного газа, энергии Ферми нуклонов обеих фаз в равновесном состоянии одинаковы. Точный вид диаграммы состояния такой системы в настоящее время (2006 год) остаётся предметом исследований, однако при ${\displaystyle \rho \sim 2\cdot 10^{14}}$ г/см ³ происходит фазовый переход первого рода к однородной ядерной материи.

Плотности, превышающие ядерные

Для сверхвысоких плотностей ограничивающим фактором является критерий Зельдовича : скорость звука ${\displaystyle v_{s}}$ в такой плотной среде не должна превышать скорость света ${\displaystyle c}$ , что накладывает ограничение на уравнение состояния :

${\displaystyle P\leqslant \varepsilon =\rho c^{2}.}$

Важность этого ограничения состоит в том, что оно действительно для сколь угодно больших плотностей, для которых о свойствах ядерных взаимодействий известно крайне мало.

Нейтронизация и устойчивость звёзд

При нейтронизации вещества уменьшается концентрация электронов при сохранении концентрации барионов, и, соответственно, уменьшается его упругость: для вырожденного электронного газа давление ${\displaystyle P=K\rho ^{5/3}}$ , но при нейтронизации из-за падения объёмной плотности электронов падает и давление, дополнительный вклад вносят и релятивистские эффекты, что приводит уже к другой зависимости давления от плотности: ${\displaystyle P=K\rho ^{4/3}}$ .

Результатом становится потеря звездой гидростатического равновесия — нейтронизированное ядро звезды сжимается, и температура в нём растёт, но, в отличие от обычных звёзд, давление газа, противодействующее сжатию, почти не зависит от температуры. Возрастанию температуры, которое могло бы привести к снятию вырождения при таких плотностях препятствуют процессы нейтринного охлаждения . Скорость такого объёмного нейтринного охлаждения, в отличие от классического поверхностного фотонного охлаждения, не ограничена процессами переноса энергии из недр звезды к её фотосфере — и, таким образом, нейтринная светимость звезды на стадии быстрой нейтронизации при коллапсе становится преобладающей по сравнению с фотонной светимостью.

Такая нейтринная вспышка была зафиксирована для сверхновой SN 1987A в Большом Магеллановом Облаке (расстояние ~50 килопарсек ).

Литература

• / Надежин Д. К. // / Редкол.: Р. А. Сюняев (Гл. ред.) и др. — 2-е изд. — М. : Советская энциклопедия , 1986. — С. 431—433. — 783 с. — 70 000 экз.
• Зельдович Я. Б. , Блинников С. И., Шакура Н. И. // Физические основы строения и эволюции звёзд. — М. : Издательство МГУ, 1981. — 159 с. — 2320 экз.
• Бисноватый-Коган Г. С. // Физические вопросы теории звездной эволюции. — М. : Наука , 1989. — 487 с. — ISBN 5-02-014062-7 .
• Шапиро С., Tьюколски С. Черные дыры, белые карлики и нейтронные звезды. Пер. с англ.. — М. : Мир, 1985. — Т. 1—2.