Fusión picnonuclear

Tipo de fusión nuclear que ocurre a altas densidades y bajas temperaturas.

La fusión picnonuclear ( griego antiguo : πυκνός , romanizado :  pyknós , lit.  'denso, compacto, grueso') es un tipo de reacción de fusión nuclear que ocurre debido a oscilaciones de punto cero de los núcleos alrededor de su punto de equilibrio límite en su red cristalina . ^{[1] [2]} En física cuántica , el fenómeno puede interpretarse como una superposición de las funciones de onda de los iones vecinos , y es proporcional a la amplitud de superposición. ^[3] En condiciones de ionización por encima del umbral , las reacciones de neutronización y fusión picnonuclear pueden conducir a la creación de entornos absolutamente estables en sustancias superdensas. ^[4]

El término " picnonuclear " fue acuñado por AGW Cameron en 1959, pero una investigación que mostraba la posibilidad de fusión nuclear en composiciones extremadamente densas y frías fue publicada por WA Wildhack en 1940. ^{[5] [6]}

Astrofísica

Las reacciones picnonucleares pueden ocurrir en cualquier lugar y en cualquier materia, pero en condiciones estándar, la velocidad de la reacción es extremadamente baja y, por lo tanto, no tienen un papel significativo fuera de sistemas extremadamente densos , entornos ricos en neutrones y electrones libres, como la corteza interna de una estrella de neutrones . ^{[2] [7]} Una característica de las reacciones picnonucleares es que la velocidad de la reacción es directamente proporcional a la densidad del espacio en el que ocurre la reacción, pero es casi completamente independiente de la temperatura del entorno. ^[3]

Las reacciones picnonucleares se observan en estrellas de neutrones o enanas blancas , con evidencia presente de que ocurren en plasma de deuterio-tritio generado en laboratorio. ^{[3] [6]} Algunas especulaciones también relacionan el hecho de que Júpiter emite más radiación de la que recibe del Sol con reacciones picnonucleares o fusión fría . ^{[3] [8]}

Enanas negras

Enanas blancas

En las enanas blancas , el núcleo de la estrella es frío, bajo cuyas condiciones, por lo que, si se trata de manera clásica, los núcleos que se organizan en una red cristalina están en su estado fundamental . Las oscilaciones de punto cero de los núcleos en la red cristalina con energía en la energía en el pico de Gamow igual a pueden superar la barrera de Coulomb , activando reacciones picnonucleares. Un modelo semianalítico indica que en las enanas blancas, una fuga termonuclear puede ocurrir a edades mucho más tempranas que la del universo , ya que las reacciones picnonucleares en los núcleos de las enanas blancas exceden la luminosidad de las enanas blancas, lo que permite que se produzca la quema de C , que cataliza la formación de supernovas de tipo Ia en enanas blancas en acreción, cuya masa es igual a la masa de Chandrasekhar . ^{[1] [9] [10] [11]} ${\displaystyle E_{0}}$ ${\displaystyle E_{0}\thicksim \hbar w}$

Algunos estudios indican que la contribución de las reacciones picnonucleares a la inestabilidad de las enanas blancas solo es significativa en las enanas blancas de carbono , mientras que en las enanas blancas de oxígeno , dicha inestabilidad es causada principalmente por la captura de electrones . ^[12] Aunque otros autores no están de acuerdo en que las reacciones picnonucleares puedan actuar como fuentes importantes de calentamiento a largo plazo para enanas blancas masivas (1,25  M _☉ ), ya que su densidad no sería suficiente para una alta tasa de reacciones picnonucleares. ^[13]

Si bien la mayoría de los estudios indican que al final de su ciclo de vida, las enanas blancas se desintegran lentamente en enanas negras , donde las reacciones picnonucleares convierten lentamente sus núcleos en , según algunas versiones, es posible un colapso de las enanas negras : ME Caplan (2020) teoriza que en las enanas negras más masivas (1,25  M _☉ ), debido a su fracción de electrones decreciente resultante de la producción, superarán el límite de Chandrasekhar en un futuro muy lejano, especulando que su vida útil y tiempo de retraso pueden extenderse hasta 10 ${\displaystyle {\ce {^56Fe}}}$ ${\displaystyle {\ce {^56Fe}}}$¹¹⁰⁰  años. ^[14]

Estrellas de neutrones

A medida que las estrellas de neutrones experimentan acreción , la densidad en la corteza aumenta, pasando el umbral de captura de electrones . Al superarse el umbral de captura de electrones ( g cm ⁻³ ), se permite la formación de núcleos ligeros a partir del proceso de doble captura de electrones ( ${\displaystyle \rho =1.455*10^{12}}$ ${\displaystyle {\ce {^40Mg + 2e -> ^34Ne + 6n +}}}$
no
_mi), formando los núcleos de neón ligero y neutrones libres , lo que aumenta aún más la densidad de la corteza. A medida que aumenta la densidad, las redes cristalinas de los núcleos ricos en neutrones se ven obligadas a acercarse debido al colapso gravitacional del material en acreción , y en un punto en el que los núcleos se empujan tan cerca que sus oscilaciones de punto cero les permiten atravesar la barrera de Coulomb , se produce la fusión . Si bien el sitio principal de fusión picnonuclear dentro de las estrellas de neutrones es la corteza interna , las reacciones picnonucleares entre núcleos ligeros pueden ocurrir incluso en el océano de plasma . ^{[15] [16]} Dado que el núcleo de las estrellas de neutrones se aproximó a g cm ⁻³ , a densidades tan extremas, las reacciones picnonucleares juegan un papel importante como lo demostraron Haensel y Zdunik, quienes demostraron que a densidades de g cm ⁻³ , sirven como una fuente de calor importante. ^{[17] [18] [19]} En los procesos de fusión de la corteza interna, la quema de núcleos ricos en neutrones ( ) ^{[10] [15]} libera mucho calor, lo que permite que la fusión picnonuclear funcione como una fuente de energía importante, posiblemente incluso actuando como una cuenca de energía para estallidos de rayos gamma . ^{[1] [2]} ${\displaystyle 3*10^{14}}$ ${\displaystyle \rho =10^{12}-10^{13}}$ ${\displaystyle {\ce {^{34}Ne + ^{34}Ne -> ^68Ca}}}$

Estudios posteriores han establecido que la mayoría de los magnetares se encuentran en densidades de g cm ⁻³ , lo que indica que las reacciones picnonucleares junto con las reacciones de captura de electrones posteriores podrían servir como fuentes de calor importantes. ^[20] ${\displaystyle \rho =10^{10}-10^{11}}$

Reacción triple alfa

En las estrellas Wolf-Rayet , la reacción triple alfa se produce gracias a la baja energía de la resonancia . Sin embargo, en las estrellas de neutrones la temperatura en el núcleo es tan baja que las reacciones triple alfa pueden producirse a través de la vía picnonuclear. ^[21] ${\displaystyle {\ce {^8Be}}}$

Modelo matemático

A medida que aumenta la densidad, el pico de Gamow aumenta en altura y se desplaza hacia una energía más baja, mientras que las barreras de potencial se deprimen. Si las barreras de potencial se deprimen en la cantidad de , el pico de Gamow se desplaza a través del origen, lo que hace que las reacciones dependan de la densidad, ya que la energía del pico de Gamow es mucho mayor que la energía térmica. El material se convierte en un gas degenerado a tales densidades. Harrison propuso que los modelos completamente independientes de la temperatura se denominen crionucleares . ^[22] ${\displaystyle E_{0}}$

Las reacciones picnonucleares pueden proceder de dos maneras: directa ( o ) o mediante reacciones en cadena de captura de electrones ( ). ^[23] ${\displaystyle {\ce {^{34}Ne + ^{34}Ne}}}$ ${\displaystyle {\ce {^{40}Mg + ^{40}Mg}}}$ ${\displaystyle {\ce {^25N + ^40Mg}}}$

Incertidumbres

El consenso actual sobre la velocidad de las reacciones picnonucleares no es coherente. Actualmente hay muchas incertidumbres a considerar al modelar la velocidad de las reacciones picnonucleares, especialmente en espacios con un alto número de partículas libres. El enfoque principal de la investigación actual está en los efectos de la deformación de la red cristalina y la presencia de neutrones libres en la velocidad de reacción. Cada vez que ocurre la fusión, los núcleos se eliminan de la red cristalina, creando un defecto. La dificultad de aproximar este modelo radica en el hecho de que hasta ahora se desconocen los cambios posteriores que ocurren en la red y el efecto de varias deformaciones en la velocidad. Dado que las redes vecinas también pueden afectar la velocidad de reacción, la negligencia de tales deformaciones podría conducir a discrepancias importantes. ^{[10] [24]} Otra variable de confusión sería la presencia de neutrones libres en las cortezas de las estrellas de neutrones . La presencia de neutrones libres podría afectar potencialmente a la barrera de Coulomb , haciéndola más alta o más gruesa. Un estudio publicado por DG Yakovlev en 2006 ha demostrado que el cálculo de la velocidad de la primera fusión picnonuclear de dos núcleos en la corteza de una estrella de neutrones puede tener una magnitud de incertidumbre de hasta siete . En este estudio, Yakovlev también destacó la incertidumbre en el umbral de la fusión picnonuclear (por ejemplo, a qué densidad comienza), dando la densidad aproximada requerida para el inicio de la fusión picnonuclear de g cm ⁻³ , llegando a una conclusión similar a la de Haesnel y Zdunik. ^{[10] [19] [25]} Según Haesnel y Zdunik, la incertidumbre adicional de los cálculos de velocidad en las estrellas de neutrones también puede deberse a la distribución desigual del calentamiento de la corteza, que puede afectar los estados térmicos de las estrellas de neutrones antes y después de la acreción . ^[19] ${\displaystyle {\ce {^{34}Ne}}}$ ${\displaystyle \rho _{pyc}\thickapprox 10^{12}-10^{13}}$

En las enanas blancas y las estrellas de neutrones, la velocidad de las reacciones nucleares no sólo puede verse afectada por las reacciones picnonucleares, sino también por el apantallamiento del plasma de la interacción de Coulomb. ^{[2] [10]} El Laboratorio de Investigación Electrodinámica de Ucrania "Protón-21" estableció que al formar una fina capa de plasma electrónico sobre la superficie del material objetivo y, por lo tanto, forzando la autocompresión del material objetivo a bajas temperaturas, podían estimular el proceso de fusión picnonuclear. El inicio del proceso se debió al plasma autocontraído que "escaneó" todo el volumen del material objetivo, apantallando el campo de Coulomb . ^[26]

Regímenes de cribado, difusión cuántica y fusión nuclear

Antes de profundizar en el modelo matemático, es importante entender que la fusión picnonuclear, en su esencia, ocurre debido a dos eventos principales:

• Un fenómeno de naturaleza cuántica llamado difusión cuántica .
• Superposición de las funciones de onda de las oscilaciones del punto cero de los núcleos.

Ambos efectos se ven muy afectados por el apantallamiento. El término apantallamiento se utiliza generalmente por los físicos nucleares para referirse a plasmas de densidad especialmente alta. Para que se produzca la fusión picnonuclear, las dos partículas deben superar la repulsión electrostática entre ellas; la energía necesaria para ello se denomina barrera de Coulomb. Debido a la presencia de otras partículas cargadas (principalmente electrones) junto al par reaccionante, ejercen el efecto de apantallamiento, ya que los electrones crean una nube de electrones alrededor de los iones cargados positivamente, reduciendo eficazmente la repulsión electrostática entre ellos, bajando la barrera de Coulomb. Este fenómeno de apantallamiento se denomina " apantallamiento " y, en los casos en que es especialmente fuerte, se denomina " apantallamiento fuerte ". En consecuencia, en los casos en que el plasma tiene un fuerte efecto de apantallamiento, la tasa de fusión picnonuclear aumenta sustancialmente. ^[27]

El efecto túnel cuántico es la base del enfoque físico cuántico para la fusión picnonuclear. Está estrechamente relacionado con el efecto de apantallamiento, ya que el coeficiente de transmisión depende de la altura de la barrera de potencial , la masa de las partículas y su velocidad relativa (ya que la energía total del sistema depende de la energía cinética). De esto se deduce que el coeficiente de transmisión es muy sensible a los efectos del apantallamiento. Por lo tanto, el efecto del apantallamiento no solo contribuye a la reducción de la barrera de potencial que permite que se produzca la fusión "clásica" a través de la superposición de las funciones de onda de las oscilaciones de punto cero de las partículas, sino también al aumento del coeficiente de transmisión, los cuales aumentan la velocidad de la fusión picnonuclear. ^{[11] [25]} ${\displaystyle T}$

Además de la jerga relacionada con la fusión picnonuclear, los artículos también presentan varios regímenes que definen la velocidad de la fusión picnonuclear. En concreto, identifican los regímenes de temperatura cero , intermedio y mejorado térmicamente como los principales. ^[10]

Plasma de un componente (OCP)

Los pioneros en la derivación de la tasa de fusión picnonuclear en plasma de un componente (OCP) fueron Edwin Salpeter y David Van-Horn, con su artículo publicado en 1969. Su enfoque utilizó un método semiclásico para resolver la ecuación de Schrödinger utilizando la aproximación de Wentzel-Kramers-Brillouin (WKB) y esferas de Wigner-Seitz (WS). Su modelo está muy simplificado y, aunque es primitivo, es necesario para comprender otros enfoques que en gran medida extrapolaban los trabajos de Salpeter y Van Horn. Emplearon las esferas WS para simplificar el OCP en regiones que contienen un ion cada una, con los iones situados en los vértices de una red cristalina BCC . Luego, utilizando la aproximación WKB, resolvieron el efecto del efecto túnel cuántico en los núcleos en fusión. Extrapolar esto a toda la red les permitió llegar a su fórmula para la tasa de fusión picnonuclear: ^[10] donde es la densidad del plasma, es el peso molecular medio por electrón (núcleo atómico), es una constante igual a y sirve como factor de conversión de unidades de masa atómica a gramos, y representa el promedio térmico de la probabilidad de reacción por pares. $${\displaystyle P={8 \over 2}{\rho \over \mu _{A}H}\langle p\rangle _{A_{v}}}$$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle \mu _{A}}$ ${\displaystyle H}$ ${\displaystyle 1.66044*10^{-24}}$ ${\displaystyle \langle p\rangle _{A_{v}}}$

Sin embargo, el gran defecto del método propuesto por Salpeter y Van-Horn es que ignoraron el modelo dinámico de la red. Esto fue mejorado por Schramm y Koonin en 1990. En su modelo, descubrieron que el modelo dinámico no se puede ignorar, pero es posible que los efectos causados ​​por la dinamicidad se puedan cancelar. ^{[10] [21]}

Véase también

• Fusión fría
• Reacción termonuclear
• Acreción (astrofísica)
• Plasma (física)
• Tunelización cuántica

Referencias

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2. Afanasjev, AV; Beard, M; Chugunov, AI (mayo de 2012). "Gran colección de factores S astrofísicos y su representación compacta". Physical Review C . 85 (5): 054615. arXiv : 1204.3174 . Código Bibliográfico :2012PhRvC..85e4615A. doi :10.1103/PhysRevC.85.054615. S2CID  119159326.
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