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Proceso de combustión del carbono

El proceso de combustión del carbono o fusión del carbono es un conjunto de reacciones de fusión nuclear que tienen lugar en los núcleos de las estrellas masivas (de al menos 4 ...

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El proceso de combustión del carbono o fusión del carbono es un conjunto de reacciones de fusión nuclear que tienen lugar en los núcleos de las estrellas masivas (de al menos 4 M☉ al nacer) que combinan el carbono en otros elementos. Requiere altas temperaturas ( >5 × 10 8 K  o50 keV  ) y densidades (>3 × 10 9  kg/m 3 ). [ 1 ]

Estas cifras de temperatura y densidad son solo una guía. Las estrellas más masivas consumen su combustible nuclear más rápidamente, ya que deben contrarrestar mayores fuerzas gravitacionales para mantenerse en un equilibrio hidrostático (aproximado) . Esto generalmente implica temperaturas más altas, aunque densidades más bajas, que en las estrellas menos masivas. [ 2 ] Para obtener las cifras correctas para una masa y una etapa de evolución particulares, es necesario utilizar un modelo estelar numérico calculado con algoritmos informáticos. [ 3 ] Dichos modelos se perfeccionan continuamente a partir de experimentos de física nuclear (que miden las tasas de reacción nuclear) y observaciones astronómicas (que incluyen la observación directa de la pérdida de masa, la detección de productos nucleares a partir de observaciones espectrales después de que las zonas de convección se desarrollan desde la superficie hacia las regiones de fusión —conocidas como eventos de dragado— y así llevan los productos nucleares a la superficie, y muchas otras observaciones relevantes para los modelos). [ 4 ]

Reacciones de fusión

Las reacciones principales son: [ 5 ]

Productos de reacción

This sequence of reactions can be understood by thinking of the two interacting carbon nuclei as coming together to form an excited state of the 24Mg nucleus, which then decays in one of the five ways listed above.[6] The first two reactions are strongly exothermic, as indicated by the large positive energies released, and are the most frequent results of the interaction. The third reaction is strongly endothermic, as indicated by the large negative energy indicating that energy is absorbed rather than emitted. This makes it much less likely, yet still possible in the high-energy environment of carbon burning.[5] But the production of a few neutrons by this reaction is important, since these neutrons can combine with heavy nuclei, present in tiny amounts in most stars, to form even heavier isotopes in the s-process.[7]

The fourth reaction might be expected to be the most common from its large energy release, but in fact it is extremely improbable because it proceeds via electromagnetic interaction,[5] as it produces a gamma ray photon, rather than utilising the strong force between nucleons as do the first two reactions. Nucleons look a lot bigger to each other than they do to photons of this energy. However, the 24Mg produced in this reaction is the only magnesium left in the core when the carbon-burning process ends, as 23Mg is radioactive.

The last reaction is also very unlikely since it involves three reaction products,[5] as well as being endothermic — think of the reaction proceeding in reverse, it would require the three products all to converge at the same time, which is less likely than two-body interactions.

Los protones producidos por la segunda reacción pueden participar en la reacción en cadena protón-protón , o ciclo CNO , pero también pueden ser capturados por 23 Na para formar 20 Ne más un núcleo de 4 He. [ 5 ] De hecho, una fracción significativa del 23 Na producido por la segunda reacción se consume de esta manera. [ 6 ] En estrellas entre 4 y 11 masas solares , el 16 O ya producido por la fusión de helio en la etapa anterior de la evolución estelar logra sobrevivir bastante bien al proceso de combustión del carbono, a pesar de que parte de él se consume al capturar núcleos de 4 He. [ 1 ] [ 8 ] Así que el resultado de la combustión del carbono es una mezcla principalmente de oxígeno, neón, sodio y magnesio. [ 3 ] [ 5 ]

El hecho de que la suma de masa-energía de los dos núcleos de carbono sea similar a la de un estado excitado del núcleo de magnesio se conoce como «resonancia». Sin esta resonancia, la combustión del carbono solo ocurriría a temperaturas cien veces superiores. La investigación experimental y teórica de dichas resonancias sigue siendo objeto de estudio. [ 9 ] Una resonancia similar aumenta la probabilidad del proceso triple alfa , responsable de la producción original de carbono.

Pérdidas de neutrinos

Las pérdidas de neutrinos comienzan a ser un factor importante en los procesos de fusión estelar a las temperaturas y densidades de la combustión del carbono. Si bien las reacciones principales no involucran neutrinos, las reacciones secundarias, como la reacción en cadena protón-protón, sí lo hacen. Pero la principal fuente de neutrinos a estas altas temperaturas implica un proceso en la teoría cuántica conocido como producción de pares . Un rayo gamma de alta energía , que tiene una energía mayor que la masa en reposo de dos electrones ( equivalencia masa-energía ), puede interactuar con los campos electromagnéticos de los núcleos atómicos de la estrella y convertirse en un par partícula -antipartícula formado por un electrón y un positrón.

Normally, the positron quickly annihilates with another electron, producing two photons, and this process can be safely ignored at lower temperatures. But around 1 in 1019 pair productions[2] end with a weak interaction of the electron and positron, which replaces them with a neutrino and anti-neutrino pair. Since they move at virtually the speed of light and interact very weakly with matter, these neutrino particles usually escape the star without interacting, carrying away their mass-energy. This energy loss is comparable to the energy output from the carbon fusion.

Neutrino losses, by this and similar processes, play an increasingly important part in the evolution of the most massive stars. They force the star to burn its fuel at a higher temperature to offset them.[2] Fusion processes are very sensitive to temperature so the star can produce more energy to retain hydrostatic equilibrium, at the cost of burning through successive nuclear fuels ever more rapidly. Fusion produces less energy per unit mass as the fuel nuclei get heavier, and the core of the star contracts and heats up when switching from one fuel to the next, so both these processes also significantly reduce the lifetime of each successive fusion-burning fuel.

Up to the helium burning stage the neutrino losses are negligible. But from the carbon burning stage onwards, the reduction in stellar lifetime due to energy lost in the form of neutrinos roughly matches the increased energy production due to fuel change and core contraction. In successive fuel changes in the most massive stars, the reduction in lifetime is dominated by the neutrino losses. For example, a star of 25 solar masses burns hydrogen in the core for 107 years, helium for 106 years and carbon for only 103 years.[10]

Stellar evolution

During helium fusion, stars build up an inert core rich in carbon and oxygen. The inert core eventually reaches sufficient mass to collapse due to gravitation, whilst the helium burning moves gradually outward. This decrease in the inert core volume raises the temperature to the carbon ignition temperature. This will raise the temperature around the core and allow helium to burn in a shell around the core.[11] Outside this is another shell burning hydrogen. The resulting carbon burning provides energy from the core to restore the star's mechanical equilibrium. However, the balance is only short-lived; in a star of 25 solar masses, the process will use up most of the carbon in the core in only 600 years. The duration of this process varies significantly depending on the mass of the star.[12]

Stars of below 4 solar masses never reach high enough core temperature to burn carbon, instead ending their lives as carbon-oxygen white dwarfs after shell helium flashes gently expel the outer envelope in a planetary nebula.[3][13]

In stars with masses between 8 and 10 solar masses, the carbon-oxygen core is under degenerate conditions and carbon ignition takes place in a carbon flash, that lasts just milliseconds and disrupts the stellar core.[14] In the late stages of this nuclear burning they develop a massive stellar wind, which quickly ejects the outer envelope in a planetary nebula leaving behind an O-Ne-Na-Mg white dwarf core of about 1.1 solar masses.[3] The core never reaches high enough temperature for further fusion burning of heavier elements than carbon.[13]

Stars of more than 8 solar masses start carbon burning in a non-degenerate core,[14] and after carbon exhaustion proceed with the neon-burning process once contraction of the inert (O, Ne, Na, Mg) core raises the temperature sufficiently.[13]

See also

References

  1. 12Ryan, Sean G.; Norton, Andrew J. (2010). Stellar Evolution and Nucleosynthesis. Cambridge University Press. p. 135. ISBN 978-0-521-13320-3.
  2. 123Clayton, Donald (1983). Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis. University of Chicago Press. ISBN 978-0-226-10953-4.
  3. 1234Siess L. (2007). "Evolution of massive AGB stars. I. Carbon burning phase". Astronomy and Astrophysics. 476 (2): 893–909. Bibcode:2006A&A...448..717S. doi:10.1051/0004-6361:20053043.
  4. ↑Hernandez, G.; et al. (Dec 2006). "Rubidium-Rich Asymptotic Giant Branch Stars". Science. 314 (5806): 1751–1754. arXiv:astro-ph/0611319. Bibcode:2006Sci...314.1751G. doi:10.1126/science.1133706. PMID 17095658. S2CID 6629665.
  5. 123456de Loore, Camiel W. H.; C. Doom (1992). Camiel W. H. de Loore (ed.). Structure and evolution of single and binary stars. Astrophysics and Space Science Library. Springer. pp. 95–97. ISBN 978-0-7923-1768-5.
  6. 12Rose, William K. (1998). Advanced Stellar Astrophysics. Cambridge University Press. pp. 227–229. ISBN 978-0-521-58833-1.
  7. ↑Rose (1998), pp. 229–234
  8. ↑Camiel (1992), pp.97–98
  9. ↑Strandberg, E.; et al. (May 2008). "24Mg(α,γ)28Si resonance parameters at low α-particle energies". Physical Review C. 77 (5) 055801. Bibcode:2008PhRvC..77e5801S. doi:10.1103/PhysRevC.77.055801.
  10. ↑Woosley, S.; Janka, H.-T. (2006-01-12). "The Physics of Core-Collapse Supernovae". Nature Physics. 1 (3): 147–154. arXiv:astro-ph/0601261. Bibcode:2005NatPh...1..147W. CiteSeerX 10.1.1.336.2176. doi:10.1038/nphys172. S2CID 118974639.
  11. ↑Ostlie, Dale A.; Carroll, Bradley W. (2007). An Introduction to Modern Stellar Astrophysics. Pearson Addison-Wesley. ISBN 978-0-8053-0348-3.
  12. ↑Anderson, Scott R., Open Course: Astronomy: Lecture 19: Death of High-Mass Stars, GEM (2001)
  13. 123Ryan (2010), pp.147–148
  14. 12"The Carbon Flash"(PDF). Archived from the original(PDF) on 2015-05-06. Retrieved 2015-02-07.