DISSERTAC ¸ ˜ AO DE MESTRADO

Ao Programa de Pós-Graduação em Física da Universidade Estadual de Santa Cruz e CAPES, pela oportunidade de ministrar o curso. Há evidências de que a captura de neutrinos também contribui para esse processo, pois segue a mesma direção do decaimento β em direção ao vale de estabilidade beta e possui condições favoráveis ​​de temperatura e pressão neste ambiente astrofísico rico em neutrinos. Teoria Bruta em Decaimento Beta (TGDB), e na literatura [4], utilizando a Aproximação de Tamm-Dancoff (TDA) em função do número de massa.

INTRODUC ¸ ˜ AO

As ondas de choque causadas por uma explosão de supernova geram um ambiente rico em nêutrons, de alta temperatura e densidade. Vale ressaltar também que o processo r contribui para a formação de núcleos com excesso de nêutrons, ou seja, distantes da linha de estabilidade β. Desde a captura de neutrinos, dada pela reaçãoνe+ (A, Z)−→. A, Z + 1) +e−, segue o mesmo sentido do decaimento β−, ou seja, nos aproximando do vale da estabilidade β, é interessante pensar que esta reação também pode contribuir para a formação de núcleos pesados. .

EVOLUC ¸ ˜ AO ESTELAR

Forma¸ c˜ ao Estelar

Em cada uma dessas cadeias de fusão, uma quantidade extremamente grande de energia (~25 MeV), cerca de 1% da massa do hidrogênio reagente, é liberada [12]. As quantidades relativas de hidrogênio, nitrogênio e carbono, juntamente com a temperatura, determinarão o processo dominante. Este processo, em algumas estrelas, cessa quando a maioria dos núcleos do núcleo são 56F, e nesta fase a fusão é energeticamente impossível porque este núcleo é o núcleo com maior energia de ligação por núcleon, e a estrela interrompe o processo de fusão nuclear.

Evolu¸ c˜ ao Estelar

• Processo-α
• Processo-e
• Fase de pr´ e-supernova
• Mecanismos de implos˜ ao
• Processo-s
• Processo-r

Se a massa do caroço for maior que o limite de Chandrasekhar [13], ocorre o próximo ciclo: fusão de carbono e oxigênio. Este processo é conhecido como processo do elétron, como resultado do qual a fusão nuclear dentro da estrela se torna energeticamente inválida e o núcleo da estrela morre energeticamente. Este processo só termina quando o bojo entra em colapso gravitacional e a estrela explode em uma supernova.

FUNDAMENTOS TE ´ ORICOS

Taxas de decaimento-β

No caso do operador de transição Oβ, que atua nas funções de onda do elétron e do antineutrino eletrônico, segundo Chung [18], utilizando a aproximação local, pode ser escrito como: . Se considerarmos as funções de onda do elétron e do antineutrino como ondas planas no volume V, teremos:. onde e pνe são respectivamente os momentos do elétron e do antineutrino eletrônico, r. e a coordenada radial do respectivo l'epton. Levando em consideração os efeitos do campo nuclear de Coulomb na função de onda do elétron na interação com o núcleo filho, introduzimos a função de Fermi na equação dog acima, que é representada por F(Z, Ee), portanto:.

A Teoria Grossa

• Teoria Grossa no decaimento-β - (TGDB)
• Taxa de captura de neutrinos

Para a transição Gamow-Teller, foi utilizada uma aproximação [3], onde foi utilizado EGT ≈ EF e que foi demonstrado por estados isobáricos análogos (IAS), [28]. No entanto, os autores da teoria Gross original [3] apontam a tendência de os resultados experimentais divergirem no caso da transição de um núcleo ímpar ímpar para um núcleo par-par e vice-versa. 3-Transição entre núcleo de massa par e núcleo de massa par, ou seja, de massa par ímpar para massa par.

Processo-r em equil´ıbrio das rea¸ c˜ oes durante a explos˜ ao de uma supernovaexplos˜ao de uma supernova

No entanto, sabemos que a taxa de fotoemissão e captura de nêutrons ocorre em um intervalo de tempo muito mais curto do que a taxa de decaimento β [14], ou seja. Assim, quando a cadeia isobárica possui mais de um núcleo estável, a soma começará no núcleo após o núcleo estável e terminará no próximo nó. o núcleo é estável.

RESULTADOS E DISCUSS ˜ OES

Por outro lado, o fluxo de neutrinos (equação 3.94) por si só não fornece informações sobre a melhor temperatura para a captura de neutrinos, portanto, para ilustrar como a temperatura afeta o valor médio da parte de choque e consequentemente a taxa de captura de neutrinos, usaremos alguns esboços. gráficos do fluxo e da seção de choque. Isso porque, embora a intensidade máxima do fluxo diminua à medida que a temperatura aumenta, o fluxo permanece alto para uma faixa de energia maior, além do valor máximo alcançado pelas curvas de fluxo e conforme os cães de choque do Neutrino convergem para a mesma faixa de energia. Observa-se, portanto, que para os intervalos de energia em que a seção transversal atinge seu valor máximo, o fluxo de neutrinos permanece elevado em comparação com os gráficos das figuras 4.15 e 4.16, pelo menos para o caso do Cu(29.70).

Através deles fica claro que o comportamento dos gráficos para diferentes temperaturas é semelhante, havendo alterações apenas no valor médio da parte de choque. Além disso, podemos observar que, à medida que a temperatura aumenta, além de um aumento de ordem de grandeza no valor médio da seção de choque, há uma maior variação no valor médio da seção transversal em relação a núcleos de mesma massa. , aspecto que é visível na maior inclinação dos pontos dos gráficos com o aumento da temperatura, principalmente nos gráficos que representam as diferentes temperaturas simultaneamente. A Figura 4.27 ilustra o valor médio da seção transversal para captura de neutrinos em diferentes temperaturas.

Nestes gráficos fica claro que os núcleos com paridade de pares pares possuem um valor médio de seção transversal maior que os demais, é também aquele que possui a maior diferença do valor médio da seção transversal entre seus vizinhos do mesma paridade. Os núcleos ímpares são aqueles que apresentam o menor valor médio da seção transversal. Até o momento foram apresentados resultados relacionados ao fluxo de neutrinos e seu comportamento em função de diferentes temperaturas, bem como resultados relacionados à seção transversal e ao valor médio da seção transversal de choque.

Além disso, no gráfico 4.31, que ilustra a taxa de captura de neutrinos para uma família isobárica com A = 75, podemos apreciar o comportamento interessante: à medida que os núcleos da família isobárica se aproximam do vale de estabilidade beta, tornam-se mais sensíveis aos neutrinos. captura, enfatizando mais uma vez que a captura de neutrinos não depende apenas da massa do núcleo, mas também da distribuição de carga e de sua estabilidade.

Aplica¸ c˜ ao das equa¸ c˜ oes de Bateman

O comportamento que aparece no final dos gráficos e 4,32 para 210 < A < 256, que está ilustrado na Figura 4.32, é justificado pelo recorte do universo de núcleos estudado neste trabalho e que apenas os primeiros membros do inclui isob. Dessa forma não há divulgação dos resultados. Ressalta-se que outros trabalhos, como os desenvolvidos na referência [32], mostram que à medida que a temperatura aumenta, a taxa de captura de neutrinos também aumenta, tendência observada no presente trabalho. Os gráficos e 4.37 representam a abundância de seu respectivo elemento estável da família isobárica sem considerar a captura de neutrinos, enquanto os gráficos e 4.38 representam a abundância de isótopos com a captura de neutrinos levada em consideração.

A opção por ambas as representações está relacionada ao fato de que, ao se considerar a captura de neutrinos, o intervalo de tempo necessário para que todos os membros da família isobárica encontrem sua estabilidade é muito menor. Observando as taxas de captura de neutrinos (gráficos e 4.38), o tempo necessário para os núcleos da família isobárica atingirem o vale de estabilidade beta diminui, em comparação com os valores considerando apenas o decaimento −β (gráficos e 4.37). Nesse sentido, confirma-se a importância da captura de neutrinos para a formação de elementos pesados ​​em um ambiente astrofísico, visto que neste ambiente as taxas de captura de neutrinos são elevadas, de acordo com os achados da literatura e [35]).

Resultados numéricos para a taxa de decaimento β e a taxa de captura de neutrinos separados por paridade calculadas neste trabalho são então apresentados, onde Z é a carga, A é a massa, Q é a energia de reação, τcal é o meio de decaimento β calculado. vida, τexp é a meia-vida experimental do decaimento β.

CONCLUS ˜ OES

O cálculo da taxa de decaimento β permitiu o ajuste de σN da ressonância de Gamow-Teller, que foi utilizada para calcular o valor médio da seção transversal do neutrino, levando em consideração as diferentes temperaturas no universo de 826 núcleos. Como resultado, a temperatura mais favorável para a captura de neutrinos foi de 4 MeV (entre as temperaturas testadas). Para analisar o impacto da captura de neutrinos na formação de elementos pesados, as equações de Bateman [18] também foram resolvidas utilizando os dados obtidos na presente pesquisa para a abundância de isótopos na captura de neutrinos considerada e são desprezadas.

Identificou-se assim que o tempo gasto em todos os núcleos da família isobárica para atingir sua estabilidade é muito menor comparado ao tempo gasto apenas considerando as taxas de decaimento β indicando a influência do aprisionamento de neutrinos na formação de elementos pesados de acordo com a literatura [32]. Investigue também a influência da temperatura no decaimento β (que foi tratado aqui à temperatura zero) e considere diferentes condições iniciais para as equações de Bateman. O papel da estrutura nuclear nas taxas de decaimento beta e captura eletrônica em pré-supernovas.

Instituto de Física da Universidade de São Paulo: Tese de Doutorado, Instituto de Física da Universidade de São Paulo. Centro Brasileiro de Pesquisas Físicas, Rio de Janeiro: Dissertação de Mestrado, Centro Brasileiro de Pesquisas Físicas.