Astronomie

Calcul des abondances relatives au solaire pour les rendements explosifs de nucléosynthèse

Calcul des abondances relatives au solaire pour les rendements explosifs de nucléosynthèse


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J'ai du mal à déduire les rapports d'abondance des produits d'éjecta d'un modèle d'explosion de supernova donné. Les modèles d'explosion nous donnent la masse de 3 isotopes de chaque élément produit lors de l'explosion en unités de masse solaire. J'ai besoin de convertir la masse des produits éjectés en densités numériques afin de résoudre le rapport d'abondance. Les rapports d'abondance pour un élément X par rapport au silicium, par rapport aux valeurs solaires sont définis comme :

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

Où X et Si sont des densités numériques.

Si nous considérons pour l'oxygène : En utilisant les valeurs solaires d'Anders et Grevesse, où O$_dot$ = 8.51e-04 et Si$_dot$ = 3,55e-05 (nombre d'abondances par rapport à H). Et en utilisant le modèle d'explosion 40A de Maeda+2003 (tableau 2), nous connaissons la masse des éjectas (en unités solaires) pour :

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

Comment détermine-t-on [O/Si] ? Notez que la réponse devrait être 2.783.

Ma tentative de solution :

$O = frac{ ext{masse éjectée d'Oxygène-16}}{ ext{masse atomique d'Oxygène-16}}$

$O = 5.99~M_odot / 15.994~amu$ (dominé par O-16; ignoré le reste)

$O=0.3745~M_odot/amu$

$Si=frac{ ext{masse d'éjecta de Si-28}}{ ext{masse atomique de Si-28}} + frac{ ext{masse d'éjecta de Si-29}}{ ext{masse atomique de Si-29}}+frac{ ext{masse d'éjecta de Si-30}}{ ext{masse atomique de Si-30}}$

$Si=frac{1.87E−01}{27.976} + frac{3.57E−02}{28.976} +frac{2.73E−02}{29.973}~M_odot/amu$

$Si=0.008827~M_odot/amu$

$[O/Si]=frac{(X/Si)}{(X/Si)_odot}$

$[O/Si]=frac{(0.3745/0.008827)}{(8.51E−04/3.55e−05)}$

$[O/Si]=1.889$

Ce qui n'est pas 2,783. Qu'est-ce que je rate?


Les étoiles riches en phosphore avec des abondances inhabituelles remettent en cause les prédictions théoriques

Presque tous les éléments chimiques ont été fabriqués par des réactions nucléosynthétiques dans divers types d'étoiles et se sont accumulés tout au long de notre histoire cosmique. Parmi ces éléments, l'origine du phosphore est d'un intérêt extrême car il est connu pour être essentiel à la vie telle que nous la connaissons sur Terre. Cependant, les modèles actuels d'évolution chimique (galactique) sous-estiment le phosphore que nous observons dans notre système solaire. Nous rapportons ici la découverte de 15 étoiles riches en phosphore avec des surabondances inhabituelles de O, Mg, Si, Al et Ce. Les étoiles riches en phosphore héritent probablement de leur chimie particulière d'une autre source stellaire voisine, mais leur modèle d'abondance chimique intrigant remet en question les prédictions théoriques actuelles de la nucléosynthèse stellaire. Des effets spécifiques tels que la rotation ou la nucléosynthèse avancée dans les régions réactives convectives des étoiles massives représentent les alternatives les plus prometteuses pour expliquer l'existence d'étoiles riches en phosphore. Les progéniteurs d'étoiles riches en phosphore peuvent contribuer de manière significative au phosphore présent sur Terre aujourd'hui.


Nucléosynthèse dans les étoiles et enrichissement chimique des galaxies

Après le Big Bang, la production d'éléments lourds dans l'Univers primitif a lieu à partir de la formation des premières étoiles, de leur évolution et de leur explosion. Les premières explosions de supernova ont une forte rétroaction dynamique, thermique et chimique sur la formation des étoiles ultérieures et l'évolution des galaxies. Cependant, la nature des premières étoiles de l'Univers et des explosions de supernova n'a pas été bien clarifiée. La signature des rendements de nucléosynthèse des premières étoiles peut être vue dans les modèles d'abondance élémentaire observés dans les étoiles extrêmement pauvres en métaux. Il est intéressant de noter que ces modèles présentent certaines particularités par rapport au modèle d'abondance solaire, ce qui devrait fournir des indices importants pour comprendre la nature des premières générations d'étoiles. Nous passons donc en revue les résultats récents des rendements de nucléosynthèse d'étoiles principalement massives pour une large gamme de masses stellaires, de métallicités et d'énergies d'explosion. Nous fournissons également des tableaux de rendements et examinons comment ces rendements sont affectés par certains effets hydrodynamiques lors des explosions de supernova, à savoir, les énergies d'explosion de celles des hypernovae aux supernovae faibles, le mélange et le repli des matériaux traités, l'asphéricité, etc. Ces paramètres dans les modèles de nucléosynthèse de supernova sont contraints à partir des données d'observation des supernovae et des étoiles pauvres en métaux. Les rendements de la nucléosynthèse sont ensuite appliqués au modèle d'évolution chimique de notre galaxie et d'autres types de galaxies pour discuter de la façon dont le processus d'enrichissement chimique s'est produit au cours de l'évolution.


Calcul des abondances relatives au solaire pour les rendements de la nucléosynthèse explosive - Astronomie

Le contexte. Le manganèse est principalement synthétisé dans les explosions de supernova de type Ia (SN Ia). En raison de la dépendance entropique du rendement en Mn dans la combustion thermonucléaire explosive, SNe Ia impliquant près de Chandrasekhar-masse (M Ch ) naines blanches (WD) devraient produire des rapports Mn-Fe qui dépassent de manière significative ceux des explosions SN Ia impliquant sous -Chandrasekhar masse les WD primaires. De tous les modèles actuels d'explosion de supernova, seuls les modèles SN Ia impliquant des WD proches de M Ch produisent [Mn/Fe] 0,0.
Objectifs : En utilisant les rendements spécifiques pour les scénarios concurrents de SN Ia, nous visons à contraindre les fractions relatives d'explosion des WD primaires proches de M Ch à sous-M Ch dans la Galaxie.
Méthodes : Nous extrayons les rendements en Mn à partir de simulations de supernova thermonucléaire tridimensionnelles qui font référence à différentes configurations initiales et canaux progéniteurs. Nous calculons ensuite l'évolution chimique de Mn dans le voisinage solaire, en supposant que les SNe Ia sont constitués de différentes fractions relatives des modèles d'explosion considérés.
Résultats : Nous constatons qu'en raison de la dépendance entropique des rendements de congélation à partir de l'équilibre statistique nucléaire, [Mn/Fe] dépend fortement de la masse de la WD qui explose, avec des WD proches de M Ch produisant sensiblement plus de [Mn/Fe] que sous-M Ch WDs. De toutes les sources nucléosynthétiques influençant potentiellement l'évolution chimique du Mn, seuls les modèles d'explosion impliquant l'incinération thermonucléaire de WDs de Ch proche de M prédisent le solaire ou le super-solaire [Mn/Fe]. Par conséquent, nous trouvons dans nos calculs d'évolution chimique que le [Mn/Fe] observé dans le voisinage solaire à [Fe/H] ≳ 0,0 ne peut pas être reproduit sans des primaires proches de M Ch SN Ia. En supposant que 50 % de tous les SNe Ia proviennent d'une combustion thermonucléaire explosive dans des WD proches de M Ch, on obtient une bonne correspondance avec les données.


Affiliations

Dublin Institute for Advanced Studies, 31 Fitzwilliam Place, Dublin, 2, Irlande

Felix Aharonian et Maria Chernyakova

Max-Planck-Institut für Kernphysik, BP 103980, Heidelberg, 69029, Allemagne

Institut des sciences du Gran Sasso, viale Francesco Crispi 7, Aquila, 67100 L, Italie

SRON Institut néerlandais de recherche spatiale, Sorbonnelaan 2, Utrecht, 3584 CA, Pays-Bas

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

Institute for Space-Earth Environmental Research, Université de Nagoya, Furo-cho, Chikusa-ku, Nagoya, 464-8601, Aichi, Japon

Fumie Akimoto, Hiroyasu Tajima et Kazutaka Yamaoka

Institut Kavli d'astrophysique et de cosmologie des particules, Université de Stanford, 452 Lomita Mall, Stanford, 94305, Californie, États-Unis

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

Département de physique, Université de Stanford, 382 Via Pueblo Mall, Stanford, 94305, Californie, États-Unis

Steven W. Allen, Roger Blandford et Irina Zhuravleva

Laboratoire national de l'accélérateur SLAC, 2575 Sand Hill Road, Menlo Park, 94025, Californie, États-Unis

Steven W. Allen et Roger Blandford

NASA, Goddard Space Flight Center, 8800 Greenbelt Road, Greenbelt, 20771, Maryland, États-Unis

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 & Tahir Yaqoob

Département d'Astronomie, Université de Genève, ch. d'Écogia 16, Versoix, CH-1290, Suisse

Marc Audard, Carlo Ferrigno & Stéphane Paltani

Département de physique, Université d'Ehime, Bunkyo-cho, Matsuyama, 790-8577, Ehime, Japon

Hisamitsu Awaki et Yuichi Terashima

Département de physique et Centre Oskar Klein, Université de Stockholm, Stockholm, 106 91, Suède

Département de physique, Université de Tokyo, 7-3-1 Hongo, Bunkyo-ku, 113-0033, Tokyo, Japon

Aya Bamba, Tsuneyoshi Kamae et amp Kazuhiro Nakazawa

Centre de recherche pour l'univers primitif, École des sciences, Université de Tokyo, 7-3-1 Hongo, Bunkyo-ku, 113-0033, Tokyo, Japon

Aya Bamba et Kazuhiro Nakazawa

Kavli Institute for Astrophysics and Space Research, Massachusetts Institute of Technology, 77 Massachusetts Avenue, Cambridge, 02139, Massachusetts, États-Unis

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

Smithsonian Astrophysical Observatory, 60 Garden Street, MS-4 Cambridge, 02138, Massachusetts, États-Unis

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

Lawrence Livermore National Laboratory, 7000 East Avenue, Livermore, 94550, Californie, États-Unis

Département de physique et d'astronomie, Wayne State University, 666 West Hancock Street, Detroit, 48201, Michigan, États-Unis

Département d'astronomie, Yale University, New Haven, 06520-8101, Connecticut, États-Unis

Département de physique, Yale University, New Haven, 06520-8120, Connecticut, États-Unis

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

Département de physique, Centre d'astronomie extragalactique, Université de Durham, South Road, Durham, DH1 3LE, Royaume-Uni

Agence japonaise d'exploration aérospatiale, Institut des sciences spatiales et astronautiques, 3-1-1 Yoshino-dai, Chuo-ku, Sagamihara, 252-5210, Kanagawa, Japon

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 Nakagawa, Masanobu Ozaki, Ri , Yasuharu Sugawara, Tadayuki Takahashi, Yoh Takei, Takayuki Tamura, Yasuo Tanaka, Hiroshi Tomida, Masahiro Tsujimoto, Shutaro Ueda, Shin Watanabe & Noriko Y. Yamasaki

Département d'astronomie, Université de Kyoto, Kitashirakawa-Oiwake-cho, Sakyo-ku, 606-8502, Kyoto, Japon

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

Le Hakubi Center for Advanced Research, Université de Kyoto, Kyoto, 606-8302, Japon

Département de physique, Université métropolitaine de Tokyo, 1-1 Minami-Osawa, Hachioji, 192-0397, Tokyo, Japon

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

Institut d'astronomie, Université de Cambridge, Madingley Road, Cambridge, CB3 0HA, Royaume-Uni

Andrew C. Fabian et Ciro Pinto

Faculté de mathématiques et de physique, Université de Kanazawa, Kakuma-machi, Kanazawa, 920-1192, Ishikawa, Japon

Ryuichi Fujimoto et Daisuke Yonetoku

École des sciences, Université d'Hiroshima, 1-3-1 Kagamiyama, Higashi, 739-8526, Hiroshima, Japon

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

Fujita Health University, Toyoake, 470-1192, Aichi, Japon

Département de physique, Université de Miami, 1320 Campo Sano Drive, Coral Gables, 33146, Floride, États-Unis

Massimiliano Galeazzi et Eugenio Ursino

Département d'astronomie et de physique, Université Saint Mary's, 923, rue Robie, Halifax, B3H 3C3, Nouvelle-Écosse, Canada

Département de physique et d'astronomie, Université de Southampton, Highfield, SO17 1BJ, Southampton, Royaume-Uni

Laboratoire APC, 10 rue Alice Domon et Léonie Duquet, Paris, 75013, France

Andrea Goldwurm, Philippe Laurent et Daniel Maier

CEA Saclay, Gif sur Yvette, 91191, France

Andrea Goldwurm, Philippe Laurent, Olivier Limousine & amp Daniel Maier

Centre européen de recherche et de technologie spatiales, Keplerlaan 1, Noordwijk, 2201 AZ, Pays-Bas

Matteo Guainazzi et David Lumb

Département de physique et d'astronomie, Université d'éducation d'Aichi, Aichi, 448-8543, Japon

Département de physique, Université des sciences de Tokyo, 2641 Yamazaki, Noda, 278-8510, Chiba, Japon

Kouichi Hagino et Takayoshi Kohmura

Département de physique, Université du Maryland Comté de Baltimore, 1000 Hilltop Circle, Maryland, Baltimore, 21250, États-Unis

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

Département de physique appliquée et de génie électronique, Université de Miyazaki, 1-1 Gakuen Kibanadai-Nishi, Miyazaki, 889-2192, Japon

Isamu Hatsukade, Koji Mori et Makoto Yamauchi

Département de physique, Université de Nagoya, Furo-cho, Chikusa-ku, Aichi 464-8602, Nagoya, Japon

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

Département des sciences de la Terre et de l'espace, Université d'Osaka, 1-1 Machikaneyama-cho, Toyonaka, 560-0043, Osaka, Japon

Kiyoshi Hayashida, Hironori Matsumoto, Hiroshi Nakajima et Hiroshi Tsunemi

Département de physique, Université Kwansei Gakuin, 2-1 Gakuen, Sanda, 669-1337, Hyogo, Japon

Département de physique, Université Rikkyo, 3-34-1 Nishi-Ikebukuro, Toshima-ku, 171-8501, Tokyo, Japon

Akio Hoshino, Shunji Kitamoto, Shinya Saito et Yasunobu Uchiyama

Département de physique et d'astronomie, Rutgers University, 136 Frelinghuysen Road, Piscataway, New Jersey, 08854, États-Unis

Université Meisei, 2-1-1 Hodokubo, Hino, 191-8506, Tokyo, Japon

Observatoire de Leiden, Université de Leiden, PO Box 9513, RA Leiden, 2300, Pays-Bas

Institut de recherche pour la science et l'ingénierie, Université Waseda, 3-4-1 Ohkubo, Shinjuku, 169-8555, Tokyo, Japon

Département de physique, Chuo University, 1-13-27 Kasuga, Bunkyo, 112-8551, Tokyo, Japon

Satoru Katsuda et Yohko Tsuboi

Département de physique, Tokyo Institute of Technology, 2-12-1 Ookayama, Meguro-ku, 152-8550, Tokyo, Japon

Nobuyuki Kawai, Satoshi Sugita et Yoichi Yatsu

Département de physique, Université Toho, 2-2-1 Miyama, Funabashi, 274-8510, Chiba, Japon

Département de physique, Université de Kyoto, Kitashirakawa-Oiwake-Cho, Sakyo, 606-8502, Kyoto, Japon

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

Centre européen d'astronomie spatiale, Camino Bajo del Castillo s/n, Villanueva de la Cañada, 28692, Madrid, Espagne

Peter Kretschmar et Norbert Schartel

Association de recherche spatiale des universités, 7178 Columbia Gateway Drive, Columbia, 21046, Maryland, États-Unis

National Science Foundation, 4201 Wilson Blvd, Arlington, 22230, Virginie, États-Unis

Département des systèmes d'information électroniques, Shibaura Institute of Technology, 307 Fukasaku, Minuma-ku, Saitama 337-8570, Saitama-shi, Japon

Département d'astronomie, Université du Maryland, College Park, Maryland, 20742, États-Unis

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

Space Telescope Science Institute, 3700 San Martin Drive, Baltimore, 21218, Maryland, États-Unis

Knox S. Long et Brian J. Williams

Institut de recherche physique et chimique, 2-1 Hirosawa, Wako, 351-0198, Saitama, Japon

Kazuo Makishima, Shinya Nakashima et Megumi Shidatsu

Département de physique, Université des sciences de Tokyo, 1-3 Kagurazaka, Shinjuku-ku, Tokyo, 162-8601, Japon

Kyoko Matsushita, Toru Sasaki et Kosuke Sato

Département de physique, Université du Wisconsin, Madison, 53706, Wisconsin, États-Unis

Département de physique et d'astronomie, Université de Waterloo, 200 University Avenue West, Waterloo, N2L 3G1, Ontario, Canada

Département d'astronomie, Université du Michigan, 1085 South University Avenue, Ann Arbor, Michigan, 48109, États-Unis

Jon M. Miller et Abderahmen Zoghbi

Okinawa Institute of Science and Technology Graduate University, 1919-1 Tancha, Onna-son Okinawa, 904-0495, Japon

Takuya Miyazawa et Shin'ichiro Takeda

Centre des sciences astrophysiques d'Hiroshima, Université d'Hiroshima, Higashi-Hiroshima, 739-8526, Hiroshima, Japon

Faculté des arts libéraux, Université Tohoku Gakuin, 2-1-1 Tenjinzawa, Izumi-ku, Miyagi 981-3193, Sendai, Japon

Faculté des sciences, Université de Yamagata, 1-4-12 Kojirakawa-machi, Yamagata, 990-8560, Yamagata, Japon

Département de physique, Nara Women's University, Kitauoyanishi-machi, Nara, 630-8506, Nara, Japon

Kumiko K. Nobukawa, Naomi Ota et Shigeo Yamauchi

Département de formation des enseignants et d'enseignement scolaire, Université d'éducation de Nara, Takabatake-cho, 630-8528, Nara, Japon

Institut de recherche frontalière pour les sciences interdisciplinaires, Université du Tohoku, 6-3 Aramakiazaaoba, Aoba-ku, Miyagi 980-8578, Sendai, Japon

Institut d'astronomie, Université du Tohoku, 6-3 Aramakiazaaoba, Aoba-ku, Miyagi 980-8578, Sendai, Japon

Laboratoire d'astrophysique, Columbia University, 550 West 120th Street, New York, 10027, New York, États-Unis

Département de physique et d'astronomie, Université du Manitoba, Winnipeg, R3T 2N2, Manitoba, Canada

Département de physique et de mathématiques, Université Aoyama Gakuin, 5-10-1 Fuchinobe, Chuo-ku, Kanagawa 252-5258, Sagamihara, Japon

Observatoire astronomique de l'Université Jagellonne, ul. Orla 171, Cracovie, 30-244, Pologne

Centre RIKEN Nishina, 2-1 Hirosawa, Wako, 351-0198, Saitama, Japon

Institut Max Planck de physique extraterrestre, Giessenbachstrasse 1, 85748, Garching, Allemagne

Département de physique, Université de Saitama, 255 Shimo-Okubo, Sakura-ku, 338-8570, Saitama, Japon

Makoto S. Tashiro et Yukikatsu Terada

Département de physique, Université de Rome « ​​Tor Vergata », Via della Ricerca Scientifica 1, Rome, I-00133, Italie

Faculté d'éducation, Université de Shizuoka, 836 Ohya, Suruga-ku, 422-8529, Shizuok a, Japon

Faculté des sciences de la santé, Université Nihon Fukushi, 26-2 Higashi Haemi-cho, Handa, 475-0012, Aichi, Japon

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

Département de physique théorique et d'astrophysique, Faculté des sciences, Université Masaryk, Kotlávrská 2, Brno, 611 37, République tchèque

Département de physique et d'astronomie, Université de l'Utah, 115 South 1400 East, Salt Lake City, 84112, Utah, États-Unis

Université Johns Hopkins, campus Homewood, Baltimore, 21218, Maryland, États-Unis


Calcul des abondances relatives au solaire pour les rendements de la nucléosynthèse explosive - Astronomie

Des éléments beaucoup plus lourds que Fe, tels que Pb, Au, U ne sont pas produits dans la nucléosynthèse stellaire ordinaire (réactions de fusion). Leur formation implique différents processus se produisant à l'intérieur des étoiles ou lors d'événements explosifs et catastrophiques. Lors de ces événements, la capture de neutrons ou de protons par les atomes est le principal processus par lequel se forment les éléments lourds.

Il y a trois processus principaux par lesquels la nucléosynthèse des éléments plus lourds se produit : le s-, le r- et le p-processus [107, 108, 109].

    Le processus s (lent) se produit à l'intérieur des étoiles massives (processus s faible) et des étoiles qui, du point de vue de l'évolution, sont sur l'AGB (processus s principal) [110, 111, 112]. Ces étoiles sont capables de construire des noyaux lourds et stables allant du Fer jusqu'au 209 Bi (Fig. 3). Le processus se produit lorsqu'un noyau est capable de capturer les neutrons un à la fois. Le noyau résultant peut être stable ou, s'il est radioactif, se désintégrer (β) en un élément stable (en suivant le chemin qui mène à la vallée de stabilité) avant que le neutron suivant ne soit capturé. Par conséquent, la plupart des isotopes sur le chemin du processus s sont stables et peuvent bien être étudiés en laboratoire. On estime que le flux de densité neutronique dans le processus s est compris entre 10 6 et 10 11 neutrons/cm 2 /s. Il est responsable d'environ la moitié des isotopes les plus lourds du fer. Les propriétés pertinentes nécessaires pour décrire la chaîne du processus s sont les sections efficaces de capture de neutrons et, en outre, les taux de désintégration bêta de ces isotopes instables, qui ont une durée de vie suffisamment longue pour permettre aux captures de neutrons de rivaliser. Un élément bien connu du processus s est le 43 Tc, un élément qui n'a pas d'isotopes stables a une demi-vie de millions d'années et a été utilisé par Merrill [113] pour prouver la preuve de la nucléosynthèse dans d'autres étoiles telles que S- Taper.

Dans les sections suivantes, nous aborderons les principaux aspects associés à la nucléosynthèse par capture de neutrons et de protons. Ceci est complété par un aperçu des observations des processus explosifs qui caractérisent le ccSNe.

Le processus s faible a lieu à la fin du noyau convectif brûlant de l'He et dans la couche convective suivante brûlant du C [120] dans les étoiles massives (par exemple, 25 M), alors que le processus s principal se produit dans les étoiles AGB de faible masse. Il se caractérise par des densités de neutrons comparativement faibles, de sorte que les temps de capture des neutrons sont beaucoup plus lents que la plupart des temps de désintégration β. Cela implique que le chemin de réaction du processus s suit la vallée de stabilité. Bien que les sections efficaces disponibles dans des conditions stellaires soient très rares et plutôt incertaines, il a déjà été déduit [7] que le produit de la section efficace par l'abondance s résultante représente une fonction du nombre de masse UNE avec des sauts aux fermetures des coquilles et des lacunes aux embranchements.

La faible nucléosynthèse du processus s est responsable de la production de la gamme de faible masse des éléments du processus s des noyaux de germe du groupe fer à 58 Fe jusqu'à Sr et Y (voir [121] et les références y figurant). La source de neutrons est fournie par la réaction 22 Ne(α,n) 25 Mg. Les premières tentatives pour étudier le rôle possible du mélange rotationnel sur la production du processus s dans les étoiles massives ont montré que cette image classique pouvait être considérablement révisée. L'impact de la rotation sur la nucléosynthèse dans les étoiles massives en rotation à faible Z a été exploré par différents groupes [122, 123, 124]. À la métallicité solaire, le mélange induit par la rotation a un effet modéré sur la production du processus s. À de très faibles métallicités, cependant, le mélange induit par la rotation a un effet beaucoup plus fort, et donc un impact important sur l'évolution et la nucléosynthèse des premières générations stellaires de l'univers. En effet, la rotation conduit à un mélange entre le noyau brûlant de l'He et l'enveloppe brûlant de l'H. Finalement, les produits de combustion de He 12 C et 16 O sont mélangés dans la coque de combustion de H, qui produit 14 N via le CNO cycle. Plus tard, le 14 N est mélangé à nouveau dans le noyau brûlant de l'He, auquel cas il se convertit immédiatement en 22 Ne via 14 N(α, n) 18 F(e + , e) 18 O(α, γ) 22 Né. À la fin du cœur brûlant de l'He, le 22 Ne(α, n) 25 Mg libère de grandes quantités de neutrons et modifie radicalement la production du processus s [125]. En raison d'une densité élevée en nombre de neutrons, le processus s faible produit éventuellement des noyaux lourds jusqu'à A ∼ 200. Des observations récentes [126, 127] ont confirmé que l'abondance s dans les amas globulaires dans le renflement de notre Galaxie est compatible avec la production du processus s dans les étoiles massives à rotation rapide à faible métallicité, soutenant l'idée que les étoiles massives pourraient en effet être également des sources importantes pour ces éléments. Cependant, il existe des études sur l'incertitude de la physique nucléaire sur le processus s [128, 129, 130], et la production de noyaux lourds de processus s dans les étoiles massives à faible Z dépend fortement de la rotation. L'abondance est également influencée par l'incertitude de la source de neutrons ou des réactions de poison neutronique (voir [131] et les références qui y sont contenues). La production de Sr et de Ba dans les étoiles pauvres en métaux a été étudiée en raison de l'importance observationnelle [132]. Dans leur travail, Cescutti et al [133] ont présenté des modèles d'évolution chimique galactique utilisant la plus grande grille de modèles et ont montré que le mélange induit par la rotation est capable d'expliquer la grande diffusion de [Sr/Ba] observée dans les étoiles extrêmement pauvres en métaux. Puisqu'il reste encore un certain nombre d'étoiles aux métallicités les plus basses avec seulement des limites supérieures sur Sr et/ou Ba, l'augmentation de la taille des échantillons et de la qualité de la spectroscopie haute résolution disponible pour les étoiles à ces métallicités est une étape essentielle vers la compréhension de la nucléosynthèse à les premières époques et finalement pour caractériser l'influence environnementale des sites astrophysiques de production d'éléments lourds [134].

Comme déjà mentionné précédemment, la phase AGB représente la dernière étape de la combustion nucléaire des étoiles de petite et moyenne masse. La phase AGB est courte par rapport à la phase MS, mais elle est très importante car c'est un site riche de nucléosynthèse. Ces étoiles, une fois épuisées les réserves de He pour la fusion dans leur noyau, tirent de l'énergie de la fusion des coquilles H et He autour du noyau C-O dégénéré. Dans cette phase, les étoiles augmentent leur luminosité et leur taille, perdant de la matière des couches externes en raison des forts vents stellaires. L'une des caractéristiques de la phase AGB est l'instabilité thermique intermittente des coquilles brûlant de l'hélium. Ces sursauts d'énergie se manifestent sous forme d'impulsions thermiques et cette phase est donc connue sous le nom de phase TP-AGB. Ces impulsions se produisent généralement tous les 10 4 à 10 5 ans (voir, pour plus de détails, [40]). La nucléosynthèse du processus s dans les étoiles AGB se produit dans des conditions de densité de neutrons relativement faible (∼ 10 7 neutrons/cm 3 ) au cours des derniers stades de l'évolution stellaire lorsque l'étoile a une fine couche radiative (région intercoquille) et une zone convective élargie. enveloppe (fig. 4). Les principales sources d'enrichissement en neutrons sont la réaction 13 C(α, n) 16 O, qui libère des neutrons radiativement pendant les périodes d'interpulse, et la réaction 22 Ne(α, n) 25 Mg, partiellement activée pendant les impulsions thermiques convectives. . La production de neutrons à travers le canal 22 Ne(α, n) 25 Mg n'est vraiment efficace que dans les étoiles AGB de masse élevée (M ≥ 4 M), en raison de la température élevée requise pour que cette réaction se produise. De telles températures peuvent également être atteintes pendant la phase TP-AGB d'étoiles moins massives, mais dans ce cas, les neutrons produits n'affectent que marginalement la distribution finale des abondances du processus s. Cette réaction a lieu dans un environnement de convection. La réaction 13 C(α, n) 16 O nécessite à la fois des réactions de capture de protons et de capture de α dans la couche He. Un des problèmes liés à la modélisation de ce canal de production de neutrons est dû à la faible abondance de 13 C. Cet élément est produit lors des phases suivant le développement de la couche convective intermédiaire où une certaine pénétration de protons crée un réservoir de H dans les couches riches en He. Lorsque les parties externes de l'étoile se contractent et chauffent, la combustion H est à nouveau allumée et les protons piégés sont capturés par l'abondant 12 C, induisant la chaîne 12 C(p, γ) 13 N(β + ) 13 C. Cependant, le 13 C produit n'est pas suffisant pour expliquer la production de neutrons nécessaire à la nucléosynthèse du processus s. La réaction se produit dans un environnement radiatif et conduit à la formation de ce qu'on appelle le 13 C poche (voir [135] et les références qu'il contient). La masse occupée par le 13 C poche est ΔM ≃ 7 × 10 𢄤 M [110], et la température requise pour cette réaction est de l'ordre de T ≈ 9 × 10 7 K. Récemment, de nouveaux calculs visant à clarifier la question du 13 C ont été réalisés [136, 137, 138]. Les modèles sont basés sur le développement de champs magnétiques toroïdaux, induits par des dynamos stellaires, dans les couches radiatives riches en He sous l'enveloppe convective, et aident à contraindre les résultats de nucléosynthèse obtenus avec le 13 C poche extension avec des observations de la composition solaire.

Les progrès récents de la nucléosynthèse par processus s sont liés à la détermination de la densité de neutrons dans les étoiles AGB massives [139, 140]. En particulier, par rapport aux abondances solaires, les spectres des étoiles massives AGB de notre Galaxie et des Nuages ​​de Magellan, révèlent une forte surabondance de Rubidium [141, 142] et des rapports [Rb/Zr] élevés [143]. Rb est un exemple d'élément produit non seulement par le processus s mais aussi par le processus r. La contribution exacte des deux processus dépend du modèle de processus s utilisé pour estimer l'abondance, qui est directement lié au processus d'enrichissement neutronique et, par conséquent, à la densité neutronique locale. Les modèles de nucléosynthèse des étoiles AGB [110] sont loin de correspondre aux valeurs extrêmement Rb et [Rb/Zr], et l'explication de la surabondance de Rb conduirait à terme à une meilleure compréhension de la réaction 22 Ne(α,n) 25 Mg. Dans le cadre du s-procees, il est difficile d'expliquer l'absence de coproduction de Zr, qui fait partie du même pic de production de Rb et devrait être produit en quantités similaires. Certaines solutions ont été discutées dans la littérature pour tenir compte de la surabondance de Rb. Karakas et al [112] ont démontré que pour les étoiles à métallicité solaire, [Rb/Fe] ∼ 1,4 pouvait être atteint si le stade final de perte de masse était retardé, entraînant un plus grand nombre d'impulsions thermiques et une augmentation de la production de Rb. Cependant, les rapports [Zr/Fe] observés sont à peu près solaires (à moins de 0,5 dex [144]), suggérant l'absence de production de cet élément dans les étoiles AGB de masse intermédiaire. Une explication différente a été proposée, comme la possibilité que le Zr gazeux, ayant une température de condensation (1741 K) [145] supérieure à celle du Rb (800 K), se condense en grains de poussière, produisant un manque apparent de Zr, lorsque mesurée à partir des bandes moléculaires de ZrO [146, 143]. D'autres solutions possibles au problème incluent le fait que les observations du nuage de Magellan sont très incertaines, une compréhension incomplète des atmosphères des étoiles lumineuses AGB [142] et un taux de perte de masse AGB différent [147, 148]. De toute évidence, la future résolution du problème du Rubidium promet d'être un défi passionnant.

Le modèle nucléosynthétique des éléments plus légers du processus s entre Sr et Ba n'est pas encore bien compris. Travaglio et al [153] ont étudié ces éléments et en résumant toutes les contributions de leur modèle les auteurs ont trouvé que 8 %, 18 % et 18 % de Sr, Y et Zr étaient manquants. Cette fraction manquante est supposée provenir d'une origine primaire d'étoiles massives à faible [Fe/H]. Étant donné que le processus affecte principalement les éléments de pic plus légers, cette contribution nucléosynthétique supplémentaire (inconnue) est appelée processus primaire d'éléments plus légers (LEPP), ou faible r-process [154], et pourrait expliquer certaines différences entre ces éléments. Récemment, les abondances de LEPP ont été davantage étudiées par de nombreux auteurs [155, 156, 157] confirmant la nécessité d'un processus supplémentaire pour tenir compte de la composante manquante des isotopes légers du processus s. La plupart des éléments sont produits par un mélange de processus s et r [158]. Cela rend plus difficile la détermination des processus impliqués lors de la création des éléments. Le composant principal du processus s est produit à des métallicités commençant à [Fe/H] ∼ -0,66 [159], ce qui correspond à l'intervalle de temps t > 2,6 Gyr. Aller à des métallicités encore plus basses ou plus loin dans le temps, donne un aperçu d'une vue non diluée sur d'autres processus. À des métallicités inférieures, de [Fe/H] ∼ -1,16 à [Fe/H] ∼ -0,66 [159], le site de la composante forte du processus s a été identifié. À des métallicités encore plus faibles, avant que le processus s ne s'installe, on pense que le LEPP se produit quelque part dans les étoiles. D'après Cristallo et al [160] une variation du paradigme standard de la nucléosynthèse AGB permettrait de réconcilier les prédictions des modèles avec les abondances s-only du système solaire. Cependant, le LEPP ne peut être définitivement écarté, en raison des incertitudes qui pèsent encore sur les modèles d'évolution chimique stellaire et galactique. Plusieurs scénarios ont été récemment explorés, impliquant à la fois le processus r primaire pendant les phases avancées de la nucléosynthèse explosive (voir [161] pour une revue) ou le processus s secondaire dans les étoiles massives (par exemple, le composant cs [162]). Par conséquent, même si des améliorations théoriques prometteuses liées aux phases explosives des étoiles massives et du ccSNe, ainsi que des investigations spectroscopiques récentes [163, 164] ont été réalisées, une compréhension complète de l'origine des éléments de capture de neutrons de Sr jusqu'à Ba est manque encore.

De nouveaux modèles et observations ont suggéré qu'en plus des processus de capture de neutrons lents et rapides bien connus, il pourrait exister un mode intermédiaire de nucléosynthèse de capture de neutrons, appelé processus i. Ce processus est défini par un flux de neutrons plus important que ceux trouvés dans le processus s bien établi, mais inférieur aux conditions extrêmes du processus r. Une signature possible du processus i [149] pourrait être l'amélioration simultanée de Eu, généralement considéré comme un élément du processus r, et de La, généralement considéré comme un élément du processus s, dans certaines étoiles pauvres en métaux renforcées de carbone qui ont été classées comme étoiles CEMP-r/s [150]. Les étoiles post-AGB ont été discutées plus tôt en tant que sites de nucléosynthèse possibles pour le processus i, mais il reste encore des divergences et des questions ouvertes à résoudre. Dans une nouvelle étude de Jones et al [151], les étoiles super-AGB sont identifiées comme un autre site astrophysique possible pour le processus i. Dans leurs nouveaux modèles de calcul de ces étoiles AGB très lourdes, le mélange aux frontières convectives est pris en compte selon un modèle paramétré. Ces nouveaux modèles d'évolution stellaire suggèrent que des matériaux riches en protons pourraient être mélangés par convection dans une coquille brûlant de l'hélium, conduisant à des conditions adaptées au processus i. Fait intéressant, il pourrait être montré que les conditions du processus i sont plus présentes dans les modèles à faible teneur en métaux, indiquant que le processus i aurait pu être plus important dans l'univers primitif. Les modèles d'évolution stellaire 1-D ne peuvent identifier que des sites possibles pour la nucléosynthèse du processus i [151], mais les cendres d'ingestion de H sont probablement associées à une libération d'énergie nucléaire substantielle, atteignant peut-être le niveau de l'énergie de liaison locale de la coquille brûlant He. Un tel apport d'énergie énorme est couplé à un mélange turbulent à plusieurs échelles qui ne peut pas être décrit de manière réaliste avec des simulations 1-D [152]. Les simulations hydrodynamiques stellaires en 3D sont indispensables pour comprendre pleinement ces événements d'astrophysique nucléaire et fournir le contexte approprié pour de nouvelles investigations en astrophysique nucléaire.

Une discussion récente a proposé la possibilité de neutrons catalysant la formation de noyaux plus lourds, par exemple, la formation de la molécule nucléaire de Rydberg 16 O ( 10 Be + n + n + 10 Be), qui pourrait exister dans des environnements riches en neutrons au sein des étoiles AGB. [165]. Dans ce mécanisme de formation, les neutrons médient l'interaction à longue distance d'Efimov des noyaux Be et pourraient éventuellement être utilisés pour former d'autres molécules nucléaires avec des noyaux plus lourds facilitant la réaction nucléaire et éventuellement la nucléosynthèse. Les calculs montrent que l'on ne peut pas confirmer, mais il est également difficile d'exclure l'existence de telles molécules sur la base de ce que l'on sait des interactions nucléaires.

Les supernovae peuvent être distinguées en deux types : le type Ia (SNIa) que l'on pense être l'explosion d'un WD dans un système binaire qui accumule une masse suffisante de son compagnon, et tous les autres (type II, Ib, Ic), qui sont générés dans plusieurs scénarios possibles (pour une revue de tous les scénarios, voir [166, 167, 168]). Observationnellement, ils peuvent être classés selon l'absence (Type I) ou la présence (Type II) de raies H dans leurs spectres. Les types II (SNII), Ib et Ic, sont produits à partir d'étoiles massives ≈ 10 M et sont observées dans les galaxies spirales et irrégulières. SNIa se produit dans tous les types de galaxies sans préférence pour les régions de formation d'étoiles, conformément à leur origine à partir d'une population stellaire d'âge ancien ou intermédiaire. Dans le cadre de SNIa, le scénario général est qu'un C-O WD accumule la masse d'une étoile compagne dans un système binaire jusqu'à ce qu'elle s'enflamme près de la masse de Chandrasekhar [169]. L'étoile compagne de la WD C-O est généralement une étoile brûlante d'He ou une WD riche en He [170, 171, 172, 173, 174]. Il a été proposé que la détonation de l'enveloppe riche en He soit déclenchée par l'instabilité thermique si le compagnon du CO WD est une étoile en He (par exemple, [175]), tandis que la détonation de l'enveloppe riche en He est déclenchée dynamiquement si le compagnon est un WD riche en He (par exemple, [171]). Pour plus de discussions sur les progéniteurs de SNIa, voir [176, 177, 178, 179]. Les instabilités WD sont pertinentes pour SNIa car elles sont liées non seulement à de forts champs magnétiques à l'intérieur de l'étoile [180] mais aussi à la neutronisation due aux réactions de capture d'électrons. En raison de cette réaction, les noyaux atomiques deviennent plus riches en neutrons et la densité énergétique de la matière est réduite, à une pression donnée, conduisant à une équation d'état plus douce. D'autres réactions nucléaires qui rendent instables les WD très massives sont les réactions de fusion pycnonucléaire dans le cœur de ces étoiles compactes [181, 182]. Ces réactions parmi les noyaux atomiques lourds, schématiquement exprimées comme Z UNE Oui + Z UNE Oui2Z 2A Oui, sont possibles en raison de la haute densité de matière de WDs une réaction importante est carbone sur carbone, 12 C + 12 C. Des réactions pycnonucléaires se sont produites sur une gamme significative de densités stellaires (voir, par exemple, [183]), y compris la plage de densité trouvée à l'intérieur des WDs [184, 185].Récemment, des calculs de WD en relativité générale ont également montré que les densités d'énergie centrale sont limitées par les réactions de fusion nucléaire et la désintégration β inverse [184, 181]. Les vitesses de fusion nucléaire auxquelles se déroulent les réactions pycnonucléaires à très basse énergie sont cependant très incertaines en raison de certains paramètres mal contraints [186]. Enfin, il convient de mentionner que très récemment, il a été suggéré que les réactions pycnonucléaires pourraient être capables de provoquer de puissantes détonations dans des WD C-O simples [187].

La nucléosynthèse explosive est associée au passage de l'onde de choc ccSN à travers les couches au-dessus du SNP (voir [188] pour une revue). Le choc chauffe la matière qu'il traverse, induisant une combustion nucléaire explosive caractérisée par des durées courtes qui conduisent à de grands écarts par rapport à l'équilibre et aux schémas de combustion nucléaire hydrostatique. Cette nucléosynthèse explosive peut modifier les distributions d'abondance élémentaire dans les coquilles internes (Si, O). Les propriétés du processus sont liées à celles de l'explosion. Les détails de la nucléosynthèse, qui produit des noyaux radioactifs tels que 26 Al, 28 Si, 44 Ti, 56 Ni et 56 Co lors des explosions, ne sont pas encore entièrement compris. Afin d'éclairer le mécanisme qui conduit à la nucléosynthèse explosive, on peut avoir quelques indices à partir des observations de l'énergie et de la matière qui sont injectées dans le milieu interstellaire à partir des explosions de ccNS. Une partie de ce matériau, qui est le résultat des processus de nucléosynthèse se produisant lors de l'explosion, est constitué d'isotopes radioactifs, et permet donc de déduire les conditions de nucléosynthèse ccSN nécessaires à leur production. Par exemple, les observations de rayons gamma de 44 Ti et 56 Ni dans les événements ccSN représentent un outil précieux pour pénétrer profondément à l'intérieur de ces explosions, qui ne sont autrement accessibles que par les neutrinos [189]. Dans cette section, nous décrivons les résultats de la comparaison de modèles de nucléosynthèse explosive avec des observations de ccSNe. Depuis le lancement de l'observatoire INTEGRAL, il a été possible de déterminer avec précision le flux de rayons gamma associé aux éléments lourds produits par les sources astrophysiques. Le principal site de production du radio-isotope 44 Ti serait les couches les plus internes éjectées des explosions de ccSN, et l'étude de son abondance a fait l'objet de plusieurs travaux [190, 191, 192]. Le rendement en 44 Ti du ​​ccSNe est notoirement difficile à calculer car il dépend de l'énergie d'explosion et de la symétrie de l'explosion [193]. On pense que le 44 Ti est produit dans les couches les plus profondes de l'étoile en explosion d'où il peut être éjecté, et les calculs théoriques indiquent que l'augmentation de l'énergie d'explosion et l'augmentation de l'asymétrie entraînent une augmentation du rendement en 44 Ti. Observationnellement, la présence du radio-isotope 44 Ti est révélée à l'astronome gamma par l'émission de trois raies gamma. La désintégration 44 Ti → 44 Sc donne naissance à des rayons gamma à 67,9 keV et 78,4 keV. La désintégration suivante 44 Sc → 44 Ca donne naissance à une raie à 1157,0 keV. La quantité et la vitesse du 44 Ti est une sonde puissante du mécanisme d'explosion et de la dynamique du ccSNe, et en outre, l'émission de la raie gamma du 44 Ti est un indicateur idéal des restes de jeunes supernovae. Jusqu'à présent, le 44 Ti n'a pas encore été détecté directement dans SN 1987A. À partir de la modélisation des courbes de lumière ultraviolette optique infrarouge (UVOIR), qui sont généralement modélisées par la décroissance radioactive, différentes valeurs de la quantité de 44 Ti produite ont été prédites, qui ne concordent pas toujours les unes avec les autres, ni dans les incertitudes respectives. Par exemple, à partir de l'analyse des données radiographiques extraites d'INTEGRAL, Grebenev et al [194] a suggéré une valeur de (3,1 ± 0,8) × 10 𢄤 M, tandis que UVOIR analyse des courbes de lumière bolométrique de Seitenzahl et al [195] indique une valeur (0,55 ± 0,17) × 10 𢄤 M. Les observations du résidu de supernova Cas A par le Nuclear Spectroscopic Telescope ARray (NuSTAR) ont suggéré pour la quantité produite de 44 Ti une valeur de (1,25-0,3) × 10 𢄤 M, en mesurant le flux des raies de désintégration du 44 Ti à environ 78 et 68 keV [196]. De plus, il y a un manque de cohérence entre les prédictions théoriques et les observations. Les modèles à symétrie sphérique (1D) de SN 1987A produisent, en général, quelques 10 𢄥 M 44 Ti [195]. Par exemple, Perego et al [197] utilisant la méthode PUSH pour produire une explosion de supernova 1D, qui correspond mieux aux quantités produites de 56 Ni dans SN 1987A, prédisent une quantité de 3,99 × 10 𢄤 M pour 44Ti. Magkotsios et al [190] ont étudié l'abondance du 44 Ti produite à partir du ccSNe en étudiant l'impact sur l'évolution de l'abondance du 44 Ti de la variation des réactions nucléaires, y compris (α,γ), (α,p), (p, α), et (α,n) dans les cibles de masse légère et intermédiaire. Il a été constaté que la variation de la vitesse de réaction du 17 F(α,p) 20 Ne a un impact primaire sur l'abondance du 44 Ti. Cependant, la vitesse de réaction du 17 F(α,p) 20 Ne n'a jamais été mesurée. Étant donné que la vitesse de réaction peut être dominée par les propriétés des niveaux d'énergie du 21 Na au-dessus du seuil α à 6,561 MeV, la recherche des niveaux d'énergie du 21 Na et l'étude de leurs propriétés peuvent avoir un impact sur notre compréhension de l'évolution de l'abondance du 44 Ti. Dans ce contexte, la réaction 24 Mg(p,α) 21 Na joue un rôle central et la connaissance de sa vitesse est primordiale. La réaction 24 Mg(p,α) 21 Na a été récemment mesurée par Cha et al [198] afin de faire une étude spectroscopique des niveaux d'énergie dans le 21 Na pour la vitesse de réaction du 17 F(α,p) 20 Ne aux températures stellaires. D'autres comparaisons entre les observations et les modèles sont clairement exigées à l'avenir, et des données de physique nucléaire plus précises sont nécessaires.

Le radio-isotope 56 Ni à courte durée de vie est également synthétisé dans les intérieurs profonds des explosions de ccSN. La lumière CcSN est comprise comme étant alimentée principalement par la désintégration radioactive du 56 Ni, comme le démontrent la courbe de lumière caractéristique et les données d'évolution spectrale [199]. Ces isotopes radioactifs portent les informations sur l'environnement de la formation de l'explosion, non affectés par l'expansion violente du ccSN [200]. L'un des principaux problèmes soulevés par les observations est le large éventail de quantités inférées de 56 Ni. La proximité de SN 1987A a permis la toute première détection de raies gamma issues du processus radioactif 56 Ni → 56 Co → 56 Fe [201]. Par des estimations de l'extinction vers Cas A et la masse de Fe à partir d'observations aux rayons X, Eriksen et al [202] prédisent que la masse de 56 Ni se situe dans la plage (0,58-0,16) M. La valeur standard est 56 Ni ∼ 0,07 M [195]. Différentes prédictions théoriques ont été réalisées pour la quantité de 56 Ni. Concernant Cas A, Magkotsios et al [190] ont post-traité les trajectoires d'un modèle ccSN 1D de Young et al [203], dont le géniteur a été conçu pour correspondre à Cas A, et a obtenu une valeur de 2,46 × 10 𢄡 M pour 56 Ni. En utilisant une rotation bidimensionnelle 15 M modèle de Fryer et Heger [204], ils obtiennent une valeur plus élevée de 3,89 × 10 𢄡 M pour 56 Ni. Cependant, il faut souligner que tous les modèles ci-dessus ne suivent pas assez longtemps l'onde de choc ccSN, et donc les trajectoires hydrodynamiques doivent être extrapolées afin de pouvoir effectuer des calculs de nucléosynthèse.

Un autre élément important qui est synthétisé lors de la dernière étape de combustion est l'émetteur de rayons gamma 26 Al, qui a été détecté dans le milieu interstellaire de notre Galaxie [205, 206]. 26 Al est produit principalement dans les vents d'étoiles massives et lors des explosions de ccSN. La production de 26 Al pour différentes sources candidates a été estimée par divers groupes [207, 208, 209]. Chieffi et Limongi [210] incluent la rotation stellaire et son effet sur les rendements calculés par rapport aux modèles sans rotation. Le rendement en masse galactique de 26 Al est de ∼ 1,7-2,0 ± 0,2 M [211]. Voss et al [212] ont étudié les variations entre différents modèles d'étoiles massives, en particulier les effets de la rotation et de la force de la perte de masse du vent sur les traceurs radioactifs et l'énergétique des régions stellaires. Les régions de formation d'étoiles individuelles à proximité Sco-Cen [213], Orion [212] et Cygnus [214] ont été étudiées en détail et un bon accord a été trouvé entre la théorie et les observations. Les modèles théoriques du ccSN souffrent cependant d'incertitudes considérables dans la production du 26 Al en raison d'un manque de connaissances expérimentales sur les réactions qui créent et détruisent le 26 Al dans les conditions du ccSN [63, 208]. Par exemple, les incertitudes sur les vitesses de réaction nucléaire responsables de la formation de 26 Al éjecté dans les explosions de supernova conduisent à des incertitudes d'un facteur ∼ 3 [215]. Les novae classiques [216] sont une source potentielle de 26 Al et il a été démontré que jusqu'à 0,4 M de l'abondance galactique aurait pu être produite dans ces sites [217]. En particulier, la réaction 26 Al(p,γ) 27 Si [218] affecte fortement l'abondance de 26 Al dans les éjectas de nova. L'isomère à vie courte, 26m Al dans la destruction du 26 Al en novae joue un rôle particulier depuis le 26m Al et 26 Al sont en quasi-équilibre dans ces conditions, et donc la connaissance des deux, la destruction de l'état fondamental et de l'isomère, est nécessaire pour déterminer la demi-vie effective du 26 Al et l'abondance éjectée. Par conséquent, des études indirectes sont nécessaires pour déterminer les 26m Al(p,γ) 27 Si vitesse de réaction. De plus, la nucléosynthèse du 26 Al dans les novae est également contribuée par la réaction 23 Mg(p,γ) 24 Al. La réaction 23 Mg(p,γ) 24 Al a été mesurée directement pour la première fois à l'installation DRAGON avec une précision suffisante pour le rendement en novae [219]. Les mesures ont conduit à une réduction des incertitudes du 26 Al éjecté dans les types de modèles de nova vus, par exemple, [220]. Néanmoins, à des températures inférieures à celles atteintes dans les novae classiques O-Ne, le taux est encore dominé par la capture directe et des incertitudes seront liées à cette composante.

Les neutrinos jouent un rôle crucial dans notre compréhension du SNII (voir, par exemple, [221]). Selon la théorie actuellement la plus largement acceptée pour l'explosion d'une étoile massive, l'énergie d'explosion est fournie par les neutrinos qui sont abondamment émis par le SNP naissant et interagissent avec le matériau de l'étoile progénitrice (Fig. 5). Ce dépôt d'énergie est non seulement censé alimenter la propagation du choc de la supernova dans les régions du manteau et de l'enveloppe stellaires ainsi que provoquer la perturbation violente de l'étoile, mais également entraîner un écoulement de masse depuis la surface du PNS. Cela continue pendant plus de 10 secondes et pourrait être un site approprié pour la nucléosynthèse du processus r. L'écoulement baryonique qui se dilate avec des vitesses supersoniques est connu sous le nom de vent entraîné par les neutrinos [222]. Le PNS se refroidit en émettant des neutrinos, c'est-à-dire e, e. Comme ces neutrinos traversent la matière chaude constituée principalement de nucléons libres immédiatement à l'extérieur du SNP, une fraction du e et e peut être absorbé par e + mp + e − et e + pm + e + . En moyenne, un nucléon obtient ∼ 20 MeV à chaque interaction avec e ou alors e. Afin d'échapper au potentiel gravitationnel du SNP de gMN.-É. mvous / RN.-É. ∼ 200 MeV, un nucléon dans le vent doit interagir avec e et e pour ∼ 10 fois. Finalement, le vent entraîné par les neutrinos entre en collision avec les éjectas lents et précoces du ccSN, ce qui entraîne un choc d'arrêt du vent ou un choc inverse [223]. Les réactions ci-dessus interconvertissent également les neutrons et les protons, déterminant ainsi la fraction électronique Ouie dans le vent [224]. Le vent entraîné par les neutrinos a attiré une grande attention au cours des 20 dernières années car il a été suggéré d'être un candidat pour le site d'astrophysique où la moitié des éléments lourds sont produits via le processus r [222]. Les conditions générales requises pour le processus r ont été étudiées à la fois via des modèles analytiques [225] et via des modèles en régime permanent [226] des vents entraînés par les neutrinos.

Afin de tenir compte des abondances du processus r solaire associées aux pics à UNE ∼ 130 et 195, chaque supernova doit être éjectée ∼ 10 𢄦 – 10 𢄥 M du matériel de r-process. Bien que les modèles de vent actuels entraînés par les neutrinos aient des difficultés à fournir les conditions de processus r lourd [237], le vent éjecte naturellement ∼ 10 𢄦 – 10 𢄥 M de matière sur une période de ∼ 1 s [228]. En effet, la faible vitesse de chauffage due à la faiblesse de l'interaction des neutrinos permet à la matière de s'échapper du potentiel gravitationnel profond de l'étoile PNS à une vitesse typique de ∼ 10 𢄦 – 10 𢄥 M 𢄡 [226]. En effet, la capacité d'éjecter une quantité infime mais intéressante de matière a été reconnue comme une caractéristique attrayante du modèle de vent entraîné par les neutrinos du processus r (par exemple, [229]). Cependant, les modèles actuels ne fournissent pas les conditions pour qu'un processus r se produise dans le vent. Par exemple, la production d'éléments lourds de processus r (UNE > 130), nécessite un rapport neutrons/graine élevé. Ceci peut être réalisé par les conditions suivantes : forte entropie, expansions rapides ou faible fraction électronique [230, 226]. En tant qu'Arcones et al [231] remarque, ces conditions ne sont pas encore réalisées dans les simulations hydrodynamiques qui suivent l'évolution de l'écoulement pendant les premières secondes de la phase de vent après l'explosion [232]. Au contraire, le faible r-process, qui représente les éléments de capture de neutrons plus légers (UNE ∼ 80 pic), est fortement soupçonné de se produire dans les vents entraînés par les neutrinos qui pourraient se produire dans les disques d'accrétion ccSNe ou collapsar [233]. Les conditions astrophysiques requises pour produire la région de pic par un processus r faible peuvent être trouvées dans l'étude récente de Surman et al [234]. Une fois que le vent s'est refroidi au bout de quelques secondes, les réactions des particules chargées sont essentielles à la production des éléments lourds. Pour une évolution typique du vent, le (α,n) est plus rapide que toutes les autres réactions de particules chargées, entraînant ainsi l'évolution de la nucléosynthèse dans les vents riches en neutrons. Aucune des réactions les plus pertinentes (α,n) n'avait été mesurée dans la gamme d'énergie pertinente pour les conditions astrophysiques du processus r faible. Jusqu'à présent, les modélisateurs doivent se fier aux prédictions théoriques de ces taux. De plus, les incertitudes théoriques des taux de réaction calculés peuvent atteindre 2 ordres de grandeur et les calculs de réseau d'abondance sont très sensibles dans les incertitudes théoriques attendues de ces taux [235]. Une étude systématique récente recherchant les vitesses de réaction critiques qui influencent le plus les abondances finales dans des scénarios de processus r faibles a permis d'identifier les vitesses de réaction les plus impactantes, qui peuvent ensuite être déterminées expérimentalement par des mesures dans des installations de faisceaux radioactifs [236]. La plupart des vitesses de réaction responsables de la production d'éléments (UNE ∼ 80) dans les vents provoqués par les neutrinos sont soit viables avec les intensités de faisceau actuelles dans les installations de physique nucléaire existantes, soit le seront dans un avenir proche. Les noyaux qui participent au processus r ont généralement des demi-vies trop courtes pour leur permettre d'être transformés en cible. Les cibles neutroniques n'étant pas disponibles, les expériences de capture de neutrons réalisées sur ces noyaux représentent un défi de taille. Des améliorations des taux de réaction théoriques sont nécessaires, ainsi que les progrès des expériences, pour réduire ces incertitudes fondamentales de la physique nucléaire. Un autre scénario possible pourrait être la nucléosynthèse du processus r dans les écoulements induits par les neutrinos du disque d'accrétion épais (ou "torus") autour d'un BH, comme récemment étudié par Wanajo et al [238]. Le tore d'accrétion de BHs est attendu comme restes de fusions binaires NS ou NS-BH. Les abondances nucléosynthétiques calculées intégrées dans la masse sont en bon accord avec la distribution de l'abondance du processus r du système solaire, suggérant que les vents du tore BH provenant de fusions binaires compactes ont le potentiel d'être un site de production majeur, et dans certains cas dominant, du processus r éléments [239].

Il existe des preuves directes que le ccSNe produit également des jets magnétohydrodynamiques (MHD) d'une puissance comparable à l'explosion elle-même [240, 241, 242]. Les vitesses attendues sont ∼ 0,25-0,5c (la vitesse d'échappement du nouveau PNS). Alors que les NS devraient rester après les explosions du ccSN, il a été suggéré qu'une étoile de plus de 25 M peut s'effondrer en un BH [243] un disque d'accrétion se forme autour du BH si l'étoile a suffisamment de moment cinétique avant l'effondrement. Ce système pourrait produire un jet relativiste de rayons gamma (GRB, voir Section 4.3.3) dû aux effets MHD, dont le système est appelé modèle Collapsar [244]. Les jets magnétiques des modèles de collapsar ont été largement étudiés en tant que site du processus r [245, 246]. Les jets puissants entraînés par magnéto-rotation du modèle du collapsar peuvent produire des noyaux lourds de processus r avec un traitement très simple de la formation de BH [247]. Des estimations des compositions de jets éjectés par un collapsar ont montré que la synthèse d'éléments lourds peut également se produire dans la phase d'éjection lors de l'effondrement du cœur de l'étoile [115]. Il a été découvert que des éléments tels que U et Th sont synthétisés par le processus r lorsque la source a un champ magnétique important (10 12 G). De plus, de nombreux noyaux p sont produits dans les jets. Le matériau éloigné de l'axe ne tombe pas droit mais forme d'abord un disque d'accrétion si le moment angulaire de l'étoile est suffisamment élevé. Pour des taux d'accrétion élevés, le disque d'accrétion est si dense et chaud que la combustion nucléaire devrait se dérouler efficacement, et la région la plus interne du disque devient riche en neutrons grâce aux captures d'électrons sur les noyaux. Cette région est un site de processus r efficace, et environ 0,01 M de noyaux massifs riches en neutrons peuvent être éjectés du collapsar étant U et Th les éléments les plus abondamment synthétisés [248]. Des calculs récents de nucléosynthèse dans un modèle de supernova MHD en trois dimensions ont suggéré qu'une telle supernova pourrait être à l'origine des éléments du processus r dans la première galaxie [249]. Cependant, dans ces calculs, les noyaux produits sont limités à ceux synthétisés primaires à l'intérieur des jets et les comparaisons avec les abondances du système solaire se sont concentrées sur des éléments plus lourds que les noyaux du groupe du fer. Ono et al [250, 247] ont effectué des calculs de nucléosynthèse explosive à l'intérieur des explosions en forme de jet pour le collapsar d'une étoile massive à noyau d'He de 32 M. Ces calculs incluent la nucléosynthèse hydrostatique utilisant un réseau de réaction nucléaire, qui compte 1714 noyaux (jusqu'à 241 U). Le modèle de jet ne peut pas considérablement produire à la fois les éléments autour du troisième pic des éléments r solaires et les éléments p intermédiaires par rapport à l'étude précédente [115, 251] des calculs de nucléosynthèse du processus r dans un modèle collapsar de 40 M. Cela peut être attribué aux différences dans le géniteur et les distributions initiales spécifiées du moment angulaire et du champ magnétique. Une étude de Banerjee et al [252] a montré que la synthèse d'éléments rares, tels que le 31 P, le 39 K, le 43 Sc et le 35 Cl et d'autres isotopes peu communs est également possible. Ces éléments, qui sont produits dans les simulations au niveau des parties externes des disques à faible accrétion Ṁ (c'est-à-dire 0,001-0,01 M s 𢄡 ), ont été découverts dans les raies d'émission de quelques longues rémanences de GRB. Cependant, ils doivent encore être confirmés par de futures observations. Des modèles plus différents ont été proposés. La liste comprend des calculs basés sur un modèle pour un jet collapsar chauffé MHD + neutrinos [253], des modèles d'explosion à jet magnétique rapide et à jet magnétique retardé [254] et des modèles d'effondrement de noyau fortement magnétisé à rotation rapide [242, 255 , 256]. Pour plus d'informations sur les sujets liés au processus r dans ccSNe, voir [257].

Dans cette section, nous présenterons les derniers progrès associés à la production de noyaux p lors d'explosions de supernovae. Le nombre d'isotopes riches en protons ne peut pas être synthétisé par des séquences de captures de neutrons et de désintégrations β, par conséquent, la postulation d'un troisième processus est requise (voir, par exemple, [258] et les références qui y sont contenues). Il existe plusieurs possibilités pour accéder au côté riche en protons. Comme discuté ci-dessus, les noyaux p sont synthétisés en ajoutant successivement des protons à un nucléide ou en éliminant les neutrons des nucléides s ou r préexistants par le biais de séquences de photodésintégrations. Dans les conditions rencontrées dans les environnements astrophysiques, il est difficile d'obtenir des noyaux p par capture de protons car la barrière coulombienne d'un noyau augmente avec l'augmentation du nombre de protons. De plus, à haute température (γ,p), les réactions deviennent plus rapides que les captures de protons et empêchent l'accumulation de nucléides riches en protons. Les photodésintégrations sont un moyen alternatif de constituer des noyaux p, soit en détruisant leurs isotopes voisins plus riches en neutrons par des séquences de réactions (γ,n) ou par des flux de nucléides plus lourds et instables via (γ,p) ou ( réactions γ,α) et désintégrations β ultérieures. Il est clair que le terme processus p est utilisé pour tout processus synthétisant des noyaux p, même lorsqu'aucune capture de proton n'est impliquée. En effet, jusqu'à présent, il semble impossible de reproduire les abondances solaires des isotopes p par un seul processus. Dans notre compréhension actuelle, il existe des preuves que plus d'un processus dans plus d'un scénario astrophysique est pertinent pour la production de noyaux p [233, 118, 259, 260, 261]. Arnould [109] a proposé le processus p dans les phases de présupernova, et Woosley et Howard [262] ont proposé le processus γ dans les supernovae. Ce processus appelé γ nécessite des températures plasmatiques stellaires élevées et se produit principalement lors de la combustion explosive d'O/Ne pendant un ccSN (voir, par exemple, [263, 260, 264]). Le processus γ lors d'une explosion ccSN est le scénario astrophysique le mieux établi pour la nucléosynthèse des noyaux p [262]. Depuis des travaux antérieurs [265, 266], les couches riches en O/Ne des étoiles massives étaient considérées comme hébergeant le processus γ. Le processus γ est activé avec des échelles de temps typiques de moins d'une seconde lorsque le front de choc traverse la zone de combustion O/Ne. Historiquement, il y a 35 p-nucléides identifiés, 74 Se étant le plus léger et 196 Hg le plus lourd. Les abondances isotopiques des noyaux p sont inférieures de 1 à 2 ordres de grandeur à celles des noyaux r et s respectifs dans la même région de masse. Les réactions nucléaires se produisant dans le processus γ sont principalement induites par des photons dans la gamme d'énergie MeV, la vitesse de réaction étant déterminée par la distribution de Planck. Des températures de l'ordre de quelques 10 9 K sont nécessaires pour fournir une énergie suffisante. De telles températures sont réalisées dans les explosions de ccSN. Les événements explosifs fournissent également l'échelle de temps correcte de plusieurs secondes. Si l'intensité des photons durait plus longtemps, la distribution des graines se convertirait complètement en isotopes légers sans laisser de noyaux p derrière. Dans les premiers travaux de Woosley et Howard [262], il a été découvert que différentes conditions sont nécessaires pour produire la gamme complète de noyaux p de 74 Se à 196 Hg. Par conséquent, différents profils de densité et de température ont été dédiés à différentes couches de matériau de ccSNe. Une plage typique de températures de pointe est de 2 à 3 × 10 9 K tandis que les densités maximales varient entre 2 × 10 5 g cm 𢄣 et 6 × 10 5 g cm 𢄣 . Une combinaison d'un profil de densité et d'un profil de température est souvent appelée trajectoire. Ces trajectoires varient considérablement pour les différents sites astrophysiques remplissant les conditions générales.

Il a été montré que le scénario du processus γ souffre d'une forte sous-production des isotopes p les plus abondants, 92,94 Mo (voir, par exemple, [268]) et 96,98 Ru. Contrairement aux processus r et s, les abondances produites dans le processus γ varient considérablement avec la composition de la distribution des graines. Études détaillées réalisées par Costa et al [269] ont montré qu'un enrichissement en matériau faible du processus s permet une production suffisante des noyaux p de Mo et Ru. Dans le même temps, les facteurs de surproduction des noyaux p plus légers sont encore augmentés. Par conséquent, une variation de la distribution des graines ne peut à elle seule résoudre la surabondance des isotopes Mo-Ru. Les modèles CcSN ne peuvent pas reproduire les abondances relativement importantes de 92,94 Mo et 96,98 Ru, même en tenant compte des incertitudes nucléaires [263, 270], sauf pour une éventuelle augmentation de la vitesse de réaction de fusion 12 C + 12 C [162]. Sur la base des observations d'étoiles pauvres en métaux du halo galactique, ces éléments peuvent être considérés comme des éléments hautement mélangés, où les contributions du processus s de la nucléosynthèse stellaire et des processus r principaux et faibles sont toutes mélangées avec des contributions plus petites du principal p -traiter. Alternativement, d'autres processus dans les étoiles massives différents du processus p classique ont été proposés pour contribuer aux abondances manquantes de Mo-Ru, par exemple le processus p dans des conditions de vent de neutrinos riches en protons [271]. Mo et Ru sont des éléments prometteurs pour étudier l'étendue de l'hétérogénéité isotopique nucléosynthétique à l'échelle planétaire dans le système solaire interne. Les deux éléments ont sept isotopes d'abondance à peu près égale qui ont été produits par des processus nucléosynthétiques distincts. De plus, ils se produisent en quantités mesurables dans presque tous les groupes de météorites, permettant une évaluation complète de l'étendue de toute hétérogénéité isotopique dans le système solaire interne. L'identification des anomalies isotopiques à l'échelle des météorites en vrac fournit des informations importantes concernant l'étendue et l'efficacité des processus de mélange puisque les variations isotopiques sont le plus facilement expliquées par les abondances variables des processus p, s et r dans ces échantillons. Une hétérogénéité isotopique dans les météorites de fer et les chondrites en vrac a été observée pour un certain nombre d'éléments, dont Mo [272] et Ru [273]. Ces résultats contrastent avec les preuves d'homogénéité isotopique [274, 275]. Les anomalies isotopiques Mo dans les météorites en vrac sont en corrélation avec celles de Ru exactement comme prédit par la théorie nucléosynthétique, fournissant des preuves solides que les anomalies Ru et Mo corrélées sont causées par une distribution hétérogène d'un ou plusieurs porteurs du processus s [276, 273, 277] . Cependant, l'étendue des anomalies isotopiques dans les météorites est mal limitée car les études précédentes ont obtenu des résultats différents concernant la présence d'anomalies isotopiques Mo dans les météorites [274, 272, 278]. L'origine et l'étendue des variations nucléosynthétiques des isotopes Mo-Ru dans les météorites et leurs composants doivent être étudiées plus avant et des rendements plus détaillés du processus de capture des neutrons sont nécessaires pour déterminer leur contribution à l'abondance des éléments. Les facteurs de surproduction théoriques typiques sont illustrés à la figure 6 pour tous les noyaux p. Si les noyaux p les plus légers 74 Se et 80 Kr sont ignorés, en moyenne, une augmentation monotone est observée avec l'augmentation du nombre de masse. Cette tendance ne peut pas être corrigée par les incertitudes de la physique nucléaire comme indiqué dans [267] mais est basée sur le modèle, par exemple, les noyaux p les plus lourds ne survivent que dans les couches les plus externes avec les températures de pointe les plus basses, un effet qui pourrait être surestimé dans le courant des modèles. Habituellement, la composition des graines est un mélange de nucléosynthèses des processus r et s, comme on le trouve dans la distribution de l'abondance solaire. Il existe de nombreux excellents articles sur le problème Mo-Ru, et le lecteur intéressé trouvera plus d'informations dans [279, 280, 281].

Un autre processus dans le ccSNe qui peut produire les noyaux légers du processus p jusqu'au Pd-Ag, dont 92 Nb, est la combinaison de captures de α, de protons, de neutrons et leurs réactions inverses dans des conditions de congélation riches en α [282 ]. Les vents de neutrinos provenant des NS en formation sont également un site possible pour la production des noyaux légers du processus p [283, 284], bien que l'un de ses composants possibles, le processus p [118], ne puisse pas produire 92 Nb car il est blindé par 92 Mo [271]. La même chose se produit dans le cas du processus rp des sursauts de rayons X [285] (voir la section 4.3.2). De plus, la quantité totale de noyaux p produits lors d'un événement et le taux attendu d'explosions de SNII ne correspondent pas aux abondances absolues observées. Par conséquent, les SNIa ont été étudiées en tant que site supplémentaire [286]. Au total, la même tendance a été observée comme le montre la figure 6 pour le SNII. La sous-production des noyaux p Mo-Ru était moins prononcée peut-être en raison des températures légèrement plus élevées. Bien que la quantité totale de noyaux p produits dans un événement soit plus élevée que pour SNII, l'occurrence moins fréquente de SNIa réduit leur contribution aux abondances observées [287]. Deux études récentes [261, 288] confirment ces résultats, bien que la sous-production estimée de 92,94 Mo et 96,98 Ru soit encore diminuée par une contribution supplémentaire à leurs abondances provenant des réactions de capture de protons. Ainsi, une combinaison de SNIa et de SNII est obligatoire pour correspondre aux abondances observées absolues. Il pourrait y avoir des contributions supplémentaires mais petites d'événements se produisant moins fréquemment comme, par exemple, les supernovae de masse sub-Chandrasekar [289] ou les supernovae de création de paires [290]. Quant à SNIa, des processus autres que le processus γ contribuent également à ces sites plus exotiques.

Il convient également de mentionner la nucléosynthèse du Ta, qui est restée une énigme au fil des ans. Une détermination précise de la composition isotopique du Ta permettrait d'évaluer les calculs nucléosynthétiques du processus p en termes d'abondance isotopique précise pour 180 Ta. Ce nucléide est produit à la fois par les processus p et s et a la propriété remarquable d'être l'isotope le plus rare du système solaire, qui existe dans un état isomère de longue durée à EX = 77 keV (t1/2, iso > 10 15 ans) avec une abondance isotopique d'environ 0,012%, de sorte qu'en réalité on mesure l'abondance isotopique de 180m Ta, ce qui est une situation unique dans la nature. Dans son état fondamental, le 180 Ta se désintègre en 180 Hf et 180 W avec une demi-vie de seulement 8 heures. Le 180m Ta est l'isotope le plus rare dans la nature et est donc un isotope important pour déchiffrer l'origine du processus p. Au fil des ans, de nombreux processus, tels que les réactions de capture de neutrons lentes et rapides dans les étoiles et les explosions de ccSN, les réactions induites par les photons et les neutrinos dans le ccSNe, ont été proposés comme mécanisme de production de 180 Ta. Cependant, il n'existe pas de consensus et il a été théoriquement montré que le 180 Ta pouvait être expliqué exclusivement avec le processus γ (γ, n) [266]. Le processus s à lui seul peut également expliquer exclusivement la production de 180 Ta, principalement via une ramification dans 179 Hf via les réactions 179 Hf(β − ) 179 Ta(n, γ) 180 Ta et/ou 179 Hf(n, γ) 180m Hf(β − ) 180 Ta [291]. De plus, des réactions plus exotiques telles que les processus neutrinos, qui incluent 180 Hf(e, e) 180 Ta, ont été proposées pour expliquer en partie sa synthèse [292, 293]. Néanmoins, l'importance des processus individuels ne peut pas être clairement déterminée en raison des incertitudes sur les vitesses de réaction pour le 180 Ta en raison de l'indisponibilité de données expérimentales, telles que la fonction d'intensité des rayons γ [294]. Une détermination précise est nécessaire pour fournir une meilleure base pour les calculs de production de processus p [295]. Récemment, une méthode de haute précision a été développée pour mesurer les rapports isotopiques à partir d'échantillons extraterrestres avec de faibles concentrations de Ta, mais la différence extrême dans les abondances isotopiques d'un facteur de plus de 8000 rend la détermination précise et précise des rapports isotopiques Ta en masse. spectrométrie très difficile (voir, pour plus de détails, [296]).

Le site original pour la production de noyaux de processus r a été proposé par Tsuruta et al [297] au début du développement de la théorie de la nucléosynthèse. Elle repose sur le fait qu'à des densités élevées (généralement ρ > 10 10 g cm 𢄣 ) la matière a tendance à être composée de noyaux situés du côté riche en neutrons de la vallée de stabilité nucléaire en raison de l'absence d'endothermie. -captures d'électrons [298]. De telles conditions se retrouvent dans la compression de la matière lors de la formation de la NS et dans la fusion de deux NS, faisant de ces systèmes des sites prometteurs pour les éléments lourds du processus r [299, 300, 301]. Il a été estimé que 5 % de la masse originale de la NS peut être éjectée lors de la perturbation de la marée de la NS dans une fusion NS-BH [302, 303]. Les estimations récentes de la quantité de matière froide NS éjectée lors d'une fusion NS vont de ∼ 10 𢄤 M à ∼ 10 𢄢 M [304], avec des vitesses de 0,1-0,3c. Pour les fusions NS-BH, l'éjecta peut aller jusqu'à ∼ 0,1 M, avec des vitesses similaires [305]. La plupart des éjectas dynamiques proviennent de l'interface de contact entre les composants binaires en collision, qui se déforment en gouttes avant la fusion, comme le montre la figure 7. Par la suite, la matière chauffée par le choc est expulsée par des pulsations quasi-radiales de le reste dans une large gamme de directions angulaires. Pour le 1.35-1.35 M binaire, les éjectas dans l'interface de cisaillement entre les étoiles sont séparés en deux composants, chacun étant alimenté (presque) symétriquement par le matériau des deux étoiles en collision. Le rapport de masse influence également la masse éjectée, avec des binaires très asymétriques générant jusqu'à environ deux fois plus de matériau qu'un binaire symétrique de la même masse totale [306]. Des travaux récents ont utilisé des simulations hydrodynamiques détaillées de fusions de deux NS pour trouver une production robuste de noyaux de processus r avec UNE ≳ 130 (par exemple, [307, 306]). Sur la base de ces études, l'éjecta extrêmement riche en neutrons est chauffé par la désintégration β lors de sa décompression et peut également être choqué à des températures élevées lors de son éjection dynamique. En raison de la densité initiale très élevée des éjectas dynamiques, des noyaux lourds sont déjà présents pendant la phase d'équilibre statistique nucléaire de l'expansion. Le processus r chaud qui suit subit un cycle de fission, produisant ainsi un modèle d'abondance stable pour UNE ≳ 130. Des résultats importants ont été obtenus à partir de recherches récentes (par exemple, [308, 309, 310, 311, 312, 239]), y compris des simulations qui tiennent compte à la fois de la composition des éjectas dynamiques et du vent de neutrinos (le long des pôles) , où la matière est éjectée de la NS chaude jusqu'au point de formation de BH, suivie de l'éjection de matière des disques d'accrétion de BH (visqueux). Les principaux aspects de ces études peuvent être résumés comme suit : la masse dynamique de l'éjecta dépend faiblement du rapport de masse et significativement du degré d'asymétrie binaire. fusions binaires la dépendance temporelle et angulaire de la composition dans le vent neutrino nucléosynthèse les binaires excentriques peuvent éjecter des ordres de grandeur plus de masse que les binaires sur des orbites quasi-circulaires et seulement légèrement moins que les fusions NS-BH. Dans les fusions NS-BH [313, 314, 315, 305, 316] le principal mécanisme d'éjection de masse est la force de marée qui perturbe le NS sur le plan équatorial via la redistribution du moment angulaire [304]. La géométrie de l'éjecta est donc fondamentalement différente de celle des fusions NS, comme l'illustre la figure 8. De plus, les éjectas des fusions NS-BH ne couvrent souvent qu'une partie de la plage azimutale [305].

Un aspect intéressant à discuter concerne la composition de nucléosynthèse éjectée à partir de fusions d'objets compacts. La nucléosynthèse est limitée par l'abondance du processus r solaire et par les observations d'étoiles à faible métallicité. Les fusions NS et NS-BH semblent contribuer de manière significative au modèle d'abondance du processus r galactique. Cependant, les résultats obtenus par différentes études sont contradictoires ou peu concluants. Par exemple, la quantité globale de matériau lourd du processus r dans la Voie lactée est cohérente avec les attentes d'éjection de masse dans les simulations de fusion numériques [312] avec leurs taux attendus estimés à partir des fusions galactiques NS (par exemple, [317]). De plus, des études récentes obtenues par Matteucci et al [319] soulignent comment les éléments de processus r provenant de fusions binaires NS semblent représenter le canal le plus prometteur pour la production d'éléments de processus r de nos jours. En revanche, les estimations de l'impact de telles fusions de double NS sur la nucléosynthèse galactique ont été remises en question par des études détaillées d'évolution chimique inhomogène [318] qui ne sont pas cohérentes avec les observations à très faibles métallicités. La raison des différences signalées est probablement due au fait que le modèle proposé par Argast et al [318] ne suppose pas de mélange instantané dans les premières phases de l'évolution galactique. Dans l'étude rapportée par Vangioni et al [320], l'évolution du processus r utilisant le scénario NS comme site astrophysique principal est en bon accord avec les observations, en supposant que l'évolution précoce est dominée par des fusions de systèmes binaires avec une échelle de temps de coalescence de l'ordre de ∼ 100 Myr . De telles fusions représentent une fraction significative de toutes les fusions selon des estimations récentes obtenues avec des codes de synthèse de population détaillés. De plus, suite aux derniers développements, plusieurs travaux récents [321, 322] ont confirmé que l'histoire de l'enrichissement et la distribution de divers éléments du processus r dans les galaxies peuvent être expliquées par des fusions NS.

Un nouveau modèle théorique a été proposé tel que le ccSNe contribue d'abord à l'enrichissement des éléments lourds dans la galaxie primitive, puis les fusions NS suivent progressivement vers le système solaire [323]. Le modèle prédit plusieurs preuves d'observation spécifiques pour l'évolution temporelle du modèle d'abondance isotopique. Il satisfait également l'universalité du modèle d'abondance observé entre le système solaire et les étoiles extrêmement pauvres en métaux dans le halo de la Voie lactée ou les galaxies naines ultra-faibles récemment découvertes [324]. Les modèles basés sur les codes d'hydrodynamique des particules [325] et l'analyse détaillée de l'abondance des galaxies naines [326] soutiennent fortement l'argument selon lequel les fusions NS sont le site astrophysique majeur du processus r. Cependant, récemment Bramante et al [327] ont affirmé qu'il est peu probable que les fusions NS produisent la surabondance de processus r observée dans la galaxie naine du Réticulum II, car le taux de production total des fusions NS est faible et les coups natals de supernova éliminent efficacement les systèmes stellaires binaires du puits gravitationnel peu profond. de la Galaxie. Un deuxième problème qui se pose est que les galaxies naines sont composées d'une population stellaire très ancienne [328], suggérant que les abondances chimiques ont été gelées depuis ≈ il y a 13 Gyr. Cela nécessite que la formation du processus r ait lieu relativement peu de temps après la formation des premières étoiles. Cela soulève la question de savoir si les fusions pourraient avoir lieu suffisamment rapidement pour que leur matériel de processus r puisse enrichir l'ancienne population stellaire. Malgré cela, la première détection directe d'ondes gravitationnelles à partir d'une fusion NS binaire (GW170817) a marqué le véritable début de l'astronomie multi-messagers conjointe ondes gravitationnelles-électromagnétiques [330] et a imposé des contraintes plus fortes sur l'enrichissement du processus r à partir des fusions NS. Les masses éjectées sont largement cohérentes avec le taux de production estimé de processus r requis pour expliquer les abondances de processus r de la Voie lactée, fournissant la première preuve que les fusions NS binaires sont la source dominante de noyaux lourds de processus r dans la Galaxie [331, 332 ]. Enfin selon Foucart et al [314] aussi les fusions NS-BH peuvent contribuer à l'enrichissement des éléments du processus r dans les galaxies. Selon cette étude, une grande quantité de matériau riche en neutrons et à faible entropie est éjectée (0,04 M - 0.2 M), qui subira une nucléosynthèse robuste par processus r bien que les éjectas soient plus riches en protons que le matériau éjecté lors des fusions binaires NS.

Une estimation fiable du taux de fusion des NS dans la Galaxie est cruciale afin de prédire leur contribution à l'enrichissement des éléments du processus r. Les estimations de ce taux sont plutôt faibles car nous ne connaissons que peu de systèmes de ce type avec des temps de fusion inférieurs à l'âge de l'univers. Deux des systèmes NS binaires observés dans notre Galaxie, le PSR J0737-3039 [333] et le PSR 2127+11C [334], fusionneront en moins de quelques centaines de Myr en raison de la désintégration orbitale causée par l'émission de rayonnement gravitationnel. Le temps total entre la naissance et la fusion est de ≈ 8 × 10 7 ans pour le PSR J0737-3039 et de ≈ 3 × 10 8 ans pour le PSR 2127+11C. Les estimations du taux de fusions NS dans la galaxie vont de ∼ 10 𢄦 à ∼ 3 × 10 𢄤 ans 𢄡, la meilleure estimation étant ∼ 10 𢄥 ans &# X22121 (par exemple, [335, 336]). Les taux de natalité des binaires NS-BH et NS sont comparables. Néanmoins, la fraction des binaires NS-BH ayant les périodes orbitales appropriées pour fusionner au sein de l'âge de l'univers (∼ 10 10 ans) est incertaine en raison de leur évolution compliquée impliquant un échange de masse [337]. Dans tous les cas, le taux total de fusions NS (y compris NS-BH) dans la Galaxie est peut-être de ∼ 10 𢄥 an 𢄡 , ce qui est ∼ 10 3 fois plus petit que le taux galactique de SNII [338 ]. Cela signifie que chaque fusion doit éjecter ≳ 10 𢄣 M du matériau du processus r si les fusions NS étaient seules responsables des abondances solaires du processus r associées aux pics à UNE = 130 et 195 (∼ 10 𢄦 – 10 𢄥 M du matériel du processus r est requis pour chaque événement dans le cas du ccSNe) [228]. Des scénarios alternatifs basés sur des fusions étoile étrange - étoile étrange ont également été proposés pour rendre compte de la nucléosynthèse suite à la fusion d'objets compacts [339]. En particulier, la caractéristique la plus marquante serait l'absence totale de lanthanides avec une accumulation de masse peuplant la faible masse (UNE < 70). La composition exacte des NSs est encore en débat et la matière de quarks représente l'une des possibilités les plus envisagées [340]. De nouveaux outils et développements dans ce domaine sont nécessaires car le résultat de la nucléosynthèse des fusions NS est encore incertain et l'existence de plusieurs sites de processus r ne peut pas encore être exclue. Pour une étude plus approfondie des étoiles à quarks étranges, voir [341].

Les noyaux proches de la ligne de goutte à goutte de protons sont cruciaux dans les scénarios astrophysiques au repos et explosifs. Des conditions adaptées à la synthèse de nucléides dans la gamme des noyaux p sont également établies par des scénarios explosifs tels que les rafales de rayons X (XRB) et les pulsars à rayons X, qui représentent des sites possibles pour le processus rp astrophysique [342] . Le processus rp consiste en une série de réactions rapides de capture de protons et de capture α, entrecoupées de désintégrations β +, qui entraînent le chemin de réaction à proximité de la ligne de goutte à goutte du proton. Les propriétés nucléaires telles que les masses, les durées de vie, les densités de niveau et les parités d'états de spin pour de nombreux noyaux proches de la ligne d'égouttement des protons doivent être connues pour bien comprendre le processus rp. Le processus rp est inhibé par α-decay, qui met une limite supérieure au point final à 105 Te [343]. Les XRB se produisent dans des systèmes stellaires binaires où un NS compact accumule du matériau riche en H ou en He d'une étoile compagnon [344]. Les XRB de type I se produisent lorsque les taux d'accrétion sont inférieurs à 10 𢄩 M par an [342] et se caractérisent par des bouffées de rayons X extrêmement énergétiques (∼ 10 39 ergs) qui apparaissent de façon très régulière sur une échelle de temps en heures-jours. Les sursauts eux-mêmes durent des dizaines à des centaines de secondes et sont le résultat de l'accumulation de matière sur la surface NS. Après quelques heures, un emballement thermonucléaire dans des conditions extrêmes de température (≥ 10 9 K) et de densité (ρ ∼ 10 6 g cm 𢄣 ) déclenche une explosion qui donne lieu à un sursaut lumineux de rayons X [ 345]. Une grande difficulté dans la modélisation des XRB vient du manque de contraintes d'observation claires de la nucléosynthèse. Une revue récente des XRB de type I peut être trouvée dans [346]. Bien que l'on pense que le grand potentiel gravitationnel généré par les NS empêche le processus rp de contribuer à la composition chimique de l'univers, la connaissance du processus rp est cependant cruciale pour comprendre la génération d'énergie dans les scénarios XRB. De plus, la composition chimique des cendres qui restent à la surface de la NS à la suite du processus rp est affectée de manière critique par le chemin précis et la vitesse de progression des réactions thermonucléaires qui constituent le processus rp [342]. On pense que les noyaux riches en protons Tz = -1 (où Tz = 1/2(N - Z)) jouent en particulier un rôle critique dans les scénarios XRB [347]. Par exemple, une étude théorique récente de Parikh et al [348] ont mis en évidence les réactions radiatives de capture de protons 61 Ga(p,γ) 62 Ge et 65 As(p,γ) 66 Se comme des réactions qui affectent de manière critique les rendements chimiques générés dans les XRB [345]. En tant que tel, des informations détaillées sur la structure des états au-dessus du seuil de protons dans les noyaux Tz = -1 62 Ge et 66 Se sont nécessaires. La prise en compte des noyaux miroirs indique que les densités de niveau dans les régions d'énergie pertinentes sur le plan astrophysique sont très faibles, ce qui rend les méthodes statistiques, telles que les calculs de Hauser-Feshbach, inappropriées dans ces cas [349]. En effet, les vitesses de réaction de capture de protons peuvent être dominées par une seule résonance.

Une énigme majeure à résoudre dans les études de processus rp vient du flux de réaction à travers les points d'attente à longue durée de vie 64 Ge, 68 Se et 72 Kr qui sont en grande partie responsables de la formation de la queue des XRB [350]. Les valeurs Q de capture de protons de ces points d'attente sont d'une importance cruciale, qui déterminent fortement dans quelle mesure les captures de protons peuvent contourner les lentes désintégrations β de ces points d'attente. Les nucléides du point d'attente ralentissent le processus rp et affectent fortement les observables en rafale. Ils sont caractérisés par de longues demi-vies de désintégration β de l'ordre de la durée de la rafale, et des valeurs Q de capture de protons faibles ou négatives peuvent entraver la capture de protons en raison d'une forte photodésintégration (γ,p). Des progrès significatifs ont été réalisés récemment sur la valeur Q de capture de protons du 68 Se [351]. La lente désintégration β du point d'attente du 68 Se dans le processus rp astrophysique peut en principe être contournée par une capture séquentielle de deux protons. Les auteurs ont conclu que la réaction du 68Se(2p, γ) a au mieux un effet très faible et que le 68Se est un point d'attente important dans le processus rp dans les XRB. Cela fournit une explication solide des longues durées de salve occasionnellement observées de l'ordre de quelques minutes. Des résultats expérimentaux importants sur les taux de réaction du processus rp ont également été obtenus récemment avec le réseau GRETINA au NSCL [352]. Les mesures éliminent essentiellement la contribution à l'incertitude de la réaction 57 Cu(p, γ) 58 Zn dans les modèles XRB et déterminent également la durée de vie effective de 56 Ni, un point d'attente important dans le processus rp. Lorsque la NS accumule H et He à partir des couches externes de son étoile compagne, les processus de combustion thermonucléaire permettent au αp-process (une séquence de (α, p) et (p, γ) réactions) comme un mécanisme de sortie du chaud CNO-cycle. Les modèles XRB prédisent (α, p) les taux de réaction pour affecter de manière significative les courbes de lumière des XRB et les abondances élémentaires dans les cendres éclatées [353]. Taux de réaction théoriques utilisés dans la modélisation du αp-le processus doit être vérifié expérimentalement. Une affaire importante dans le αp-processus est la réaction 34 Ar(α, p) 37 K qui a été identifiée dans les études de sensibilité [345] comme une incertitude nucléaire importante. En effet, les calculs récents de la matrice R [354] pour plusieurs réactions (α,p), dont 34 Ar(α,p) 37 K, indiquent une section efficace inférieure à celle prévue. La cible de jet de gaz Jet Experiments in Nuclear Structure and Astrophysics (JENSA) [355] permet la mesure directe de réactions auparavant inaccessibles (α,p) avec des faisceaux radioactifs fournis par le réaccélérateur d'isotopes rares ReA3. Des résultats préliminaires ont été présentés de la première mesure directe de section efficace de la réaction 34 Ar(α, p) 37 K [356].

Des progrès considérables ont été obtenus dans les mesures de masse des noyaux impliqués dans le processus rp [357], permettant des calculs plus précis des courbes de lumière des XRB et des éclats de cendres. Plus récemment, la masse de 31 Cl a été mesurée avec le JYFLTRAP [358]. La précision de la valeur d'excès de masse de 31 Cl a été améliorée de 50 keV à 3,4 keV. La masse de 31 Cl est pertinente pour estimer les conditions de point d'attente pour 30 S comme le rapport d'équilibre 31 Cl(γ, p) 30 S - 30 S(p, γ) 31 Cl qui dépend exponentiellement de la valeur Q c'est-à-dire sur les masses de 31 Cl et 30 S. Il a été suggéré que le point d'attente 30 S pourrait être une explication possible des courbes XRB à double pic de type I observées à partir de plusieurs sources [359]. Avec la nouvelle valeur Q, la photodésintégration prend le relais à des températures plus basses qu'auparavant, et les incertitudes liées à la valeur Q de la réaction ont été considérablement réduites.

Les GRB sont des éclairs de rayons gamma associés à des explosions extrêmement énergétiques que l'on observe dans des galaxies lointaines (comme leur origine est extragalactique, ils sont répartis de manière isotrope dans le ciel). Ce sont les événements électromagnétiques les plus brillants connus dans l'univers, et ils durent de quelques millisecondes à plusieurs minutes. Les GRB se déclinent en deux variétés - longues et courtes - selon la durée du flash des rayons gamma (de quelques millisecondes à plusieurs minutes). L'énergie dégagée à chaque explosion varie entre 10 50 et 10 54 erg. En général, environ une rafale par jour est détectée. Une caractéristique des GRB est l'observation d'une lueur de rayons X (rémanence) qui est créée lorsque le jet de particules à grande vitesse interagit avec l'environnement environnant et persiste pendant des jours à l'emplacement du GRB. Les GRB courts résultent de la collision de deux NS ou d'un NS et d'un BH, tandis que les GRB longs sont liés au ccSNe. Comme discuté précédemment, les événements cataclysmiques tels que les GRB sont fortement considérés comme des sites de production d'éléments lourds. Plus de détails sur les GRB peuvent être trouvés dans [360, 361].

Dans un ouvrage récent, Berger et al [362] ont estimé que la quantité d'Au produite et éjectée au cours d'un transitoire optique/proche infrarouge (NIR) connu sous le nom de Kilonova (KN), peut atteindre 10 masses lunaires. Un KN est considéré comme la contrepartie NIR de la fusion de deux objets compacts dans un système binaire et son émission est approximativement isotrope. Elle est 1 000 fois plus lumineuse qu'une nova, mais elle n'est que de 1/10e à 1/100e de la luminosité d'une supernova moyenne. Les propriétés de base de KNe peuvent être trouvées dans [363]. Le groupe a étudié l'évanouissement de la boule de feu dès la première détection claire d'un KN, qui était en association avec le court GRB 130603B. GRB 130603B, détecté par le satellite Swift, a duré moins de deux dixièmes de seconde. Bien que les rayons gamma aient disparu rapidement, le GRB 130603B a également affiché une rémanence dominée par la lumière NIR dont la luminosité et le comportement ne correspondaient pas à une rémanence typique. Au lieu de cela, la lueur se comportait comme si elle provenait d'éléments radioactifs exotiques. Le matériau riche en neutrons synthétisé dans les éjectas dynamiques et d'accrétion-disque-vent pendant la fusion peut générer de tels éléments lourds, par le biais du processus r, qui subissent ensuite une désintégration radioactive émettant une lueur dominée par la lumière NIR. Les calculs disent que ∼ 10 𢄢 M de matériel a été éjecté par le GRB, dont une partie de l'Au et du Pt. En combinant l'Au estimé produit par un seul GRB court avec le nombre de telles explosions qui se sont produites au cours de l'âge de l'univers, tout l'Au dans l'univers pourrait provenir de GRB. La figure 9 montre l'interpolation des émissions optiques et NIR du GRB 130603B vers les filtres F606W et F160W. La rémanence optique décroît fortement après les premiers ∼ 0,3 jour et est modélisée ici sous la forme d'une loi de puissance brisée en douceur (ligne bleue en pointillés). La conclusion clé de ce graphique est que la source vue dans le NIR nécessite une composante supplémentaire au-dessus de l'extrapolation de la rémanence (ligne pointillée rouge) [364]. Cet excès de flux NIR correspond à une source avec une magnitude absolue de ∼ -15,35 à ∼ 7 jours après le sursaut dans la trame de repos. Le ré-éclaircissement de la rémanence NIR est le genre que l'on peut attendre d'un KN [365]. D'autres preuves observationnelles du scénario GRB-KN sont données dans [366, 367].

Les simulations numériques montrent que les scénarios KN peuvent éjecter une petite partie du système d'origine dans le milieu interstellaire [298] et également former un disque supporté par centrifugation qui est rapidement dispersé dans l'espace avec un vent riche en neutrons [368]. Ces deux mécanismes d'éjection différents sont caractérisés par un matériau de composition différente. Les écoulements du disque sont probablement exempts de lanthanide puisque la synthèse d'éléments plus lourds est supprimée par la température élevée [365], tandis que le matériau de surface est le site d'une nucléosynthèse intense du processus r, produisant des éléments lourds. D'après Kasen et al [368], la relation intime entre KNe et la production d'éléments de processus r fait du transitoire un puissant diagnostic des conditions physiques de la fusion. Cette caractéristique découle de la sensibilité de l'opacité optique au type de composition du processus r des éjectas : même une petite fraction de lanthanides ou d'actinides (UNE > 140) peut augmenter l'opacité optique par des ordres de grandeur par rapport à la composition de type groupe fer. Le transitoire KN produit une émission optique le premier jour après la fusion, puis évolue vers le NIR. Les pics de luminosité optique et infrarouge, ainsi que la durée transitoire, sont des fonctions croissantes de la masse totale éjectée. Une quantité substantielle d'émission optique bleue est générée par les éjectas riches en lanthanides aux premiers temps lorsque les températures sont élevées. La durée de ce signal est < 1 jour [369]. D'autres calculs et modèles de structure atomique sont nécessaires pour établir pleinement les premières couleurs KN, car la fiabilité de l'émission optique prévue est affectée par les incertitudes des données atomiques des lanthanides.

La détection conjointe nouvelle et révolutionnaire du rayonnement gravitationnel et électromagnétique d'une seule source, GW170817 produit par la fusion de deux NS, soutient fortement le lien entre les GRB courts et le KNe suivant alimenté par la désintégration radioactive des espèces du processus r synthétisées dans le éjecta [370, 371, 372, 373]. Le spectre thermique de la contrepartie optique de GW170817 (par exemple [374]) est en accord avec le modèle KN, par rapport au spectre de loi de puissance attendu pour l'émission de rémanence GRB non thermique. La forme de la courbe de lumière bolométrique suivant le pic est globalement cohérente avec le ∝ t 𢄡,3 taux de chauffage radioactif à partir de noyaux de processus r fraîchement synthétisés [363, 332]. Les courbes de lumière présentent un déclin rapide dans les bandes les plus bleues, un taux de déclin intermédiaire dans les bandes optiques rouges et un déclin peu profond dans le NIR. La masse totale des éjectas rouges (portant des lanthanides) a été estimée à ≈ 4 × 10 𢄢 M avec une vitesse d'expansion un peu plus faible, v ≈ 0,1c, que l'éjecta bleu. La composante rouge de l'éjecta émettant du KN domine la masse totale de l'éjecta et domine donc probablement aussi le rendement des noyaux de processus r légers et lourds. En supposant un modèle d'abondance de processus r correspondant à celui solaire, on en déduit que ∼ 100-200 M en Au et ∼ 30-60 M in U ont été créés en quelques secondes après GW170817 [375]. Les développements futurs dans ce domaine à l'intersection de la nucléosynthèse, de l'astronomie GW et de l'évolution chimique galactique promettent d'être passionnants. *****

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Abondances de La 138 et Ta 180 Traversant ν-La nucléosynthèse en 20M ⊙ Progéniteur de supernova de type II, guidé par des modèles stellaires pour les graines

Les rendements des isotopes les plus rares de la nature La 138 et Ta 180 sont calculés par des processus neutrinos dans la couche Ne de densité ρ ≈ 10 4 g/cc dans un géniteur de supernova de type II (SN II) de masse 20 M . Deux séries étendues de température des neutrinos - T ν e = 3, 4, 5, 6 MeV et T ν(μ/τ)= 4, 6, 8, 10, 12 MeV respectivement pour les processus de courant chargé et neutre sont pris. Les fractions de masse solaire des graines La 139 , Ta 181 , Ba 138 et Hf 180 sont prises pour le calcul. Ils sont supposés être produits dans certains s-traiter les événements d'étoiles-graines massives de génération précédente avec une plage de densité intérieure moyenne 〈ρ10 3 -10 6 g/cc. Les abondances de ces deux éléments sont calculées par rapport à O 16 et se révèlent sensibles à la température du neutrino. Pour les procédés à courant neutre avec le rapport de branchement d'émission de neutrons, b m = 3,81 × 10 −4 et b m = 9,61 × 10 −1 , les abondances relatives de La 138 se situent respectivement dans les gammes 4,48 × 10 −14 −2,94 × 10 −13 et 1,13 × 10 −10 −7.43 × 10 −10. De même, les abondances relatives de Ta 180 se situent respectivement dans les gammes 1,80 × 10 −15 −1,17 × 10 −14 et 4,53 × 10 −12 −2,96 × 10 −11 pour les valeurs inférieures et supérieures du rapport de branchement d'émission de neutrons. Pour les processus à courant chargé, les abondances relatives de La 138 et Ta 180 se situent respectivement dans les gammes 1,38 × 10 -9 -7,62 × 10 -9 et 2,09 × 10 -11 -1,10 × 10 -10. Paramétrés par la densité des «étoiles-graines», les rendements s'avèrent cohérents avec les récents résultats de simulation de supernova dans toute la plage de températures des neutrinos. On trouve que La 138 et Ta 180 sont produits efficacement dans une interaction de courant chargé.

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Nucléosynthèse explosive - Présentation PowerPoint PPT

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Nucléosynthèse dans les étoiles et enrichissement chimique des galaxies

Après le Big Bang, la production d'éléments lourds dans l'Univers primitif a lieu à partir de la formation des premières étoiles, de leur évolution et de leur explosion. Les premières explosions de supernova ont une forte rétroaction dynamique, thermique et chimique sur la formation des étoiles ultérieures et l'évolution des galaxies. Cependant, la nature des premières étoiles de l'Univers et des explosions de supernova n'a pas été bien clarifiée. La signature des rendements de nucléosynthèse des premières étoiles peut être vue dans les modèles d'abondance élémentaire observés dans les étoiles extrêmement pauvres en métaux. Il est intéressant de noter que ces modèles présentent certaines particularités par rapport au modèle d'abondance solaire, ce qui devrait fournir des indices importants pour comprendre la nature des premières générations d'étoiles. Nous passons donc en revue les résultats récents des rendements de nucléosynthèse d'étoiles principalement massives pour une large gamme de masses stellaires, de métallicités et d'énergies d'explosion. Nous fournissons également des tableaux de rendements et examinons comment ces rendements sont affectés par certains effets hydrodynamiques lors des explosions de supernova, à savoir, les énergies d'explosion de celles des hypernovae aux supernovae faibles, le mélange et le repli des matériaux traités, l'asphéricité, etc. sont contraints à partir des données d'observation des supernovae et des étoiles pauvres en métaux. Les rendements de la nucléosynthèse sont ensuite appliqués au modèle d'évolution chimique de notre Galaxie et d'autres types de galaxies pour discuter de la façon dont le processus d'enrichissement chimique s'est produit au cours de l'évolution.


Titre : Analyse d'abondance à haute résolution de quatre géantes rouges dans l'amas globulaire NGC 6558

-1.0. Il est similaire à HP 1 et NGC 6522, qui pourraient être parmi les objets les plus anciens de la Galaxie. L'abondance des éléments dans ces amas pourrait révéler la nature des premières supernovae. Nous visons à effectuer une analyse spectroscopique détaillée pour quatre géantes rouges de NGC 6558, afin de dériver les abondances des éléments légers C, N, O, Na, Al, les éléments alpha Mg, Si, Ca, Ti, et le éléments lourds Y, Ba et Eu. Les spectres haute résolution de quatre étoiles avec [email protected] UT2-Kueyen ont été analysés. La dérivation des paramètres spectroscopiques était basée sur l'équilibre d'excitation et d'ionisation de FeI et FeII. Cette analyse aboutit à une métallicité de [Fe/H] = -1,17+-0,10 pour NGC 6558. Nous trouvons les améliorations attendues des éléments alpha en O et Mg avec [O/Fe]=+0.40, [Mg/Fe]= +0.33, et de faibles améliorations en Si et Ca. Ti a une amélioration modérée de [Ti/Fe]=+0,22. L'élément r Eu apparaît très rehaussé avec une valeur moyenne de [Eu/Fe]=+0,63. Ba semble avoir un rapport d'abondance solaire par rapport à Fe. NGC 6558 montre un modèle d'abondance qui pourrait être typique des plus anciens amas globulaires à renflement interne, ainsi que le modèle dans les amas similaires NGC 6522 et HP 1. Ils montrent de faibles abondances des éléments à Z impair Na et Al, et de l'explosif éléments alpha de nucléosynthèse Si, Ca et Ti. Les éléments alpha de combustion hydrostatique O et Mg sont normalement améliorés comme prévu dans les vieilles étoiles enrichies de rendements de supernovae à effondrement de cœur, et les éléments de pic de fer Mn, Cu, Zn montrent de faibles abondances, ce qui est attendu pour Mn et Cu, mais pas pour Zn. Enfin, le trio de clusters NGC 6558, NGC 6522 et HP 1 présentent des modèles d'abondance similaires.