Karbon yakma işlemi

Vikipedi, özgür ansiklopedi

Karbon yakma işlemi veya karbon füzyonu, karbonu diğer elementlerle birleştiren büyük kütleli yıldızların (doğumda en az 8 tane) çekirdeğinde gerçekleşen bir dizi nükleer füzyon reaksiyonudur. Yüksek sıcaklıklar (> 5×108 K veya 50 keV) ve yoğunluklar (> 3×109 kg/m3) gerektirmektedir.[1]

Sıcaklık ve yoğunluk için bu rakamlar yalnızca bir kılavuzdur. Daha büyük kütleli yıldızlar, (yaklaşık) hidrostatik dengede kalmak için daha büyük yerçekimi kuvvetlerini dengelemek zorunda olduklarından, nükleer yakıtlarını daha hızlı yakmaktadırlar. Bu genellikle daha az kütleli yıldızlara göre daha düşük yoğunluklara rağmen daha yüksek sıcaklıklar anlamına gelmektedir. Belirli bir kütle ve belirli bir evrim aşaması için doğru rakamları elde etmek için bilgisayar algoritmalarıyla hesaplanmış sayısal bir yıldız modeli kullanmak gerekmektedir. Bu tür modeller, nükleer fizik deneylerine (nükleer reaksiyon hızlarını ölçen) ve astronomik gözlemlere (kütle kaybının doğrudan gözlemlenmesini, yüzeyden füzyon yakma bölgelerine doğru konveksiyon bölgeleri geliştikten sonra spektrum gözlemlerinden nükleer ürünlerin saptanmasını içeren) dayalı olarak sürekli olarak geliştirilmektedir.[2][3][4]

Füzyon reaksiyonları[değiştir | kaynağı değiştir]

Başlıca reaksiyonlar şunlardır:[5]

12

6C

+ 12

6C

20

10Ne

+ 4

2He

+ 4.617 MeV
12

6C

+ 12

6C

23

11Na

+ 1

1H

+ 2.241 MeV
12

6C

+ 12

6C

23

12Mg

+ 1n 2.599 MeV
Alternatif olarak:
12

6C

+ 12

6C

24

12Mg

+ γ + 13.933 MeV
12

6C

+ 12

6C

16

8O

+ 2 4

2He

−   0.113 MeV

Reaksiyon ürünleri[değiştir | kaynağı değiştir]

Bu reaksiyon dizisi, etkileşen iki karbon çekirdeğinin bir araya gelerek 24Mg çekirdeğin uyarılmış halini oluşturduğu ve daha sonra yukarıda listelenen beş yoldan biriyle bozunduğu düşünülerek anlaşılabilmektedir. İlk iki reaksiyon, salınan büyük pozitif enerjilerin gösterdiği gibi güçlü bir şekilde ekzotermiktir ve etkileşimin en sık görülen sonuçlarıdır. Üçüncü reaksiyon, enerjinin yayılmak yerine emildiğini gösteren büyük negatif enerjiyle gösterildiği gibi, güçlü bir şekilde endotermiktir. Bu, karbon yakmanın yüksek enerjili ortamında bunu çok daha az olası kılar, ancak yine de mümkündür. Ancak bu reaksiyonla birkaç nötron üretimi önemlidir. Çünkü bu nötronlar, çoğu yıldızda küçük miktarlarda bulunan ağır çekirdeklerle birleşerek s-sürecinde daha da ağır izotoplar oluşturabilmektedir.[5][6][7]

Dördüncü reaksiyonun büyük enerji salınımından dolayı en yaygın olması beklenebilmektedir.[5] Ancak aslında son derece ihtimal dışıdır çünkü elektromanyetik etkileşim yoluyla ilerlemektedir. Çünkü nükleonlar arasındaki güçlü kuvveti kullanmak yerine bir gama ışını fotonu üretmektedir. İlk iki tepki Nükleonlar birbirlerine bu enerjinin fotonlarına göre çok daha büyük görünmektedirler. Bununla birlikte, bu reaksiyonda üretilen 24Mg, 23Mg radyoaktif olduğundan, karbon yakma işlemi sona erdiğinde çekirdekte kalan tek magnezyumdur.

Son reaksiyon, endotermik olmasının yanı sıra üç reaksiyon ürünü içerdiğinden de pek olası değildir. Reaksiyonun ters yönde ilerlediğini düşünün, üç ürünün hepsinin aynı anda yakınsamasını gerektirmektedir. Bu da iki cisimden daha az olasıdır.[5]

İkinci reaksiyon tarafından üretilen protonlar, proton-proton zincir reaksiyonunda veya CNO döngüsünde yer almaktadır. Ancak 23Na tarafından 20Ne artı 4He çekirdeği oluşturmak üzere yakalanabilmektedirler. Aslında, ikinci reaksiyon tarafından üretilen 23Na'nın önemli bir kısmı bu şekilde tüketilmektedir. 9 ila 11 güneş kütlesi arasındaki yıldızlarda, yıldız evriminin önceki aşamasında helyum füzyonu tarafından zaten üretilen oksijen (O-16), bir kısmının He- 4 çekirdek olduğu bilinmektedir. Dolayısıyla karbon yakmanın nihai sonucu, esas olarak oksijen, neon, sodyum ve magnezyumun bir karışımıdır.[8]

İki karbon çekirdeğinin kütle-enerji toplamının, magnezyum çekirdeğinin uyarılmış halininkine benzer olması, "rezonans" olarak bilinmektedir. Bu rezonans olmadan, karbon yanması yalnızca yüz kat daha yüksek sıcaklıklarda gerçekleşmektedir. Bu tür rezonansların deneysel ve teorik olarak araştırılması hala bir araştırma konusudur.[9] Benzer bir rezonans, orijinal karbon üretiminden sorumlu olan üçlü alfa sürecinin olasılığını arttırmaktadır.

Nötrino kayıpları[değiştir | kaynağı değiştir]

Nötrino kayıpları, karbon yakma sıcaklıklarında ve yoğunluklarında yıldızlardaki füzyon süreçlerinde önemli bir faktör olmaya başlamaktadır. Ana reaksiyonlar nötrinoları içermese de, proton-proton zincir reaksiyonu gibi yan reaksiyonlar yapmaktadır. Ancak bu yüksek sıcaklıklarda nötrinoların ana kaynağı, kuantum teorisinde çift üretimi olarak bilinen bir süreci içermektedir. İki elektronun geri kalan kütlesinden (kütle-enerji denkliği) daha büyük bir enerjiye sahip olan yüksek enerjili bir gama ışını, yıldızdaki atom çekirdeğinin elektromanyetik alanları ile etkileşime girebilir ve bir elektron ve pozitronun bir parçacık ve anti-parçacık çifti haline gelmektedir.

Normalde, pozitron başka bir elektronla hızla yok olur, iki foton üretir ve bu işlem daha düşük sıcaklıklarda güvenle göz ardı edilebilmektedir. Ancak 1019 çift üretiminden 1'i, elektron ve pozitronun zayıf bir etkileşimiyle sona ermektedir. Bu da onları bir nötrino ve anti-nötrino çifti ile değiştirmektedir. Neredeyse ışık hızında hareket ettikleri ve madde ile çok zayıf etkileştikleri için, bu nötrino parçacıkları genellikle etkileşime girmeden yıldızdan kaçarlar ve kütle enerjilerini alıp götürmektedirler. Bu enerji kaybı, karbon füzyonundan elde edilen enerji çıkışı ile karşılaştırılabilmektedirler.[2]

Bu ve benzeri süreçlerle nötrino kayıpları, en büyük kütleli yıldızların evriminde giderek daha önemli bir rol oynamaktadır. Yıldızı, onları dengelemek için yakıtını daha yüksek bir sıcaklıkta yakmaya zorlarlar. Füzyon süreçleri sıcaklığa çok duyarlıdır. Bu nedenle yıldız, birbirini izleyen nükleer yakıtları daha hızlı yakma pahasına hidrostatik dengeyi korumak için daha fazla enerji üretebilmektedir. Füzyon, yakıt çekirdekleri ağırlaştıkça birim kütle başına daha az enerji üretir ve bir yakıttan diğerine geçerken yıldızın çekirdeği büzülmekte ve ısınmaktadır. Bu nedenle her iki süreç de birbirini takip eden füzyon yakan yakıtların ömrünü önemli ölçüde azaltmaktadır.

Helyum yakma aşamasına kadar nötrino kayıpları önemsizdir. Ancak karbon yakma aşamasından itibaren, nötrinolar biçiminde kaybedilen enerji nedeniyle yıldız ömründeki azalma, yakıt değişimi ve çekirdek büzülmesi nedeniyle artan enerji üretimiyle kabaca eşleşmektedir. En büyük kütleli yıldızlardaki ardışık yakıt değişimlerinde, yaşam süresindeki azalmaya nötrino kayıpları hakimdir. Örneğin, 25 güneş kütlesindeki bir yıldız çekirdeğinde 107 yıl hidrojen, 106 yıl helyum ve sadece 103 yıl karbon yakmaktadır.[10]

Yıldız evrimi[değiştir | kaynağı değiştir]

Helyum füzyonu sırasında yıldızlar, karbon ve oksijen açısından zengin, atıl bir çekirdek oluşturmaktadır. Eylemsiz çekirdek sonunda yerçekimi nedeniyle çökmeye yetecek kütleye ulaşırken, helyum yanması yavaş yavaş dışa doğru hareket etmektedir. Eylemsiz çekirdek hacmindeki bu azalma, sıcaklığı karbon tutuşma sıcaklığına yükseltmektedir. Bu, çekirdeğin etrafındaki sıcaklığı yükseltecek ve helyumun çekirdeğin etrafındaki bir kabukta yanmasına izin verecektir. Bunun dışında hidrojen yakan başka bir kabuk vardır. Ortaya çıkan karbon yanması, yıldızın mekanik dengesini eski haline getirmek için çekirdekten enerji sağlamaktadır. Ancak, denge sadece kısa ömürlüdür. 25 güneş kütlesindeki bir yıldızda, süreç sadece 600 yıl içinde çekirdekteki karbonun çoğunu tüketecektir. Bu işlemin süresi, yıldızın kütlesine bağlı olarak önemli ölçüde değişmektir.[11][12]

8-9 güneş kütlesinin altındaki yıldızlar asla karbonu yakmak için yeterince yüksek çekirdek sıcaklığa ulaşmazlar, bunun yerine kabuk helyum parlamalarından sonra karbon-oksijen beyaz cüceler olarak yaşamlarına son verirler ve dış zarfı gezegenimsi bir bulutsuda nazikçe dışarı atmaktadırlar.[3][13]

Kütleleri 8 ila 12 güneş kütlesi arasında olan yıldızlarda, karbon-oksijen çekirdeği dejenere koşullar altındadır ve karbon tutuşması, sadece milisaniyeler süren ve yıldız çekirdeğini bozan bir karbon parlamasında gerçekleşmektedir. Bu nükleer yanmanın son aşamalarında, devasa bir yıldız rüzgarı geliştirirler ve bu rüzgar, gezegenimsi bir bulutsudaki dış zarfı hızla dışarı atar ve arkasında yaklaşık 1.1 güneş kütlesi olan bir O-Ne-Na-Mg beyaz cüce çekirdeği bırakmaktadır. Çekirdek, karbondan daha ağır elementlerin daha fazla füzyon yanması için asla yeterince yüksek sıcaklığa ulaşmaz.[3][13][14]

12 güneş kütlesinden daha büyük yıldızlar, dejenere olmayan bir çekirdekte karbon yakmaya başlamaktadır. Karbon tükenmesinden sonra, atıl (O, Ne, Na, Mg) çekirdeğin büzülmesi sıcaklığı yeterince yükselttiğinde neon yakma işlemine devam etmektedir.[13][14]

Kaynakça[değiştir | kaynağı değiştir]

  1. ^ Ryan, Sean G.; Norton, Andrew J. (2010). Stellar Evolution and Nucleosynthesis. Cambridge University Press. s. 135. ISBN 978-0-521-13320-3. 12 Temmuz 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 12 Temmuz 2021. 
  2. ^ a b Clayton, D. D. (Donald Delbert) (1983). Principles of stellar evolution and nucleosynthesis : with a new preface. Internet Archive. Chicago ; London : University of Chicago Press. ISBN 978-0-226-10952-7. 
  3. ^ a b c Siess, L. (1 Mart 2006). "Evolution of massive AGB stars - I. Carbon burning phase". Astronomy & Astrophysics (İngilizce). 448 (2): 717-729. doi:10.1051/0004-6361:20053043. ISSN 0004-6361. 25 Nisan 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 12 Temmuz 2021. 
  4. ^ Hernandez, G. (Dec 2006). "Rubidium-Rich Asymptotic Giant Branch Stars". Science. 314 (5806): 1751-1754. arXiv:astro-ph/0611319 $2. Bibcode:2006Sci...314.1751G. doi:10.1126/science.1133706. PMID 17095658. 
  5. ^ a b c d de Loore, Camiel W. H.; C. Doom (1992). Camiel W. H. de Loore (Ed.). Structure and evolution of single and binary stars. Astrophysics and Space Science Library. Springer. ss. 95-97. ISBN 978-0-7923-1768-5. 12 Temmuz 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 12 Temmuz 2021. 
  6. ^ Rose, William K. (1998). Advanced Stellar Astrophysics. Cambridge University Press. ss. 227-229. ISBN 978-0-521-58833-1. 12 Temmuz 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 12 Temmuz 2021. 
  7. ^ Rose (1998), pp. 229–234
  8. ^ Camiel (1992), pp.97–98
  9. ^ Strandberg, E. (May 2008). "24Mg(α,γ)28Si resonance parameters at low α-particle energies". Physical Review C. 77 (5): 055801. Bibcode:2008PhRvC..77e5801S. doi:10.1103/PhysRevC.77.055801. 
  10. ^ Woosley, S.; Janka, H.-T. (12 Ocak 2006). "The Physics of Core-Collapse Supernovae". Nature Physics. 1 (3): 147-154. arXiv:astro-ph/0601261 $2. Bibcode:2005NatPh...1..147W. CiteSeerX 10.1.1.336.2176 $2. doi:10.1038/nphys172. 
  11. ^ Anderson, Scott R., Open Course: Astronomy: Lecture 19: Death of High-Mass Stars 3 Ağustos 2020 tarihinde Wayback Machine sitesinde arşivlendi., GEM (2001)
  12. ^ Ostlie, Dale A.; Carroll, Bradley W. (2007). An Introduction to Modern Stellar Astrophysics. Pearson Addison-Wesley. ISBN 978-0-8053-0348-3. 12 Temmuz 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 12 Temmuz 2021. 
  13. ^ a b c Ryan (2010), pp.147–148
  14. ^ a b "The Carbon Flash" (PDF). 6 Mayıs 2015 tarihinde kaynağından (PDF) arşivlendi. Erişim tarihi: 7 Şubat 2015.