ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 4-12

ЯДРА

СИНТЕЗ “ЛЕГКИХ” ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ ПРИ ВЗРЫВЕ

МАЛОМАССИВНОЙ НЕЙТРОННОЙ ЗВЕЗДЫ

Поступила в редакцию 14.09.2022 г.; после доработки 14.09.2022 г.; принята к публикации 15.09.2022 г.

Рассмотрен сценарий взрыва нейтронной звезды минимальной массы, образующейся в процессе

эволюции тесной двойной системы нейтронных звезд, сильно различающихся по массе. Рассчитана

распространенность тяжелых элементов, образованных в процессе разлета вещества внешней коры

взорвавшейся маломассивной нейтронной звезды. Показано, что в этом сценарии во внешней коре

протекает слабый r-процесс и образуется “легкая” фракция тяжелых элементов.

DOI: 10.31857/S0044002723010439, EDN: RGKBUD

1. ВВЕДЕНИЕ

там литературу). По современным представлени-

ям [3], одним из основных сценариев r-процесса

Химические элементы тяжелее элементов же-

считается выброс струй плотного нейтронизован-

лезного пика образуются в природе в основном за

ного вещества, образующихся в процессе слияния

счет реакций нейтронного захвата и последующе-

нейтронных звезд (НЗ). Однако сам процесс сли-

го β-распада. Анализ кривой распространенности

яния может проходить по-разному, в зависимости

элементов в Солнечной системе показывает [1],

от соотношения масс компонентов тесной двойной

что синтез элементов тяжелее железа под дей-

системы.

ствием нейтронов происходит в двух различных

Если массы нейтронных звезд близки и доста-

процессах, характеризующихся различными усло-

точно велики M ≥ M_⊙), то результатом их вза-

виями. Первый — s-процесс (от slow: медленный

имодействия является слияние (merging) [4-6].

захват нейтронов), имеет место, когда скорости β-

Действительно, радиус таких НЗ слабо зависит от

распада образующихся нестабильных ядер значи-

массы [7], и при соприкосновении они ведут себя

тельно превосходят скорости (n, γ)-реакций: λ_β ≫

подобно двум каплям жидкости, сливаясь в один

≫ λ_nγ (при плотности нейтронов n_n ≤ 10¹⁶ cм-3),

объект — сверхмассивную нейтронную звезду или

что не позволяет пути нуклеосинтеза отодвинуться

черную дыру. Этот процесс сопровождается вы-

от области стабильности. Механизм s-процесса

бросом струй и последующего истечения вещества

достаточно хорошо изучен, поскольку в нем участ-

по типу ветра из образованного в процессе слияния

вуют либо стабильные, либо долгоживущие и хоро-

массивного объекта.

шо экспериментально изученные ядра.

Но если система сильно асимметрична, т.е. мас-

Второй — r-процесс (от rapid: быстрый захват

сы компонент значительно различаются, и, бо-

нейтронов), протекает в условиях, характеризую-

лее того, масса маломассивной нейтронной звезды

щихся высокими значениями плотности нейтронов,

(ММНЗ) достаточно мала, может реализоваться

такими, что λ_β ≪ λ_nγ, а ядра, участвующие в таком

сценарий обдирания (stripping) [8]. При сближении

нуклеосинтезе, имеют большой избыток нейтронов

компонент системы нейтронная звезда меньшей

и малое время жизни. Многочисленные исследо-

массы первой переполняет свою полость Роша

вания этого процесса, проведенные за последние

и начинает перетекать на более массивный ком-

50 лет, достаточно хорошо определили условия,

паньон. В процессе такого обмена масс она мо-

необходимые для синтеза тяжелых ядер (см., на-

жет дойти до нижнего предела масс НЗ (порядка

пример, работу Кеппелера и др. [2] и цитируемую

0.1M_⊙) см., например, [9]) и взорваться, производя

гамма-всплеск [10, 11].

¹⁾Национальный исследовательский центр “Курчатовский

После исторической идентификации гравитаци-

институт”, Москва, Россия.

онного сигнала от объекта GW170817 и гамма-

²⁾Московский физико-технический институт (националь-

ный исследовательский университет), Долгопрудный,

всплеска GRB170817A [12] оказалось, что многие

Россия.

параметры этого гамма-всплеска весьма пекуляр-

^*E-mail: Igor.Panov@itep.ru

ны и близки к предсказаниям модели обдирания

^**E-mail: Yudin@itep.ru

(см. обсуждение в работах [13, 14]).

СИНТЕЗ “ЛЕГКИХ” ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ

Таблица 1. Параметры траекторий, использованных для расчета нуклеосинтеза

№ варианта

№ слоя*

Состав

T^max9(t)

ρ^max0(t)

Y_e

ΔM_i(M_⊙)

²⁶⁰U

0.91

0.242

4.94 × 10-2

¹²⁸Sr

0.91

0.297

8.84 × 10-5

III

¹²²Sr

1.62

0.311

3.94 × 10-4

¹²²Zr

2.20

0.328

1.76 × 10-4

¹²⁴Mo

2.50

1.6

0.338

3.87 × 10-4

⁸⁰Ni

3.20

0.350

4.95 × 10-4

VII

⁷⁸Ni

3.80

0.2

0.359

1.93 × 10-4

^∗ Нумерация слоев согласно рис. 1.

Эту модель мы подробнее рассмотрим в следую-

кора (зона 19) состоит как из сферических гипе-

щем разделе, модель нуклеосинтеза будет описана

рядер, погруженных в море свободных нейтронов,

в разд. 3, а результаты расчетов распространенно-

так и экзотических ядерных конфигураций типа

сти тяжелых элементов будут обсуждены в разд. 4.

“лазанья”, “паста” и т.д. [15].

Внешняя кора состоит из моно-ядерных слоев

[18] и меняется от сильно нейтронно-избыточного

2. СЦЕНАРИЙ ВЗРЫВА

изотопа¹²⁸Sr во внутреннем слое внешней коры

МАЛОМАССИВНОЙ

до⁵⁶Fe на поверхности НЗ. Значение Y_e соответ-

НЕЙТРОННОЙ ЗВЕЗДЫ

ственно увеличивается от 0.297 для внутреннего

Последние стадии эволюции системы нейтрон-

слоя до 0.464 для внешнего слоя. Изотопный со-

став ядер может слегка меняться в зависимости от

ных звезд в последние годы стали считаться ос-

новным сценарием, приводящим к условиям интен-

используемой массовой формулы и других пара-

сивного r-процесса и образования тяжелых ядер

метров расчетов (см., например, [6, 16]). Отметим

вплоть до урана. Эти теоретические выводы были

при этом, что параметры расчета на зависимость

плотности нейтронной звезды от радиуса влияют

подтверждены в наблюдениях [12] и усилили инте-

рес к подобным сценариям, причем как к сценарию

слабо.

слияния, так и к модели обдирания.

Результаты гидродинамических расчетов про-

цесса взрывного разрушения нейтронной звезды

Ключевой момент модели обдирания — взрыв

минимальной массы [19] (см. также [11, 20]) были

НЗ минимальной массы, впервые рассчитанный в

использованы для определения характера нукле-

работе [11]. Структура нейтронной звезды мини-

осинтеза, протекающего при разлете вещества ней-

мальной массы достаточно специфична [13]. На

тронной звезды, и вычисления распространенности

рис. 1 показана зависимость логарифма плотности

образующихся тяжелых элементов — вдоль ряда

lg ρ от радиальной координаты r, рассчитанная с

характерных траекторий.

помощью (единого для всей нейтронной звезды)

Поведение плотности и температуры на рас-

функционала плотности энергии BSk22, основан-

смотренных траекториях пассивных частиц, беру-

ного на расчетах Хартри-Фока и фитированного с

щих начало в разных слоях внешней коры (см.

помощью современных баз оцененных данных [15,

табл. 1), показано на рис. 2. Первоначально плот-

16]. Уравнение состояния — как в работе [17].

ность и температура падают вследствие общего

На верхней оси показаны соответствующие зна-

расширения. Затем, начиная с момента t ≈ 0.083 с

чения лагранжевой (массовой) координаты m (в

вещество начинает прогреваться слабыми ударны-

величинах солнечных масс M_⊙). Справа показан

ми волнами, которые порождаются акустическими

ядерный состав отмеченных цифрами зон звезды.

колебаниями, генерируемыми в процессе расши-

В центре маломассивной нейтронной звезды нахо-

рения центральной части звезды. Позднее, уже к

дится ядро, состоящее из ядерного вещества (зона

моменту времени t ≈ 0.095 с, к рассматриваемым

20 на рис. 1). Ядро окружено корой, структура

слоям звезды подходит сильная ударная волна

которой различна для внутренней коры, заканчи-

(изменение плотности и температуры в процессе

вающейся на радиусе порядка 12 км, и внешней

ее прохождения показаны на рис. 2) и вызывает

коры, имеющей значительно меньшую плотность

очень быстрое увеличение плотности (в 2-3 раза)

и простирающуюся почти на 300 км. Внутренняя

и температуры (на порядки величин). Этот момент

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ПАНОВ, ЮДИН

m/M₍

2.8е-3

0.080

0.085

0.0880.089

1: ⁵⁶Fe

2: ⁶²Ni

3: ⁶⁴Ni

4: ⁶⁶Ni

1211

5: ⁸⁶Kr

6: ⁸⁴Se

7: ⁸²Ge

8: ⁸⁰Zn

9: ⁷⁶Ni

10: ⁷⁸Ni

11: ⁸⁰Ni

12: ¹²⁴Mo

13: ¹²²Zr

16-18

6 5

14: ¹²¹Y

15: ¹²²Sr

16: ¹²⁴Sr

17: ¹²⁶Sr

18: ¹²⁸Sr

100

200

r, км

Рис. 1. Структура маломассивной нейтронной звезды перед разрушением: зависимость плотности от радиуса. Состав

18 слоев внешней коры, имеющих однородный ядерный состав, показан в табличке справа. Верхняя ось устанавливает

соответствие между радиусом и массой.

особенно сложен для расчета нуклеосинтеза, в

на кривой распространенности элементов до тория

первую очередь из-за резкого изменения скоростей

и урана. Соответствующее увеличение используе-

термоядерных реакций и нарушения параметров

мых в расчетах теоретических данных, таких как

численного алгоритма, что может привести к чис-

скорости вынужденного, запаздывающего и спон-

ленному сбою устойчивости поиска решения урав-

танного деления, а также массового распределения

нений. После достижения пиковых значений плот-

ядер-продуктов деления и их учет как новых заро-

ность и температура продолжают свое падение.

дышевых ядер [21-23], усложняет систему уравне-

Как показывает наш гидродинамический расчет,

ний и процесс моделирования и требует оптимиза-

их уменьшение происходит в режиме, чуть более

ции численных схем и алгоритмов.

быстром, чем свободный разлет: ρ ∼ t-3.6, T ∼

Для численных расчетов r-процесса нами была

применена кинетическая схема, ранее реализован-

∼ ρ2/3 ∼ t-2.4 вследствие наличия ненулевого дав-

ная в программе SYNTHEZ [24, 25], позволяющая

ления в веществе.

определить концентрации всех вовлеченных в нук-

Поскольку пока неясно, как меняется струк-

леосинтез ядер. В доработанном коде SYNTHER

тура вещества при взрывной декомпрессии ядра

(nucleoSYNThesis of HEavy elements in the R-

и внутренней коры, мы в основном рассмотрели

process, [26]) реакции деления были дополнены

нуклеосинтез только в расширяющемся веществе

более корректным учетом массового распределе-

внешней коры (зоны с 1 по 18, см. рис. 1), которая

ния ядер-продуктов деления и их возвращения в

составляет по массе около 8% массы всей звезды.

r-процесс в качестве новых зародышевых ядер,

Для внутренней коры (зона 19) мы провели расчет

приводящего к установлению квазистационарного

лишь для одной пробной траектории.

тока ядер.

Изучение нуклеосинтеза проводится в сцена-

риях как взрывного нуклеосинтеза при высоких

3. МОДЕЛЬ НУКЛЕОСИНТЕЗА

температурах и плотностях, так и при переходном

В условиях высокой концентрации нейтронов

процессе от взрывного синтеза элементов к альфа-

нуклеосинтез в r-процессе может идти достаточно

процессу и к r-процессу. Поэтому коды нуклеосин-

долго, сотни миллисекунд. За это время волна

теза включают реакции с заряженными частицами,

а также ранее не учитывавшиеся взаимодействия

нуклеосинтеза может достичь области актинидов,

где начинается интенсивное деление тяжелых ядер.

нуклонов и ядер с электронами [27]. Список реак-

Деление изменяет линейный характер нуклеосин-

ций, используемых кодом SYNTHER, был допол-

теза и в ряде случаев приводит к зацикливанию

нен этими реакциями слабого взаимодействия для

нуклеосинтеза [21], т.е. к вовлечению большого

изотопов элементов железного пика (20 < Z < 32)

числа ядер-продуктов деления в качестве новых

[28].

зародышевых ядер в r-процесс и к образованию

Поскольку скорости реакций перечисленных

большинства тяжелых элементов от второго пика

процессов, определяющие собственные значения

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

СИНТЕЗ “ЛЕГКИХ” ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ

T₉

1е+09

1е+08

1е+07

1е+06

1е+05

VII

1е+04

III

0.1

t, c

ρ, г/см³

1е+11

1е+10

1е+09

1е+08

1е+07

1е+06

1е+05

1е+04

1е+03

III

1е+02

1е+01

VII

0.1

t, c

Рис. 2. Изменениетемпературы (a) и плотности(б) вдоль пяти характерных траекторий при прохожденииударной волны.

Шифр кривых — номер варианта.

матрицы Якоби системы дифференциальных урав-

SYNTHER, имеющих внутреннюю проверку на

нений, реализованных в наших кодах нуклеосинте-

сохранение числа нуклонов и заряда.

за, различаются по абсолютному значению на по-

Границы области нуклидов, участвующих в нук-

рядки, система уравнений нуклеосинтеза является

леосинтезе, определялись как Z_min = 1, Z_max =

классическим примером жесткой системы обыкно-

= 110, а A_min(Z) и A_max(Z) определялись соглас-

венных дифференциальных уравнений (ОДУ) и для

но используемой массовой модели: обобщенной

ее численного интегрирования нами использовался

модели Томаса-Ферми с интегралом Струтинского

метод Гира

[29], для реализации которого на

[32] или жидко-капельной модели [33]. Тем самым

ЭВМ был использован разработанный ранее пакет

определялось полное число ядер N, участвующих в

программ [30, 31]. В основе алгоритма лежит

нуклеосинтезе.

метод предсказания и коррекции (предиктор-

Скорости ядерных реакций, являющиеся ко-

корректор) с автоматическим выбором шага и

эффициентами в дифференциальных уравнениях,

порядка точности метода, который реализован в

были рассчитаны для тех же массовых моделей. В

обоих используемых нами кодах SYNTHEZ и

список учитываемых ядерных реакций входят все

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ПАНОВ, ЮДИН

парные реакции с нейтронами, протонами, альфа-

ударной волны химический состав быстро меняется

частицами и гамма-квантами; бета-распад и бета-

за счет ускорившихся зарядово-обменных реак-

запаздывающие процессы, такие как испускание

ций. При дальнейшем падении температуры при

нескольких нейтронов при бета-распаде и запаз-

продолжении разлета вещества возможен возврат

дывающем делении; вынужденное и спонтанное

к продолжению r-процесса, в случае сохранения

деление; ряд других важных реакций, таких как 3-

условий для его протекания.

α-реакция и реакции горения¹²C,¹⁶O,²⁸Si.

На рис. 3 показана зависимость величины рас-

Примененная схема позволяет эффективно рас-

пространенности образовавшихся тяжелых ядер

считывать нуклеосинтез в различных сценариях

Y_A от массового числа. Из сравнения кривых вид-

при T₉ < 7 и плотности ρ < 10¹² г/см³. Основные

но, что вдоль траекторий VI-VII образуется незна-

расчеты сделаны с использованием известных ско-

чительное количество тяжелых ядер по сравнению

ростей бета-распада и запаздывающих нейтронов

с начальным составом в диапазоне от железного

пика до кадмиевого (80 < A < 130) — в связи с

[34, 35], альфа-распада [34], скоростей термоядер-

ных реакций [36]. Экспериментально измеренные

понижением текущего значения отношения n/seeds

скорости бета-распада взяты из ядерной базы дан-

и более высокой температуре в пике ударной вол-

ных NUDAT [37]. Скорость захвата нейтронов тя-

ны. Наиболее распространенные ядра формируют

желыми ядрами (для элементов с Z > 83), а также

первый пик A ∼ 80, обычно выгорающий в интен-

скорости деления, индуцированного нейтронами,

сивном r-процессе в стандартных сценариях ней-

основаны на расчетах [38], а скорости запазды-

тронных звезд близких масс.

вающего и спонтанного деления взяты из работ

Для траектории III (аналогично для IV) заряд

[38-40].

зародышевых ядер был на 10 единиц больше, и

нуклеосинтез привел к размытию кривой распро-

страненности от исходного ядра с A = 122 до обла-

4. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ

сти A ≈ 110-130 с образованием новых элементов

Расчеты нуклеосинтеза были сделаны для семи

от палладия (Z = 46) до ксенона (Z = 54). Причем,

характерных траекторий, описывающих взрывную

в отличие от вариантов VI и VII, для которых

эволюцию вещества внешней коры. Перечень па-

r-процесс почти не идет, для вариантов II и III

раметров этих гидродинамических траекторий пас-

идет активный захват нейтронов и бета-распад, что

сивных частиц, для которых был рассчитан нукле-

видно из рис. 4. Плотность свободных нейтронов

осинтез, был получен с использованием уравнения

для этих вариантов активно уменьшается, в отли-

состояния [17] и других ядерных характеристик,

чие от вариантов VI и VII, в которых плотность

основанных на модели BSk22 [16], приведен в

свободных нейтронов N_n резко меняется только

табл. 1.

после прихода ударной волны.

Характер нуклеосинтеза сильнее всего зависит

Конечный химический состав, образовавшийся

как от начального состава — заряда Z и атомной

в результате нуклеосинтеза вдоль траектории V,

массы A исходных зародышевых ядер, так и от

близок к распределению элементов вдоль траекто-

начального отношения электронов к барионам Y_e.

рии II в основном благодаря увеличенному заряду

Z и A зародышевых ядер изменяются в пределах

Z = 42 исходного ядра. Поэтому, хотя избыток

18 зон внешней коры на 10 и 50 единиц соответ-

нейтронов в среде и был меньше (см. табл. 1),

ственно. Начальное отношение электронов к бари-

тяжелые элементы образовались во многом до

онам Y_e уменьшается при уменьшении радиуса: чем

прихода ударной волны, а кратковременный нагрев

больше Z_i и меньше Y_e, тем более тяжелые ядра

привел к частичной диссоциации наиболее тяже-

образуются в разлетающемся веществе внутренней

лых ядер.

коры. Количество и состав образующихся элемен-

На рис. 4 показана эволюция плотности свобод-

тов также существенно зависят и от начального

ных нейтронов для разных траекторий. Из сравне-

отношения количества нейтронов к зародышевым

ния кривых для разных вариантов видно, что дли-

ядрам (n/seeds).

тельность сохранения необходимой для поддер-

Еще одна важная характеристика процесса на-

жания r-процесса величины плотности свободных

работки тяжелых ядер — температура максималь-

нейтронов не превышает 100 мс, что достаточно

ного нагрева вещества ударной волной. Так, для

для образования кадмиевого пика, но слишком

варианта II величина T₉ не превышает 0.9 и весь

мало для образования как платинового пика, так

нуклеосинтез вдоль данной траектории происходит

и актинидов. Из рис. 3 видно, что нуклеосинтез на

в результате r-процесса. При нагреве вещества

траекториях II и III идет интенсивнее, поскольку

до значений T₉ ∼ 2 и более r-процесс приоста-

начальное отношение n/seeds > 10, что заметно

навливается, что характерно для внешних оболо-

по характеру уменьшения плотности свободных

чек коры: частично сформировавшийся до прихода

нейтронов со временем (рис. 4). В случае, когда

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

СИНТЕЗ “ЛЕГКИХ” ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ

lgY_A

-2

VII

-3

III

-4

-5

-6

-7

-8

100

120

140

160

180

200

Рис. 3. Распространенность тяжелых элементов YA, образовавшихся в результате нуклеосинтеза в расширяющемся

веществе нескольких зон взорвавшейся нейтронной звезды — приведены варианты № II-III, V-VII.

N_n, см-3

1e+36

1e+33

1e+30

VII

1e+27

NSM

1e+24

III

1e+21

1e+18

10-2

10-1

10⁰

t, c

Рис. 4. Эволюция количества свободных нейтронов вдоль избранных траекторий II, III, VI, VII (см. табл. 1). Для

сравнения приведены эволюция Nn(t) при слиянии нейтронных звезд равных масс (обозначена как NSM) и вдоль

усредненной траектории, описывающей эволюцию вещества внутренней коры с начальным значением Ye = 0.24 — № I.

начальное значение n/seeds < 1 (варианты VI и

в процессе взрыва. Поэтому в качестве пробного

VII), величина N_n долгое время меняется слабо.

расчета мы рассмотрели расширение внутреннего

слоя с начальным значением Y_e = 0.24, состоящим

Определение начального состава более глубо-

из набора изотопов урана, что вполне возможно

ких слоев маломассивной нейтронной звезды —

более сложная задача, чем расчет состава внешней

в соответствии с данными работы [16]. Резуль-

коры, и зависит как от структуры субъядерного

таты моделирования, приведенные на рис. 5, по-

вещества, так и от деталей процесса декомпрессии

казывают успешный нуклеосинтез, позволяющий

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ПАНОВ, ЮДИН

lgY_A

-2

VII

-3

-4

-5

-6

-7

-8

-9

-10

100

120

140

160

180

200

Рис. 5. Распространенностьтяжелыхэлементов YA, образовавшихсяв результате нуклеосинтезапри эволюциивещества

внутренней коры (зона I). Для сравнения приведены значения Y (A), полученные в расчетах нуклеосинтеза вдоль

траекторий № II, VII.

предположить, что хотя взрыв нейтронной звезды

двойной системы, теряющего массу в результате

минимальной массы и более редкое явление, чем

перетекания вещества на более массивную ней-

слияние нейтронных звезд, но количество образу-

тронную звезду и взрывающегося по достиже-

ющихся тяжелых элементов может быть сравнимо

нии гидродинамически-неустойчивой конфигура-

в обоих сценариях.

ции [13]. Вещество взорвавшегося остатка расши-

ряется, и, пока плотность его высока, происходит

нуклеосинтез новых элементов, преимущественно в

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

веществе различных разлетающихся слоев мантии

Наблюдения лантанидов в спектрах килоновой

маломассивной нейтронной звезды с характерными

после регистрации гамма-всплеска и гравитацион-

значениями начального отношения электронов к

ных волн [41] подтвердили теоретические сценарии

барионам Y_e ≈ 0.2-0.4.

r-процесса [42], связанные со слиянием нейтрон-

Нуклеосинтез в рассмотренном сценарии рас-

ных звезд в конце эволюции тесной двойной систе-

считывался на эволюционных траекториях пассив-

мы. После многочисленных исследований процесса

ных частиц, связанных с различными зонами внеш-

слияния нейтронных звезд и регистрации таких

ней коры. Было показано, что при этом протекает

событий стало ясно, что такой сценарий является

слабый r-процесс и образуется “легкая” фракция

основным для образования большинства тяжелых

тяжелых элементов в диапазоне массовых чисел от

элементов в r-процессе. Но эволюция нейтронных

80 (первый пик на кривой распространенности) до

звезд в тесных двойных системах сильно зависит

130 (второй пик).

не только от величины масс взаимодействующих

нейтронных звезд, но и от различия масс обоих

Расчет нуклеосинтеза, протекающего в веще-

компонент. Так, процесс слияния нейтронных звезд

стве из более глубоких слоев звезды, связан с

близких масс был изучен при M₁ ∼ M₂ в диапазоне

проблемой декомпрессии вещества с плотностью

масс от 1.2 до 1.8 M_⊙. При сильном различии

порядка ядерной и представляет собой сложную,

масс нейтронных звезд M₁ и M₂ сценарий слияния

пока не решенную задачу. Пробный расчет нукле-

может развиваться совсем иначе [13], по другому

осинтеза для слоя внутренней коры, приведенный

будет протекать и нуклеосинтез тяжелых элемен-

в данной работе, показал, что при разлете этого

тов [43].

сильно нейтронизованного вещества возможен ин-

В настоящей работе был рассмотрен нукле-

тенсивный r-процесс с образованием наиболее тя-

осинтез при взрыве маломассивного компонента желых ядер вплоть до актинидов. Однако деталь-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

СИНТЕЗ “ЛЕГКИХ” ТЯЖЕЛЫХ ЭЛЕМЕНТОВ

ные расчеты для этой области нейтронной звезды

I. Yu. Korneev, and F.-K. Thielemann, Astron. Lett.

еще предстоит сделать.

34, 189 (2008)].

Исследование нуклеосинтеза во внешней коре

23.

И. В. Панов, И. Ю. Корнеев, Ф.-К. Тилеманн, ЯФ

маломассивной нейтронной звезды было выполне-

72, 1070 (2009) [I. V. Panov I. Yu. Korneev, and

но при финансовой поддержке гранта Российского

F.-K. Thielemann, Phys. At. Nucl. 72, 1026 (2009)].

24.

С. И. Блинников, И. В. Панов, Письма в Астрон.

научного фонда № 21-12-00061 (https://rscf.ru/

журн. 22, 45 (1996) [S. I. Blinnikov and I. V. Panov,

project/21-12-00061).

Astron. Lett. 22, 39 (1996)].

25.

D. K. Nadyozhin, I. V. Panov, and S. I. Blinnikov,

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Astron. Astrophys. 335, 207 (1998).

A. G. W. Cameron, Astrophys. Space Sci. 82, 123

(1982).

26.

И. Ю. Корнеев, И. В. Панов, Письма в Астрон.

F. Kaeppeler, F.-K. Thielemann, and M. Wiescher,

журн. 37, 930 (2011) [I. Yu. Korneev and I. V. Panov,

Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 48, 175 (1998).

Astron. Lett. 37, 864 (2011)].

F.-K. Thielemann, M. Eichler, I. V. Panov, and

27.

И. В. Панов, ЯФ 81, 57 (2018) [I. V. Panov, Phys. At.

B. Wehmeyer, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 67, 253

Nucl. 81, 68 (2018)].

(2017).

28.

K. Langanke and G. Martinez-Pinedo, Nucl. Phys. A

O. Korobkin, S. Rosswog, A. Arcones, and

673, 481 (2000).

C. Winteler, Mon. Not. R. Astron. Soc.

426,

29.

C. W. Gear, Numerical Initial Value Problems

1940 (2012).

S. Rosswog, O. Korobkin, A. Arcones, F.-K. Thi-

in Ordinary Differential Equations (Prentice-Hall,

elemann, and T. Piran, Mon. Not. R. Astron. Soc.

Englewood Clis, 1971).

439, 744 (2014).

30.

S. I. Blinnikov and O. S. Bartunov, Astron.

D. Martin, A. Perego, A. Arcones, F.-K. Thielemann,

Astrophys. 273, 106 (1993).

O. Korobkin, and S. Rosswog, Astrophys. J. 813, 2

31.

S. I. Blinnikov and N. V. Dunina-Barkovskaya, Mon.

(2015).

Not. R. Astron. Soc. 266, 289 (1994).

J. M. Lattimer and M. Prakash, Astrophys. J. 550,

32.

Y. Aboussir, J. M. Pearson, A. K. Dutta, and F. Ton-

426 (2001).

deur, At. Data Nucl. Data Tables 61, 127 (1995).

J. P. A. Clark and D. M. Eardley, Astrophys. J. 215,

33.

P. M ¨oller, J. R. Nix, W. D. Myers, and W. J. Swiatecki,

311 (1977).

At. Data Nucl. Data Tables 59, 185 (1995).

P. Haensel, A. Yu. Potekhin, and D. G. Yakovlev,

Neutron Stars, Equation of State and Structure

34.

P. M ¨oller, J. R. Nix, and K.-L. Kratz, At. Data Nucl.

(Springer, New York, 2007), Vol. 1, p. 619.

Data Tables 66, 131 (1997).

10.

С. И. Блинников, И. Д. Новиков, Т. В. Перевод-

35.

P. M ¨oller, B. Pfeier, and K.-L. Kratz, Phys. Rev. C 67,

чикова, А. Г. Полнарев, Письма в Астрон. журн.

055802 (2003).

10,

177

(1984)

[S. I. Blinnikov, I. D. Novikov,

36.

T. Rauscher and F.-K. Thielemann, At. Data Nucl.

T. V. Perevodchikova, and A. G. Polnarev, Sov.

Data Tables 5(1-2), 1 (2000).

Astron. Lett. 10, 177 (1984)].

37.

National Nuclear Data Center, Information

11.

S. I. Blinnikov, V. S. Imshennik, D. K. Nadyozhin,

Extracted from the NuDat2 Database,

2009,

I. D. Novikov, T. V. Perevodchikova, and A. G.

http://www.nndc.bnl.gov/nudat2/

Polnarev, Sov. Astron. 34, 595 (1990).

38.

I. V. Panov, I. Yu. Korneev, T. Rauscher, G. Mar-

12.

B. P. Abbot et al., Astrophys. J. Lett. 848, L12, L13

tinez-Pinedo, A. Kelic-Heil, N. T. Zinner, and

(2017).

13.

S. I. Blinnikov, D. K. Nadyozhin, N. I. Kramarev, and

F.-K. Thielemann, Astron. Astrophys.

513, A61

A. V. Yudin, Astronomy 65, 385 (2021).

(2010).

14.

S. I. Blinnikov, A. V. Yudin, N. I. Kramarev, and

39.

I. V. Panov, E. Kolbe, B. Pfeier, T. Rauscher,

M. S. Potashov, Particles 5, 198 (2022).

K.-L. Kratz, and F.-K. Thielemann, Nucl. Phys. A

15.

P. Haensel and A. V. Potekhin, Astron. Astrophys.

747, 633 (2005).

428, 191 (2004).

40.

И. В. Панов, А. Д. Долгов, Письма в ЖЭТФ 98, 504

16.

J. M. Pearson, N. Chamel, A. Y. Potekhin,

(2013).

A. F. Fantina, C. Ducoin, A. K. Dutta, and S. Go-

41.

N. R. Tanvir, A. J. Levan, C. Gonzalez-Fernandez,

riely, Mon. Not. R. Astron. Soc. 481, 2994 (2018).

O. Korobkin, I. Mandel, S. Rosswog, J. Hjorth,

17.

S. Goriely, N. Chamel, and J. M. Pearson, Phys. Rev.

P. D‘Avanzo, A. S. Fruchter, C. L. Fryer, T. Kan-

C 88, 024308 (2013).

18.

S. B. Ruster, M. Hempel, and J. Schaffner-Bielich,

gas, B. Milvang-Jensen, S. Rosetti, D. Steeghs,

Phys. Rev. C 73, 3 (2006).

R. T. Wollaeger, Z. Cano, et al., Astrophys. J. 848,

19.

A. V. Yudin, Astron. Lett. 48, 311 (2022).

L27 (2017).

20.

K. Sumiyoshi, S. Yamada, H. Suzuki, and W. Hil-

42.

J. J. Cowan, C. Sneden, J. E. Lawler, A. Aprahamian,

lebrandt, Astron. Astrophys. 334, 159 (1998).

Wiescher, K. Langanke, G. Martinez-Pinedo, and

21.

И. В. Панов, Ф.-К. Тилеманн, Письма в Аст-

F.-K. Thielemann, Rev. Mod. Phys.

93,

015002

рон. журн.

29,

508

(2003)

[I. V. Panov and

(2021).

F.-K. Thielemann, Astron. Lett. 29, 510 (2003)].

43.

I. V. Panov and A. V. Yudin, Astron. Lett. 46, 518

22.

И. В. Панов, И. Ю. Корнеев, Ф.-К. Тилеманн,

(2020).

Письма в Астрон. журн. 34, 213 (2008) [I. V. Panov,

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023