Ядерная капельная линия
 | В этой статье есть несколько проблем. Пожалуйста, помогите улучшить его или обсудите эти проблемы на странице обсуждения . ( Узнайте, как и когда удалять эти шаблонные сообщения )
|
| Ядерная физика |
|---|
 |
Ядерная капельная линия — это граница, за которой атомные ядра не связаны с испусканием протона или нейтрона.
Произвольная комбинация протонов и нейтронов не обязательно приводит к стабильному ядру . Можно подумать о перемещении вверх или вправо по таблице нуклидов , добавляя к данному ядру соответственно протон или нейтрон. Однако добавление нуклонов к данному ядру по одному в конечном итоге приведет к образованию вновь образовавшегося ядра, которое немедленно распадается с испусканием протона (или нейтрона). Говоря в разговорной речи, нуклон вытек или вытек из ядра, отсюда и возник термин «капельная линия» .
Линии капель определяются для протонов и нейтронов при предельном соотношении протонов к нейтронам ; при соотношении p:n на линиях капель или за их пределами связанные ядра существовать не могут. В то время как расположение линии капель протонов хорошо известно для многих элементов, расположение линии капель нейтронов известно только для элементов вплоть до неона . [1]
Общее описание
[ редактировать ]Ядерная стабильность ограничена теми комбинациями протонов и нейтронов, которые описаны диаграммой нуклидов , также называемой долиной стабильности . Границами этой долины являются линия капель нейтронов на стороне, богатой нейтронами, и линия капель протонов на стороне, богатой протонами. [2] Эти ограничения существуют из-за распада частиц, при котором экзотермический ядерный переход может произойти за счет испускания одного или нескольких нуклонов (не путать с распадом частиц в физике элементарных частиц ). Таким образом, линию капель можно определить как границу, за которой энергия разделения протонов или нейтронов становится отрицательной, что способствует испусканию частицы из вновь образовавшейся несвязанной системы. [2]
Разрешенные переходы
[ редактировать ]При рассмотрении вопроса о том, разрешена ли конкретная ядерная трансмутация, реакция или распад энергетически, нужно только просуммировать массы исходного ядра/ядер и вычесть из этого значения сумму масс частиц-продуктов. Если результат, или Q значение , положителен, то трансмутация разрешена или является экзотермической, поскольку при ней выделяется энергия, а если значение Q является отрицательной величиной, то она является эндотермической, поскольку к систему до начала трансмутации. Например, чтобы определить, есть ли 12 C, наиболее распространенный изотоп углерода, может подвергаться эмиссии протонов в 11 B, оказывается, что для того, чтобы этот процесс стал возможным, в систему необходимо добавить около 16 МэВ. [3] Хотя значения Q можно использовать для описания любой ядерной трансмутации, для распада частиц также используется величина энергии разделения частиц S , которая эквивалентна отрицательному значению Q -значения. Другими словами, энергия отделения протона Sp указывает , сколько энергии необходимо добавить к данному ядру, чтобы удалить одиночный протон. Таким образом, линии капель частиц определяли границы, где энергия разделения частиц меньше или равна нулю, для которых энергетически разрешено спонтанное испускание этой частицы. [4]
Хотя расположение капельных линий четко определяется как граница, за которой энергия разделения частиц становится отрицательной, определение того, что представляет собой ядро или несвязанный резонанс, неясно. [2] Некоторые известные ядра легких элементов за пределами капельных линий распадаются со временем жизни порядка 10 −22 секунды; иногда это определяют как предел существования ядра, поскольку в этом временном масштабе происходят несколько фундаментальных ядерных процессов (таких как вибрация и вращение). [4] Для более массивных ядер период полураспада частиц может быть значительно длиннее из-за более сильного кулоновского барьера вызывать другие переходы, такие как альфа- и бета-распад и вместо этого . Это затрудняет однозначное определение капельных линий, поскольку ядра с временем жизни, достаточно большим, чтобы их можно было наблюдать, существуют намного дольше, чем время испускания частиц, и, скорее всего, связаны. [2] Следовательно, ядра, несвязанные с частицами, трудно наблюдать напрямую, и вместо этого их идентифицируют по энергии распада. [4]
Ядерная структура происхождения капельных линий
[ редактировать ]Энергия нуклона в ядре равна энергии его массы покоя минус энергия связи . В дополнение к этому существует энергия вырождения: например, нуклон с энергией E 1 будет вынужден перейти на более высокую энергию E 2 , если все состояния с более низкой энергией заполнены. Это связано с тем, что нуклоны являются фермионами и подчиняются статистике Ферми – Дирака . Работа, совершаемая по переводу этого нуклона на более высокий энергетический уровень, приводит к возникновению давления, которое является давлением вырождения . Когда эффективная энергия связи, или энергия Ферми , достигает нуля, [5] добавление к ядру нуклона того же изоспина невозможно, так как новый нуклон будет иметь отрицательную эффективную энергию связи - т. е. энергетически более выгодно (система будет иметь наименьшую общую энергию) для создания нуклона вне ядра. Это определяет точку капания частиц для этого вида.
Одно- и двухкапельные капельные линии
[ редактировать ]Во многих случаях нуклиды вдоль капельных линий не соприкасаются, а разделены так называемыми одночастичными и двухчастичными капельными линиями. Это следствие того, что четные и нечетные числа нуклонов влияют на энергию связи, поскольку нуклиды с четным числом нуклонов обычно имеют более высокую энергию связи и, следовательно, большую стабильность, чем соседние нечетные ядра. Эти различия в энергии приводят к образованию одночастичной линии капель в нуклиде с нечетным Z или нечетным N , для которого быстрое испускание протонов или нейтронов энергетически выгодно в этом нуклиде и во всех других нечетных нуклидах, находящихся дальше за пределами линии капель. [5] Однако следующий четный нуклид за пределами одночастичной капельной линии все еще может быть стабильным по частицам, если его энергия разделения двух частиц неотрицательна. Это возможно потому, что энергия двухчастичного разделения всегда больше энергии одночастичного разделения, а переход к менее стабильному нечетному нуклиду энергетически запрещен. Таким образом, линия капель двух частиц определяется там, где энергия разделения двух частиц становится отрицательной, и обозначает крайнюю границу стабильности частиц определенного вида. [5]
Одно- и двухнейтронные капельные линии были экспериментально определены вплоть до неона, хотя несвязанные изотопы нечетного N известны или выведены путем несоблюдения для каждого элемента вплоть до магния. [2] Например, последний связанный с нечетным N равен изотоп фтора 26 Ф, [6] хотя последняя граница четного N равна изотопа 31 Ф. [1]
Ядра возле капельных линий на Земле встречаются редко.
[ редактировать ]Из трех типов естественной радиоактивности (α, β и γ) только альфа-распад является типом распада, возникающим в результате сильного ядерного взаимодействия . Другие распады протона и нейтрона произошли гораздо раньше в жизни атомных видов и до образования Земли. Таким образом, альфа-распад можно рассматривать либо как форму распада частицы, либо, реже, как частный случай ядерного деления . Временные рамки сильного ядерного взаимодействия намного быстрее, чем временные рамки слабого ядерного взаимодействия или электромагнитного взаимодействия , поэтому время жизни ядер за пределами капельных линий обычно составляет порядка наносекунд или меньше. Для альфа-распада временной масштаб может быть намного дольше, чем для испускания протона или нейтрона, из-за высокого кулоновского барьера, видимого альфа-кластером в ядре (альфа-частица должна туннелировать через барьер). Как следствие, на Земле нет естественных ядер, которые испускают протоны или нейтроны ; однако такие ядра можно создать, например, в лаборатории с помощью ускорители или естественно в звездах . [7] Установка для пучков редких изотопов (FRIB) в Университете штата Мичиган была запущена в эксплуатацию в середине 2022 года и призвана создавать новые радиоизотопы, которые будут извлекаться с помощью пучка и использоваться для изучения. Он использует процесс пропускания пучка относительно стабильных изотопов через среду, который разрушает ядра и создает множество новых ядер, которые затем извлекаются. [8]
Нуклеосинтез
[ редактировать ]Взрывные астрофизические среды часто имеют очень большие потоки нуклонов высоких энергий, которые могут быть захвачены зародышевыми ядрами . В этих средах радиационный захват протонов или нейтронов будет происходить гораздо быстрее, чем бета-распад, а поскольку в настоящее время неизвестны астрофизические среды как с большими потоками нейтронов, так и с протонами высоких энергий, поток реакции будет протекать от бета-стабильности в сторону или вплоть до либо нейтронные, либо протонные капельные линии соответственно. Однако, как мы видели, как только ядро достигает линии капель, нуклоны этого вида больше не могут быть добавлены к конкретному ядру, и ядро должно сначала подвергнуться бета-распаду, прежде чем сможет произойти дальнейший захват нуклонов.
Фотораспад
[ редактировать ]В то время как капельные линии устанавливают окончательные границы для нуклеосинтеза, в высокоэнергетической среде путь горения может быть ограничен до того, как капельные линии достигнут в результате фотораспада , когда высокоэнергетическое гамма-лучи выбивает нуклон из ядра. Одно и то же ядро подвергается как потоку нуклонов, так и фотонов, поэтому равновесие между захватом нейтронов и фотораспадом достигается для нуклидов с достаточно низкой энергией отделения нейтронов, особенно вблизи точек ожидания. [9]
Поскольку фотонная ванна обычно описывается планковским распределением , фотонов с более высокой энергией будет меньше, и поэтому фотораспад не станет значительным до тех пор, пока энергия разделения нуклонов не начнет приближаться к нулю по направлению к капельным линиям, где фотораспад может быть вызван более низкой энергией. гамма-лучи. В 10 9 Кельвина, распределение фотонов достаточно энергично, чтобы выбить нуклоны из любых ядер, энергия разделения частиц которых меньше 3 МэВ, [10] но чтобы знать, какие ядра и в каком количестве существуют, необходимо также учитывать конкурирующие радиационные захваты.
Поскольку захват нейтронов может происходить в любом энергетическом режиме, фотораспад нейтронов не имеет значения, за исключением более высоких энергий. Однако, поскольку захват протонов подавляется кулоновским барьером, сечения реакций заряженных частиц при более низких энергиях сильно подавляются, а в режимах с более высокими энергиями, где вероятность захвата протонов велика, часто возникает конкуренция между захват протона и фотораспад, происходящие при взрывном горении водорода; но поскольку линия капель протонов находится относительно намного ближе к долине бета-стабильности, чем линия капель нейтронов, нуклеосинтез в некоторых средах может продолжаться до любой линии капель нуклонов. [ нужна ссылка ]
Точки ожидания и временные рамки
[ редактировать ]Как только радиационный захват больше не может происходить на данном ядре, ни из-за фотораспада, ни из-за капельных линий, дальнейшая ядерная обработка до более высокой массы должна либо обойти это ядро, вступая в реакцию с более тяжелым ядром, например 4 Он или чаще всего ждет бета-распада. Ядерные виды, значительная часть массы которых накапливается во время определенного эпизода нуклеосинтеза, считаются точками ядерного ожидания, поскольку дальнейшая обработка посредством быстрого радиационного захвата задерживается.
Как подчеркивалось, бета-распады являются наиболее медленными процессами, происходящими при взрывном нуклеосинтезе. С точки зрения ядерной физики, временные рамки взрывного нуклеосинтеза устанавливаются простым суммированием периодов полураспада бета-распада: [11] поскольку временной масштаб для других ядерных процессов по сравнению с ним пренебрежимо мал, хотя практически в этом временном масштабе обычно преобладает сумма нескольких периодов полураспада ядер в точках ожидания.
R-процесс
[ редактировать ]Считается, что процесс быстрого захвата нейтронов происходит очень близко к линии капель нейтронов, хотя астрофизическое место r-процесса, хотя широко считается, что он происходит в сверхновых с коллапсом ядра , неизвестно. Хотя линия нейтронной капли очень плохо определена экспериментально, и точный поток реакции точно не известен, различные модели предсказывают, что ядра на пути r-процесса имеют энергию разделения двух нейтронов ( S 2n ) примерно 2 МэВ. Считается, что за пределами этой точки стабильность быстро снижается вблизи капельной линии, при этом бета-распад происходит до дальнейшего захвата нейтронов. [12] Фактически, ядерная физика чрезвычайно богатой нейтронами материи является довольно новым предметом и уже привела к открытию острова инверсии и ядер с гало, таких как 11 Li, который имеет очень размытую нейтронную оболочку, что приводит к общему радиусу, сравнимому с радиусом 208 Пб. [ нужны разъяснения ] Таким образом, хотя нейтронная капельная линия и r-процесс очень тесно связаны в исследованиях, это неизвестная область, ожидающая будущих исследований, как теоретических, так и экспериментальных.
RP процесс -
[ редактировать ]Процесс быстрого захвата протонов в рентгеновских всплесках происходит на линии капель протонов, за исключением некоторых точек ожидания фотораспада. Сюда входят ядра 21 Мг, 30 С, 34 с, 38 Что, 56 В, 60 Зн, 64 Ге, 68 с 72 Кр, 76 Сэр, и 80 Зр. [13] [14]
Одна из очевидных закономерностей ядерной структуры — это важность спаривания , поскольку можно заметить, что все точки ожидания, указанные выше, находятся в ядрах с четным числом протонов, и все, кроме 21 Mg также имеет четное количество нейтронов. Однако точки ожидания будут зависеть от допущений модели рентгеновского всплеска, таких как металличность , скорость аккреции и гидродинамика, а также от ядерных неопределенностей, и, как упоминалось выше, точное определение точки ожидания может оказаться невозможным. последовательно от одного исследования к другому. Хотя существуют ядерные неопределенности, по сравнению с другими процессами взрывного нуклеосинтеза rp -процесс довольно хорошо ограничен экспериментально, так как, например, все вышеупомянутые ядра точки ожидания, по крайней мере, наблюдались в лаборатории. Таким образом, поскольку исходные данные по ядерной физике можно найти в литературе или сборниках данных, вычислительная инфраструктура для ядерной астрофизики позволяет выполнять расчеты постобработки различных моделей рентгеновских всплесков и определять для себя критерии точки ожидания, как а также изменить любые ядерные параметры.
Хотя rp-процесс в рентгеновских всплесках может испытывать трудности с обходом 64 Ge точка ожидания, [14] конечно, в рентгеновских пульсарах , где rp -процесс стабилен, нестабильность в сторону альфа-распада накладывает верхний предел около A = 100, которого можно достичь при непрерывном горении. массы [15] Точный предел в настоящее время расследуется; 104–109 Известно, что Te подвергается альфа-распаду, тогда как 103 Sb не связан с протоном. [6] еще до достижения предела вблизи A Считается, что = 100 поток протонов значительно уменьшится и, таким образом, замедлит rp -процесс до низкой скорости захвата и цикла трансмутаций между изотопами олова, сурьмы и теллура при дальнейшем захвате протона. прекратить его вообще. [16] Однако было показано, что если имеют место эпизоды охлаждения или смешивания предыдущего пепла с зоной горения, то такой тяжелый материал, как 126 Xe можно создать. [17]
Нейтронные звезды
[ редактировать ]В нейтронных звездах нейтронные тяжелые ядра обнаруживаются, когда релятивистские электроны проникают в ядра и производят обратный бета-распад , при котором электрон соединяется с протоном в ядре, образуя нейтрон и электрон-нейтрино:
По мере того как в ядрах создается все больше и больше нейтронов, энергетические уровни нейтронов заполняются до уровня энергии, равного массе покоя нейтрона. В этот момент любой электрон, проникающий в ядро, создаст нейтрон, который «капает» из ядра. На данный момент у нас есть: [ нужна ссылка ]
И с этого момента уравнение
применяется, где p F н — фермиевский импульс нейтрона. По мере того, как мы углубляемся в нейтронную звезду, плотность свободных нейтронов увеличивается, а по мере того, как импульс Ферми увеличивается с увеличением плотности, энергия Ферми увеличивается, так что уровни энергии ниже верхнего уровня достигают капель нейтронов, и все больше и больше нейтронов вытекают из ядер. так что мы получаем ядра в нейтронной жидкости. В конце концов все нейтроны вытекут из ядер, и мы достигнем нейтронной жидкости внутри нейтронной звезды.
Известные значения
[ редактировать ]Нейтронная капельная линия
[ редактировать ]Значения нейтронной капельной линии известны только для первых десяти элементов, от водорода до неона. [18] Для кислорода ( Z = 8) максимальное количество связанных нейтронов равно 16, что делает 24 O — самый тяжелый изотоп кислорода, связанный с частицами. [19] Для неона ( Z = 10) максимальное число связанных нейтронов увеличивается до 24 в самом стабильном изотопе тяжелых частиц. 34 Не. Местоположение нейтронной капельной линии для фтора и неона было определено в 2017 году по ненаблюдению изотопов непосредственно за капельной линией. В том же эксперименте было обнаружено, что самый тяжелосвязанный изотоп следующего элемента, натрия, по крайней мере 39 Уже. [20] [21] Это были первые новые открытия в области нейтронной капельницы за более чем двадцать лет. [1]
Ожидается, что линия нейтронной капельности будет отклоняться от линии бета-стабильности после кальция со средним отношением нейтронов к протонам 2,4. [2] Следовательно, прогнозируется, что линия капель нейтронов окажется вне досягаемости для элементов, кроме цинка (где линия капель оценивается примерно N = 60) или, возможно, циркония (по оценкам N = 88), поскольку ни один из известных экспериментальных методов теоретически не способен создать необходимый дисбаланс протонов и нейтронов в капельных изотопах более тяжелых элементов. [2] Действительно, богатые нейтронами изотопы, такие как 49 С, 52 кл и 53 Сообщалось, что в 2017–2019 годах Ar, который, по расчетам, находился за линией капельной линии, находился за пределами линии капель, что указывает на то, что линия капель нейтронов может находиться даже дальше от линии бета-стабильности, чем предполагалось. [22]
В таблице ниже перечислены самые тяжелые изотопы первых десяти элементов, связанные с частицами. [23]
| С | Изотоп |
|---|---|
| 1 | 3 ЧАС |
| 2 | 8 Он |
| 3 | 11 Что |
| 4 | 14 Быть |
| 5 | 17 Б |
| 6 | 22 С |
| 7 | 23 Н |
| 8 | 24 ТО |
| 9 | 31 Ф |
| 10 | 34 Ne |
Не все более легкие изотопы связаны. Например, 39 На связан, но 38 На не связан. [1] В качестве другого примера, хотя 6 Он и 8 Он связан, 5 Он и 7 Он нет.
Протонная капельная линия
[ редактировать ]Общее расположение линии капель протонов хорошо установлено. Для всех элементов, встречающихся в природе на Земле и имеющих нечетное число протонов, экспериментально наблюдался по крайней мере один вид с энергией разделения протонов меньше нуля. Вплоть до германия известно расположение линии капель для многих элементов с четным числом протонов, но ни один из них не указан в оцененных ядерных данных. Есть несколько исключительных случаев, когда из-за спаривания ядер некоторые частицы, связанные с частицами, находятся за пределами капельной линии, например 8 Группа 178 В . [ нужна проверка ] Можно также отметить, что по мере приближения к магическим числам капельная линия становится менее понятной. Ниже приведена подборка первых несвязанных ядер, которые, как известно, лежат за линией падения протонов, с указанием количества протонов Z и соответствующих изотопов, взятых из Национального центра ядерных данных. [24]
| С | Изотоп |
|---|---|
| 2 | 2 Он |
| 3 | 5 Что |
| 4 | 6 Быть |
| 5 | 7 Б, 9 Б |
| 6 | 8 С |
| 7 | 11 Н |
| 8 | 12 ТО |
| 9 | 16 Ф |
| 10 | 16 Ne |
| 11 | 19 Уже |
| 12 | 19 мг |
| 13 | 21 Ал |
| 15 | 25 П |
| 17 | 30 кл. |
| 18 | 30 С [25] |
| 19 | 34 К |
| 21 | 39 наук |
| 22 | 38 Из [26] |
| 23 | 42 V |
| 25 | 45 Мин. |
| 27 | 50 Ко |
| 29 | 55 С |
| 30 | 54 Зн [27] |
| 31 | 59 Здесь |
| 32 | 58 Ге |
| 33 | 65 Как |
| 35 | 69 Бр |
| 37 | 73 руб. |
| 39 | 77 И |
| 41 | 81 Нб |
| 43 | 85 Тс |
| 45 | 89 резус |
| 47 | 93 В |
| 49 | 97 В |
| 51 | 105 Сб |
| 53 | 110 я |
| 55 | 115 Cs |
| 57 | 119 |
| 59 | 123 Пр |
| 61 | 128 вечера |
| 63 | 134 Евросоюз |
| 65 | 139 Тб |
| 67 | 145 К |
| 69 | 149 Тм |
| 71 | 155 Лу |
| 73 | 159 Облицовка |
| 75 | 165 Ре |
| 77 | 171 И |
| 79 | 175 В, 177 В |
| 81 | 181 Тл |
| 83 | 189 С |
| 85 | 195 В |
| 87 | 201 Пт |
| 89 | 207 И |
| 91 | 214 Хорошо |
| 93 | 219 Например [28] |
См. также
[ редактировать ]Дальнейшее чтение
[ редактировать ]- Блюменфельд, Йорик (16 ноября 2022 г.). «Исследование пределов ядерного существования» . Журнал «Физика» . 15 . Американское физическое общество (APS): 177 . Проверено 1 марта 2024 г.
Ссылки
[ редактировать ]- ^ Перейти обратно: а б с д Тарасов, О.Б. (2017). «Производство изотопов с очень высоким содержанием нейтронов: что нам следует знать?» .
- ^ Перейти обратно: а б с д и ж г Тённессен, М. (2004). «Достигая пределов ядерной стабильности» (PDF) . Отчеты о прогрессе в физике . 67 (7): 1187–1232. Бибкод : 2004РПФ...67.1187Т . дои : 10.1088/0034-4885/67/7/R04 . S2CID 250790169 .
- ^ Ван, М.; Ауди, Г.; Кондев, ФГ; Хуанг, WJ; Наими, С.; Сюй, X. (2017). «Оценка атомной массы AME2016 (II). Таблицы, графики и ссылки» (PDF) . Китайская физика C . 41 (3): 030003-1–030003-442. дои : 10.1088/1674-1137/41/3/030003 .
- ^ Перейти обратно: а б с Тённессен, М. (2016). Открытие изотопов: полный сборник . Спрингер. стр. 275–292. дои : 10.1007/978-3-319-31763-2 . ISBN 978-3-319-31761-8 . LCCN 2016935977 .
- ^ Перейти обратно: а б с Смоланьчук Р.; Добачевски, Дж. (1993). «Линии капель частиц из теории Хартри-Фока-Боголюбова с взаимодействием Скирма». Физический обзор C . 48 (5): Р2166–Р2169. arXiv : nucl-th/9307023v1 . Бибкод : 1993PhRvC..48.2166S . дои : 10.1103/PhysRevC.48.R2166 . ПМИД 9969127 . S2CID 12117057 .
- ^ Перейти обратно: а б Ауди, Г.; Кондев, ФГ; Ван, М.; Хуанг, WJ; Наими, С. (2017). «Оценка ядерных свойств NUBASE2016» (PDF) . Китайская физика C . 41 (3): 030001. Бибкод : 2017ChPhC..41c0001A . дои : 10.1088/1674-1137/41/3/030001 .
- ^ Мюллер, Алекс К.; Шерилл, Брэдли М. (1993). «Ядра на пределе стабильности частиц» (PDF) . Ежегодный обзор ядерной науки и науки о элементарных частицах . 43 : 529–583. дои : 10.1146/annurev.ns.43.120193.002525 .
- ^ «Самое большое расширение известной химической вселенной, нацеленное на ядерную установку FRIB» . 16 февраля 2021 г.
- ^ Чжао, Б.; Чжан, ЮК (2019). «R-процесс с использованием недавно разработанной высокоточной массовой модели WS4» . Астрофизический журнал . 874 (5): 5. дои : 10.3847/1538-4357/ab0702 .
- ^ Тилеманн, Фридрих-Карл; Крац, Карл-Людвиг; Пфайффер, Бернд; Раушер, Томас; и др. (1994). «Астрофизика и ядра далеки от стабильности». Ядерная физика А . 570 (1–2): 329. Бибкод : 1994NuPhA.570..329T . дои : 10.1016/0375-9474(94)90299-2 .
- ^ ван Вормер, Л.; Геррес, Дж.; Илиадис, К.; Вишер, М.; и др. (1994). «Скорости реакций и последовательность реакций в рп-процессе» . Астрофизический журнал . 432 : 326. Бибкод : 1994ApJ...432..326В . дои : 10.1086/174572 .
- ^ Ван, Р.; Чен, Л.В. (2015). «Позиционирование линии капель нейтронов и путей r-процессов в ядерном ландшафте». Физический обзор C . 92 (3): 031303–1–031303–5. arXiv : 1410.2498 . Бибкод : 2015PhRvC..92c1303W . дои : 10.1103/PhysRevC.92.031303 . S2CID 59020556 .
- ^ Койке, О.; Хасимото, М.; Арай, К.; Ванахо, С. (1999). «Быстрый захват протонов при аккреции нейтронных звезд - последствия неопределенности в ядерном процессе». Астрономия и астрофизика . 342 : 464. Бибкод : 1999A&A...342..464K .
- ^ Перейти обратно: а б Фискер, Джейкоб Лунд; Шац, Хендрик; Тилеманн, Фридрих-Карл (2008). «Взрывное горение водорода во время рентгеновских всплесков I типа». Серия дополнений к астрофизическому журналу . 174 (1): 261. arXiv : astro-ph/0703311 . Бибкод : 2008ApJS..174..261F . дои : 10.1086/521104 . S2CID 119342620 .
- ^ Шац, Х.; А. Апраамян; В. Барнард; Л. Билдстен; и др. (апрель 2001 г.). «Конечная точка rp -процесса аккреции нейтронных звезд» (требуется подписка) . Письма о физических отзывах . 86 (16): 3471–3474. arXiv : astro-ph/0102418 . Бибкод : 2001PhRvL..86.3471S . doi : 10.1103/PhysRevLett.86.3471 . ПМИД 11328001 . S2CID 46148449 . Проверено 24 августа 2006 г.
- ^ Лахири, С.; Гангопадьяй, Г. (2012). «Конечная точка процесса RP с использованием релятивистского подхода среднего поля и новой формулы массы». Международный журнал современной физики Э. 21 (8): 1250074. arXiv : 1207.2924 . Бибкод : 2012IJMPE..2150074L . дои : 10.1142/S0218301312500747 . S2CID 119259433 .
- ^ Койке, Осаму; Хасимото, Масааки; Куромидзу, Рэйко; Фудзимото, Син-итиро (2004). «Конечные продукты rp-процесса аккреции нейтронных звезд». Астрофизический журнал . 603 (1): 242–251. Бибкод : 2004ApJ...603..242K . дои : 10.1086/381354 . S2CID 121805380 .
- ^ «Создано три первых в мире атомных ядра; могут существовать новые сверхтяжелые изотопы алюминия» . Sciencedaily.com. 27 октября 2007 г. Проверено 6 апреля 2010 г.
- ^ «Физики-ядерщики исследуют пределы кислорода» . Sciencedaily.com. 18 сентября 2007 г. Проверено 6 апреля 2010 г.
- ^ Ан, Д.С.; и др. (2018). Новый изотоп 39 Na и нейтронная капельная линия изотопов неона с использованием энергии 345 МэВ/нуклон 48 Са-балка (Отчет). Отчеты о ходе работы акселератора RIKEN. Том. 51. с. 82.
- ^ Ан, Д.С.; Амано, Дж.; Баба, Х.; Фукуда, Н.; Гейссель, Х.; Инабе, Н.; Исикава, С.; Иваса, Н.; Комацубара, Т.; Кубо, Т.; Кусака, К.; Моррисси, диджей; Накамура, Т.; Отаке, М.; Оцу, Х. (14 ноября 2022 г.). «Открытие 39 Na» . Physical Review Letters . 129 (21): 212502. Bibcode : 2022PhRvL.129u2502A . doi : 10.1103/PhysRevLett.129.212502 . PMID 36461972 .
- ^ Нойкур, Л.; Цао, Ю.; Назаревич, В.; Олсен, Э.; Вьенс, Ф. (2019). «Линия нейтронной капельницы в области Ca на основе усреднения байесовской модели». Письма о физических отзывах . 122 (6): 062502–1–062502–6. arXiv : 1901.07632 . Бибкод : 2019PhRvL.122f2502N . doi : 10.1103/PhysRevLett.122.062502 . ПМИД 30822058 . S2CID 73508148 .
- ^ «Интерактивная карта ядер» . www.nndc.bnl.gov . Архивировано из оригинала 23 декабря 2005 г.
- ^ «Национальный центр ядерных данных» . Проверено 13 апреля 2010 г.
- ^ Муха И.; и др. (2018). «Глубокий экскурс за пределы капельной линии протонов. I. Цепи изотопов аргона и хлора». Физический обзор C . 98 (6): 064308–1–064308–13. arXiv : 1803.10951 . Бибкод : 2018PhRvC..98f4308M . дои : 10.1103/PhysRevC.98.064308 . S2CID 119384311 .
- ^ Мейерфранкенфельд, Д.; Бери, А.; Тённессен, М. (2011). «Открытие изотопов скандия, титана, ртути и эйнштейния». Таблицы атомных и ядерных данных . 97 (2): 134–151. arXiv : 1003.5128 . Бибкод : 2011ADNDT..97..134M . дои : 10.1016/j.adt.2010.11.001 . S2CID 97263560 .
- ^ Гросс, Дж.Л.; Клаас, Дж.; Катава, Дж.; Тённессен, М. (2012). «Открытие изотопов цинка, селена, брома и неодима». Таблицы атомных и ядерных данных . 98 (2): 75–94. arXiv : 1012.2027 . Бибкод : 2012ADNDT..98...75G . дои : 10.1016/j.adt.2011.12.001 . S2CID 67813061 .
- ^ Чжан, ЗЯ; Ган, З.Г.; Ян, Х.Б.; и др. (2019). «Новый изотоп 220 устойчивости N нептунии Исследование Np 126 в 2CID = . замыкания : " . оболочки 169038981