Stelle AGB, processo s e grani presolari

L’ultima fase delle stelle simili al Sole

Tra cinque miliardi di anni il Sole, dopo aver esaurito l’idrogeno nel suo centro e completato la fase di He-burning in nucleo, si gonfierà fino a diventare una gigante rossa enorme: oltre cento volte più larga di oggi, abbastanza da inghiottire Mercurio e Venere e probabilmente la Terra stessa. Questa fase finale si chiama AGB (Asymptotic Giant Branch) ed è la condizione in cui finiscono tutte le stelle di massa simile al Sole — tutte tranne le più piccole con $M < 0{,}8\,M_\odot$, che però vivono così a lungo che nessuna di loro è ancora morta nella storia dell’universo. Le AGB sono il principale “polmone cosmico” di arricchimento chimico per gli elementi prodotti dalle stelle low/intermediate mass: disperdono nel mezzo interstellare carbonio, azoto, fluoro e larga parte degli elementi pesanti del processo s main component (Ba, La, Ce, Nd, Pb: parte centrale di questo capitolo). Il materiale viene espulso da venti stellari lenti e densi nelle fasi tardive, e nel vento condensa in grani microscopici di polvere — silicati, grafite, carburo di silicio (SiC), $\mathrm{Al}_2\mathrm{O}_3$ — che molti miliardi di anni dopo ritroviamo incastonati nelle meteoriti primitive come grani presolari (parte finale di questo capitolo), il laboratorio diretto della nucleosintesi AGB individuale.

Struttura interna

Le stelle AGB sono stelle di massa iniziale compresa fra $\sim 0{,}8$ e $\sim 8\,M_\odot$ nella fase evolutiva post-He-burning del core. La loro struttura interna è caratterizzata da un core degenere CO (residuo della combustione dell’elio in core), una sottile e termicamente instabile shell di He-burning, una ulteriore shell di H-burning ancora più sottile, e un involucro convettivo esteso con $R \sim 100$-$1000\,R_\odot$ e $L \sim 10^{3}$-$10^{4}\,L_\odot$. La luminosità è governata dalla relazione core-mass luminosity di Paczyński (1970), $L/L_\odot \approx 5{,}9 \times 10^{4}\,(M_{\mathrm{core}}/M_\odot - 0{,}52)$, che lega direttamente la massa del core CO degenere alla luminosità osservata, indipendentemente dalla massa dell’involucro. La validità di questa relazione è oggi limitata in vari regimi (in particolare per HBB attivo, dove la luminosità è generata in parte sopra il core) ma resta una guida quantitativa di prima approssimazione.

Lungo la fase AGB la stella attraversa due sotto-fasi temporalmente distinte. La E-AGB (Early-AGB) è la fase di combustione quiescente della shell di He sopra il core CO; dura $\sim 10^{6}$ anni ed è caratterizzata da struttura idrostatica stabile. La TP-AGB (Thermally Pulsing AGB) inizia quando la shell di He diventa termicamente instabile e accende intermittenti flash a intervalli regolari di $10^{4}$-$10^{5}$ anni: la stella attraversa una sequenza di pulsi termici separati da fasi interpulse quiescenti, per una durata totale di $\sim 10^{5}$-$10^{6}$ anni terminata dalla mass loss intensa del superwind finale. La fenomenologia dei pulsi termici e del third dredge-up che ne risulta è il cuore della nucleosintesi AGB ed è discussa nella sezione successiva. Le rassegne di riferimento per la modellistica AGB moderna sono Herwig (2005) [Herwig 2005] e Karakas e Lattanzio (2014) [Karakas & Lattanzio 2014] .

I limiti di massa per la fase AGB sono ben caratterizzati. Il limite superiore è fissato dalla mancata accensione del C-burning: per $M > 8\,M_\odot$ a $Z = Z_\odot$, il core CO supera $1{,}05\,M_\odot$ e il carbonio si accende in regime debolmente degenere, attivando la sequenza di combustioni avanzate verso il collasso (capitolo 3). Sopra questa soglia ma sotto il limite delle SN core-collapse standard si trovano le Super-AGB ($M \sim 7$-$10\,M_\odot$), che bruciano C ma non Ne, e producono nane bianche ONeMg o — in eventi rari — electron-capture supernovae (ECSN). Il limite inferiore è $M \sim 0{,}8\,M_\odot$ a metallicità solare (più alto a metallicità inferiori): sotto, la stella non sviluppa una shell di H sufficientemente sottile e instabile da innescare i pulsi termici, e si ferma al tip del RGB senza entrare nella fase TP-AGB. Le griglie evolutive AGB sono fornite da diversi gruppi: Karakas-Lugaro a Monash con codice MONSTAR [Karakas & Lattanzio 2014] , Cristallo et al. FRUITY [Cristallo et al. 2015] , Pignatari et al. NuGrid, Ventura-D’Antona ATON. Le differenze sugli yield s-process fra griglie sono del $20$-$50\%$ a causa di trattamenti diversi di convezione, mass loss e formazione del $^{13}\mathrm{C}$ pocket.

I pulsi termici e il third dredge-up

Durante la fase TP-AGB, la shell di He-burning non funziona in modo continuo come durante l’He-burning di core: è termicamente instabile e si accende in flash periodici di durata $\sim 10^{2}$ anni, intervallati da lunghe fasi interpulse quiescenti di $10^{4}$-$10^{5}$ anni in cui la shell di H domina la produzione energetica. Ogni flash di He libera una quantità enorme di energia ($\sim 10^{47}$-$10^{48}$ erg) in tempo molto breve, e mette in moto un piccolo episodio di convezione locale che porta in superficie i prodotti delle reazioni nucleari del core: è il third dredge-up (TDU), il “soffio” con cui la stella ripesca dal profondo gli elementi appena prodotti. Senza il TDU, gli elementi sintetizzati nelle profondità della stella resterebbero sepolti per sempre nel core o nel pre-core inerti, e gli AGB non potrebbero arricchire la galassia. Con il TDU attivo, le AGB diventano fabbriche di carbonio, di azoto, di fluoro, e degli elementi del processo s — e in particolare il TDU efficace produce le stelle al carbonio (C-stars), in cui il rapporto C/O supera l’unità e la chimica circumstellare si trasforma radicalmente.

La sequenza schematica di un pulso termico procede in quattro fasi distinte. Durante la fase quiescente interpulse ($\sim 10^{4}$-$10^{5}$ anni) la shell di H-burning è attiva e brucia il combustibile fornendo $\sim 10^{4}\,L_\odot$; la shell di He sotto è inattiva, ma viene “alimentata” dalla cenere di He che la shell di H deposita sopra di essa, e la sua massa cresce progressivamente. Durante il flash di He shell ($\sim 1$-$10^{2}$ anni) — innescato quando la massa accumulata raggiunge $\Delta M_{\mathrm{He}} \approx 0{,}01\,M_\odot$ — la shell di He si accende esplosivamente per $3\alpha$ runaway in regime parzialmente degenere, libera $10^{47}$-$10^{48}$ erg, si dilata adiabaticamente, e crea un’instabilità convettiva locale (la Pulse-Driven Convective Zone, PDCZ) che mescola turbolentemente il contenuto della shell e dell’intershell. Durante il power-down ($\sim 10^{2}$ anni) la shell di He si contrae di nuovo, l’involucro convettivo della stella penetra fino alle profondità che la shell di He aveva raggiunto, e i prodotti della PDCZ — $^{12}\mathrm{C}$, $^{16}\mathrm{O}$, e gli elementi s-process generati durante l’interpulse precedente — vengono trasportati in superficie: è il TDU. Infine la stella ritorna alla fase quiescente in cui la shell di H riprende e ricomincia il ciclo, in attesa del flash successivo.

L’efficienza del TDU è quantificata dal parametro adimensionale $\lambda = \Delta M_{\mathrm{TDU}}/\Delta M_{\mathrm{growth}}$, dove $\Delta M_{\mathrm{TDU}}$ è la massa portata in superficie dal TDU e $\Delta M_{\mathrm{growth}}$ è la massa aggiunta al core durante l’interpulse precedente. Per stelle low-mass ($M < 3\,M_\odot$), $\lambda \approx 0{,}5$-$0{,}8$; per stelle intermedie ($M = 3$-$6\,M_\odot$), $\lambda \approx 0{,}9$. Il numero totale di pulsi termici per stella varia da $\sim 5$ a $\sim 30$ a seconda di massa, metallicità e legge di mass loss adottata. Il TDU dipende sensibilmente dal trattamento della convezione al bordo: l’overshooting del bottom dell’involucro convettivo è necessario per attivare il TDU nei modelli con $M < 3\,M_\odot$, perché senza overshooting $\lambda \to 0$ e gli AGB non producono carbonio — contraddizione manifesta con l’osservazione delle C-stars Pop I. I modelli FRUITY adottano overshooting esponenziale di Herwig [Herwig 2005] calibrato sui rapporti C/N delle C-stars; Monash usa una funzione di smoothing della frontiera convettiva calibrata sul $\sigma_{\mathrm{HBB}}$ osservato.

L’episodio di TDU induce inoltre il mescolamento di una piccola quantità di idrogeno dell’envelope nella PDCZ ricca di $^{12}\mathrm{C}$: il risultato è la formazione del $^{13}\mathrm{C}$ pocket, una sottile regione dell’intershell ($\Delta M \sim 10^{-4}\,M_\odot$) in cui la catena

$${}^{12}\mathrm{C}(p,\gamma){}^{13}\mathrm{N}(\beta^{+}\nu){}^{13}\mathrm{C}$$

produce $^{13}\mathrm{C}$ in eccesso rispetto al $^{14}\mathrm{N}$. Il $^{13}\mathrm{C}$ nel pocket è la sorgente di neutroni del processo s main component: brucia durante l’interpulse seguente via $^{13}\mathrm{C}(\alpha,n)^{16}\mathrm{O}$ alle temperature di $\sim 10^{8}$ K che caratterizzano l’intershell radiative. La massa, il profilo e la persistenza del pocket sono parametri liberi nei modelli AGB 1D, calibrati a posteriori su osservazioni di rapporti hs/ls in AGB e su grani SiC presolari (parte centrale e parte finale di questo capitolo). L’origine fisica del meccanismo di formazione del pocket — overshooting convettivo, rotazione differenziale, instabilità magneto-idrodinamiche — è oggi una delle questioni aperte più discusse della modellistica AGB, in attesa di simulazioni 3D MHD self-consistent.

Hot Bottom Burning (HBB)

Nelle stelle AGB di massa intermedia (sopra $\sim 4$-$5\,M_\odot$) entra in gioco un meccanismo aggiuntivo di trasformazione chimica: la base dell’involucro convettivo è abbastanza calda da diventare un piccolo sito di combustione nucleare attivo, in particolare per le reazioni del ciclo CNO e per le catene NeNa e MgAl. Si chiama Hot Bottom Burning (HBB), e ha l’effetto qualitativamente importante di trasformare il $^{12}\mathrm{C}$ portato in superficie dal TDU in $^{14}\mathrm{N}$ — distruggendo proprio quello che la stella sta cercando di produrre come C-enhancement. È per questo che le stelle AGB di massa intermedia con HBB attivo non diventano C-stars: il rapporto C/O alla superficie resta sotto l’unità, e le stelle rimangono di tipo spettrale M (O-rich) anziché passare al tipo C.

L’HBB richiede temperatura alla base dell’envelope convettivo $T_{\mathrm{base}} > 5 \times 10^{7}$ K, valore raggiunto in AGB di massa $\gtrsim 4\,M_\odot$. Le reazioni nucleari attive includono il ciclo CNO completo — $^{12}\mathrm{C}(p,\gamma)^{13}\mathrm{N}(\beta^{+}\nu)^{13}\mathrm{C}$ seguita da $^{13}\mathrm{C}(p,\gamma)^{14}\mathrm{N}$ per la conversione C → N, $^{16}\mathrm{O}(p,\gamma)^{17}\mathrm{F}(\beta^{+}\nu)^{17}\mathrm{O}(p,\alpha)^{14}\mathrm{N}$ per la conversione O → N — e le catene NeNa e MgAl ad alta temperatura. Gli effetti misurabili dell’HBB sulla superficie della stella sono notevoli e diagnostici: riduzione di $^{12}\mathrm{C}$ (la stella resta di tipo spettrale M e non passa a carbon star nonostante TDU efficace); aumento di $^{14}\mathrm{N}$ (origine primaria di N a bassa metallicità, vedi sotto); diminuzione del rapporto isotopico $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ verso il valore di equilibrio CNO di $\approx 3{,}5$ (rispetto al solare 89); aumento di $^{7}\mathrm{Li}$ via il meccanismo di beryllium transport di Cameron-Fowler, in cui $^{3}\mathrm{He}(\alpha,\gamma)^{7}\mathrm{Be}$ produce $^{7}\mathrm{Be}$ alla base dell’envelope, la convezione rapida trasporta $^{7}\mathrm{Be}$ in regioni più fredde dove decade via cattura elettronica in $^{7}\mathrm{Li}$, e il $^{7}\mathrm{Li}$ è preservato dal successivo mescolamento — fenomeno che produce le stelle super-Li-rich osservate in alcuni AGB intermedi.

L’HBB è il meccanismo dominante di produzione primaria di $^{14}\mathrm{N}$ nelle stelle di massa intermedia a bassa metallicità, ed è cruciale per la GCE. Senza HBB, l’azoto sarebbe esclusivamente secondario — derivato dal $^{12}\mathrm{C}$ pre-esistente nella nebulosa progenitrice via CNO secondario — e $[\mathrm{N/Fe}]$ scenderebbe a $-\infty$ alle metallicità più basse. Le osservazioni di stelle EMP mostrano invece $[\mathrm{N/Fe}] \approx 0$ a $[\mathrm{Fe/H}] = -3$, richiedendo necessariamente una componente primaria di N (capitolo 7). La proposta dominante per spiegare il problema dell’azoto primario è proprio l’HBB in AGB di massa intermedia, eventualmente con rotazione differenziale che migliora il mescolamento di H nella PDCZ e l’efficienza di produzione di $^{14}\mathrm{N}$ a basse metallicità (Hirschi 2007 per il contributo di rotazione in stelle massicce, parallelo per AGB).

Effetti collaterali importanti dell’HBB includono la nucleosintesi delle catene NeNa e MgAl, che produce $^{22}\mathrm{Ne}$, $^{23}\mathrm{Na}$, $^{25,26}\mathrm{Mg}$, $^{27}\mathrm{Al}$ e l’isotopo radioattivo $^{26}\mathrm{Al}$ ($\tau_{1/2} = 7{,}2 \times 10^{5}$ anni). Le anti-correlazioni Na-O e Mg-Al osservate sistematicamente in tutti gli ammassi globulari massicci della Via Lattea (Carretta et al. 2009 e successivi) sono attribuite a contaminazione da prodotti HBB di una popolazione AGB di prima generazione che ha arricchito il gas da cui si è formata una seconda generazione stellare nell’ammasso. È uno dei pochi casi diretti in cui i prodotti dell’HBB sono osservati spettroscopicamente in stelle vive di “seconda generazione” che hanno ereditato la materia processata, e fornisce il vincolo osservativo più stringente sull’HBB e sulla sua efficienza in funzione della massa progenitrice.

Processo s in AGB

Le stelle AGB sono la fabbrica principale degli elementi pesanti del processo s main component — bario, lantanio, cerio, neodimio, piombo. Il meccanismo funziona così: durante l’interpulse, il $^{13}\mathrm{C}$ accumulato nel pocket brucia via $^{13}\mathrm{C}(\alpha,n)^{16}\mathrm{O}$ e libera neutroni; i neutroni vengono catturati dai nuclei seed Fe-peak presenti nell’intershell (residuo della metallicità della stella progenitrice), e la cattura n lenta costruisce progressivamente la catena verso masse maggiori, attraversando i picchi s a $A = 88$ (Sr-Y-Zr), $A = 138$ (Ba-La-Ce-Nd) e terminando al picco di Pb-Bi a $A = 208$. Ogni TDU porta in superficie il prodotto e lo diluisce nell’envelope; il vento stellare poi disperde l’envelope arricchito nel mezzo interstellare. Le abbondanze osservate di bario nelle stelle del disco galattico e i grani di SiC trovati nelle meteoriti primitive sono entrambe firme dirette del processo s in AGB. La cinetica del processo, le sue componenti weak/main/strong e i suoi diagnostici quantitativi sono il soggetto della parte centrale di questo capitolo: qui interessa il comportamento del sito.

La sorgente di neutroni dipende dalla massa stellare, con conseguenze diagnostiche sul pattern prodotto. In AGB low-mass ($M < 4\,M_\odot$) domina $^{13}\mathrm{C}(\alpha,n)^{16}\mathrm{O}$, attiva radiativamente durante l’interpulse a $T \sim 10^{8}$ K nel pocket di $^{13}\mathrm{C}$: l’esposizione lenta e prolungata accumula abbondante $^{208}\mathrm{Pb}$, la terminazione naturale della catena s. In AGB di massa intermedia con HBB attivo ($M \gtrsim 4\,M_\odot$) si attiva invece $^{22}\mathrm{Ne}(\alpha,n)^{25}\mathrm{Mg}$ durante il pulse termico stesso, a $T \sim 3 \times 10^{8}$ K, con densità neutronica molto più alta ($n_n \sim 10^{11}$ cm$^{-3}$) ed esposizione integrata minore ma più impulsiva: il risultato è Ba, La, Ce ma relativamente poco Pb. Questo contrasto fra sorgenti, insieme ai branching points sensibili a temperatura e densità neutronica, permette di leggere nelle abbondanze la struttura interna della stella che le ha prodotte.

Perdita di massa e fine della fase AGB

Una stella AGB perde la maggior parte della sua massa attraverso un vento stellare lento ma molto denso, con velocità tipica $\sim 10$ km/s e tasso $\dot M \sim 10^{-7}$-$10^{-4}\,M_\odot/\mathrm{yr}$ a seconda della fase. Nel vento, le temperature scendono abbastanza ($< 1500$ K nella shell di condensazione, $\sim 100$ K nelle regioni più esterne) da permettere la formazione di polveri microscopiche: granelli di silicato di Mg/Fe negli AGB O-rich con C/O $< 1$, granelli di SiC e di grafite negli AGB C-rich con C/O $> 1$ post-TDU, granelli di $\mathrm{Al}_2\mathrm{O}_3$ in alcuni casi specifici. Questi grani sono i veicoli con cui gli elementi appena prodotti vengono trasportati fuori dalla stella e dispersi nel mezzo interstellare. Alla fine della fase AGB, dopo aver perso quasi tutto il proprio involucro, della stella resta solo il core CO degenere — una nana bianca, che si raffredderà lentamente per miliardi di anni. L’involucro espulso continua a essere visibile per qualche migliaio di anni come nebulosa planetaria illuminata dalla nana bianca centrale calda: le classiche NGC 6543 (Cat’s Eye), M57 (Anello della Lira), NGC 7293 (Helix) sono nebulose planetarie di questo tipo, residui visibili di AGB recentemente terminate nella Via Lattea.

I venti AGB sono dust-driven: la condensazione di grani di polvere nell’atmosfera esterna produce un fluido in cui la pressione di radiazione accoppia efficacemente il momento dei fotoni stellari al gas neutro, accelerando la materia oltre la velocità di fuga. Le leggi empiriche di mass loss in uso nei codici di evoluzione AGB sono tre principalmente: la legge di Reimers (1975) $\dot M = 4 \times 10^{-13}\,\eta\,L R/M$ con $\eta \sim 0{,}5$, valida per RGB e E-AGB; la legge di Vassiliadis & Wood (1993) $\log\dot M = -11{,}4 + 0{,}0125\,P$ con $P$ periodo di pulsazione Mira/SR in giorni, che cattura quantitativamente la fase superwind tipica della fine AGB; la legge di Bloecker (1995), generalizzazione di Reimers con scaling $L^{2{,}7}/M^{2{,}1}$ calibrata su SED di RSG e AGB tardive. Il tasso di mass loss in fase superwind raggiunge $\sim 10^{-4}\,M_\odot/\mathrm{yr}$ e dura $\sim 10^{4}$-$10^{5}$ anni, espellendo il $50\%$-$90\%$ della massa iniziale stellare. La fase superwind è quella in cui la stella attraversa il diagramma HR diagonalmente verso temperature più alte lungo la cooling track della nana bianca, passando attraverso lo stadio di proto-nebulosa planetaria ($T_{\mathrm{eff}} \sim 10^{4}$ K, post-AGB) prima dell’ionizzazione completa che produce la nebulosa planetaria visibile.

La composizione finale della nana bianca residua dipende dalla massa iniziale dell’AGB progenitrice. Per AGB low-mass ($0{,}8 < M_{\mathrm{ZAMS}} < 2\,M_\odot$): $M_{\mathrm{WD}} \approx 0{,}55\,M_\odot$, composizione CO. Per AGB intermedia ($2 < M_{\mathrm{ZAMS}} < 8\,M_\odot$): $M_{\mathrm{WD}} \approx 0{,}6$-$1{,}05\,M_\odot$, composizione CO. Per Super-AGB ($7 < M_{\mathrm{ZAMS}} < 10\,M_\odot$): $M_{\mathrm{WD}} \approx 1{,}05$-$1{,}35\,M_\odot$, composizione ONeMg. La distribuzione di massa delle nane bianche (DA, DB, DO) misurata con asterosismologia o gravità superficiale ha valore mediano $\langle M_{\mathrm{WD}} \rangle \approx 0{,}60\,M_\odot$, coerente con la previsione integrata sull’IMF iniziale.

L’incertezza dominante nelle griglie evolutive AGB è la legge di mass loss adottata. Il numero di pulsi termici, la massa finale della nana bianca, lo yield integrato di s-process e di C, N, F dipendono tutti criticamente dal momento in cui la mass loss raggiunge il regime superwind: modelli che adottano leggi diverse producono yield differenti di un fattore 2-5 per lo stesso progenitore ZAMS. I vincoli osservativi sulla mass loss includono la distribuzione di massa delle nane bianche (DA), la distribuzione di periodi delle Mira con velocità terminali di vento misurate, e la luminosità del tip dell’AGB negli ammassi vecchi (che dipende dal numero massimo di pulsi attraversati prima del superwind). Il superwind finale è correlato all’accensione di pulsazioni radiali di grande ampiezza nel modo fondamentale ($P \sim 1$ anno per Mira tipiche), e le polveri condensate ($\mathrm{SiC}$ in C-stars, $\mathrm{Al}_2\mathrm{O}_3$ e silicati Mg/Fe in M-stars) vengono successivamente catturate nelle meteoriti primitive come grani presolari, fornendo il record diretto della composizione isotopica del materiale AGB individuale (parte finale di questo capitolo).

Stato della questione: modellistica AGB

Il quadro modellistico delle AGB è oggi consolidato nelle linee maestre: la struttura interna è ben caratterizzata, la fenomenologia dei pulsi termici è riprodotta dai codici 1D di nuova generazione (FRUITY, Monash, NuGrid, ATON), la nucleosintesi s main component è quantitativamente in accordo con la firma chimica delle stelle AGB osservate e con i grani presolari SiC. Restano aperte tre famiglie di questioni quantitative. La prima è l’origine fisica del $^{13}\mathrm{C}$ pocket: i modelli 1D inseriscono il pocket come parametro libero (massa, profilo, persistenza pulse-to-pulse) calibrato a posteriori, e nessuna simulazione 3D ha ancora prodotto un pocket auto-consistente in grado di sostituire la calibrazione empirica. Le simulazioni MHD 3D di stelle AGB pulsanti (Freytag, Höfner, Cristini et al.) sono attese nel prossimo quinquennio come il primo test severo del paradigma. La seconda è la legge di mass loss superwind: l’incertezza fattore 2-5 sugli yield finali è il singolo maggior contributo alle differenze fra griglie evolutive di gruppi diversi, e richiede vincoli osservativi più stringenti su Mira variabili a diverse metallicità (LMC, SMC, dwarf locali). La terza è l’estensione di HBB e proton ingestion a bassissima metallicità ($Z < 10^{-3}\,Z_\odot$), dove la modellistica suggerisce attivazione del processo i (capitolo 8) ma le predizioni quantitative sono incerte e dipendono sensibilmente dal trattamento 3D del mescolamento.

Le prospettive a 5-10 anni includono diverse direzioni convergenti. Sul fronte modellistico, le simulazioni MHD 3D di AGB pulsanti raggiungeranno risoluzioni sufficienti a calibrare quantitativamente la formazione del $^{13}\mathrm{C}$ pocket e del TDU, e a sostituire i parametri liberi dei modelli 1D con predizioni auto-consistenti. Sul fronte osservativo, JWST sta già caratterizzando spettralmente AGB e RSG in galassie satellite (LMC, SMC, dwarf locali) con risoluzione spaziale e spettrale senza precedenti, vincolando direttamente la composizione di grani in formazione e i tassi di mass loss a diverse metallicità. ALMA ha mappato in dettaglio la struttura tridimensionale dei venti AGB di stelle vicine (Mira, R Sculptoris, W Hya) rivelando complessità asimmetriche e binarie nascoste che alterano significativamente il pattern di mass loss. PLATO (lancio 2026) con asteroseismologia di precisione vincolerà profili interni di rotazione e mixing in stelle in fase pre-AGB e AGB, fornendo input cruciali per la calibrazione dei parametri di convezione e di TDU. La combinazione di questi fronti promette di portare la modellistica AGB da disciplina di calibrazione fenomenologica a disciplina di predizione quantitativa nel prossimo decennio, con conseguenze dirette sugli yield in input alla GCE (capitolo 7) e sulla decodifica dei grani presolari (parte finale di questo capitolo).

Le stelle AGB sono il sito quasi esclusivo della nucleosintesi del processo s main component e contribuiscono in modo dominante al budget galattico di C, N, F e degli elementi pesanti fino al Pb fra le stelle low/intermediate mass. Il meccanismo nucleare che vi opera — la cattura neutronica lenta — merita ora una trattazione sistematica: la sua scoperta osservativa, la sua cinetica, le sue componenti e i suoi diagnostici sono il soggetto della parte centrale di questo capitolo.

Come si forma l’oro? Risposta 1: la via lenta

Nel 1952, l’astronomo Paul Merrill al Mount Wilson Observatory pubblicò un articolo apparentemente tecnico ma di portata rivoluzionaria. Osservando lo spettro di alcune stelle giganti rosse di tipo S — stelle fredde e luminose, all’incrocio fra le M e le N — aveva identificato un set di righe d’assorbimento riconducibili al tecnezio [Merrill 1952] . Il problema era questo: il tecnezio (Z = 43) non ha alcun isotopo stabile. I suoi isotopi più longevi, $^{97}\mathrm{Tc}$ ($\tau_{1/2} = 4{,}2 \times 10^{6}$ anni) e $^{99}\mathrm{Tc}$ ($\tau_{1/2} = 2{,}1 \times 10^{5}$ anni), decadono $\beta^{-}$ rapidamente sulla scala temporale dell’evoluzione stellare. Una stella che osservava Merrill, di età almeno qualche miliardo di anni, non poteva contenere tecnezio “ereditato” dalla nube proto-stellare — sarebbe da molto tempo scomparso. La sola conclusione possibile era che quella stella stesse producendo tecnezio in vivo, in tempo reale, e lo stesse portando in superficie dove le righe d’assorbimento potevano rivelarlo.

La scoperta di Merrill è la prima prova diretta — anteriore di cinque anni alla pubblicazione di B²FH — che la nucleosintesi degli elementi pesanti non è un fossile del Big Bang ma un processo attivo dentro le stelle. Il meccanismo che produce il tecnezio osservato nelle giganti AGB è il processo s (s per slow, dall’inglese “lenta cattura neutronica”): una catena di catture $(n,\gamma)$ in cui i nuclei seed (tipicamente quelli del picco del ferro, già presenti nel materiale di partenza) catturano neutroni uno alla volta, con un intervallo medio fra catture sufficientemente lungo da permettere ai nuclei instabili intermedi di decadere $\beta^{-}$ prima della cattura successiva. Migliaia di catture e decadimenti più tardi, il flusso netto del processo s ha trasformato i seed in nuclei pesanti fino al piombo, popolando tutta la regione transferrica della tavola periodica.

Il processo s spiega circa la metà dell’abbondanza cosmica degli elementi più pesanti del ferro: l’altra metà viene dal processo r (capitolo 6) e una piccola frazione dal processo p (capitolo 5). I tre processi lasciano firme nucleari distinte e operano in siti astrofisici diversi, e la loro identificazione individuale è una delle vittorie più solide della nucleosintesi quantitativa.

Il quadro cinetico

La condizione formale del processo s è $\tau_n \gg \tau_\beta$ per ogni nucleo instabile lungo il percorso: il tempo medio fra catture di neutrone, $\tau_n = (n_n \langle \sigma v \rangle_n)^{-1}$, è molto maggiore del tempo di vita media $\beta$ del nucleo instabile prodotto da cattura. La conseguenza geometrica è che il cammino del processo s sulla carta dei nuclidi resta vicino alla valle di stabilità: ogni volta che la cattura sposta un nuclide oltre il bordo della stabilità $\beta$, il nuclide decade prima della cattura successiva, riportando il percorso alla valle a $Z$ più alto di una unità. Il percorso s zigzaga lungo la stabilità, accumulando massa nuclide per nuclide.

L’equazione di evoluzione per l’abbondanza $N_A$ di un isotopo stabile $A$ lungo il percorso è

$$\frac{dN_A}{dt} = n_n \langle \sigma v \rangle_{A-1} N_{A-1} - n_n \langle \sigma v \rangle_A N_A.$$

In condizioni di flusso stazionario (steady-flow), la soluzione asintotica è $\sigma_A N_A \approx \sigma_{A-1} N_{A-1} \approx \mathrm{const}$, dove $\sigma_A$ è la Maxwellian-Averaged Cross Section (MACS) a $kT \sim 30$ keV — la temperatura tipica dei siti del processo s nei pulsi termici AGB. La conseguenza è semplice ma diagnostica: l’abbondanza prodotta dal processo s è inversamente proporzionale alla sezione d’urto. Isotopi con MACS piccola si accumulano; isotopi con MACS grande si bruciano via via.

Gli isotopi con MACS più piccola sono quelli con numeri magici di neutroni $N = 50, 82, 126$, in corrispondenza dei gusci chiusi del modello nucleare a shell. La piccola MACS è il riflesso quanto-meccanico dello shell-closing: il nuclide “magico” ha un gap energetico significativo verso lo stato eccitato successivo, e quindi una bassa densità di livelli accessibili per assorbire un neutrone aggiuntivo. Il risultato sulla curva delle abbondanze cosmiche è una sequenza di tre picchi s prominenti:

• $A \approx 88$ ($N = 50$): Sr, Y, Zr;
• $A \approx 138$ ($N = 82$): Ba, La, Ce, Nd;
• $A \approx 208$ ($N = 126$): Pb, Bi.

Sono le tre “barriere” della cattura neutronica lenta: ogni volta che il flusso s arriva a un guscio chiuso si accumula, perché serve molto più tempo per superare l’isotopo magico verso il prossimo. Sono firme dirette del processo s, distinguibili dai corrispondenti picchi r (a $A \approx 80, 130, 195$) per il diverso $Z$ a cui appartengono gli isotopi (vedi capitolo 6 per dettagli).

L’esposizione neutronica integrata che caratterizza un sito è $\tau = \int n_n v_T \, dt$ (in unità di mb$^{-1}$ se $n_n$ è in cm$^{-3}$, $v_T$ in cm/s, $t$ in s): è la quantità totale di “flusso neutronico” che ha attraversato un nucleo seed durante la fase di processo s. Per le AGB low-mass tipiche, $\tau \sim 0{,}3$-$0{,}8$ mb$^{-1}$ e basta per costruire elementi fino al Pb; per le stelle massicce, $\tau \sim 0{,}1$-$0{,}2$ mb$^{-1}$ e il flusso si arresta intorno a $A = 90$.

I dati nucleari

L’apparato di dati nucleari necessario per calcolare un percorso s completo conta MACS per circa 250 isotopi lungo la valle di stabilità, oltre alle vite medie $\beta$ e ai branching ratio dei nuclei instabili. La compilazione di riferimento è KADoNiS (Karlsruhe Astrophysical Database of Nucleosynthesis in Stars) [Karlsruhe Institute of Technology] , mantenuta a Karlsruhe da Käppeler, Dillmann e collaboratori, che riunisce MACS misurate e calcolate per la grande maggioranza dei nuclei coinvolti, con incertezze tipiche sotto il $10\%$ per gli isotopi misurati direttamente. Le misure sono effettuate principalmente con la tecnica del time-of-flight a sorgenti spallative (n_TOF al CERN, GELINA all’IRMM, LANSCE a Los Alamos) o con il metodo della attivazione (sorgenti $^{7}\mathrm{Li}(p,n)$ a Karlsruhe e Goethe-Universität Frankfurt). Le incertezze residue più significative riguardano isotopi rari, instabili o branching points, dove le misure dirette sono difficili o impossibili.

La rassegna canonica del processo s, dei suoi siti astrofisici e dei suoi vincoli osservativi è Käppeler, Gallino, Bisterzo e Aoki (2011) [Käppeler et al. 2011] in Reviews of Modern Physics, oggi il riferimento standard di tutta la disciplina. Aggiornamenti annuali e nuove misure sono incorporati nella libreria JINA REACLIB e nei database NACRE-II [Xu et al. 2013] .

I siti astrofisici: weak, main e strong component

Il processo s non opera in un unico sito stellare ma in (almeno) due ambienti distinti, con condizioni neutroniche diverse e con output chimici sostanzialmente diversi. Tradizionalmente li si chiama weak component e main component, con una terza ipotetica strong component invocata per spiegare alcuni eccessi di piombo in stelle metal-poor.

La weak component opera nei core convettivi di He-burning e poi nelle shell di C-burning delle stelle massicce ($M \gtrsim 13\,M_\odot$). La sorgente neutronica è $^{22}\mathrm{Ne}(\alpha,n){}^{25}\mathrm{Mg}$, attivata a $T \gtrsim 2{,}5 \times 10^{8}$ K, dove il $^{22}\mathrm{Ne}$ è il prodotto della catena $^{14}\mathrm{N}(\alpha,\gamma){}^{18}\mathrm{F}(\beta^{+}\nu){}^{18}\mathrm{O}(\alpha,\gamma){}^{22}\mathrm{Ne}$ alimentata dal $^{14}\mathrm{N}$ accumulato durante il precedente CNO-burning. Le condizioni tipiche sono $n_n \sim 10^6$ cm$^{-3}$ e $kT \sim 25$ keV, con esposizione integrata $\tau \sim 0{,}1$-$0{,}2$ mb$^{-1}$. La componente weak è responsabile della produzione di nuclei del range $A \sim 60$-$90$ (Cu, Zn, Ga, Ge, Se, Br, Kr, Rb, Sr, Y, Zr) e culmina nel picco di Sr-Y-Zr. Non riesce a popolare significativamente la regione oltre $A \sim 90$, perché l’esposizione integrata è troppo bassa.

La main component opera negli AGB di piccola massa (low-mass, $M \sim 1{,}5$-$3\,M_\odot$) durante la fase termicamente pulsante (TP-AGB, vedi la prima parte di questo capitolo). La sorgente neutronica principale è $^{13}\mathrm{C}(\alpha,n){}^{16}\mathrm{O}$, attiva a $T \sim 10^8$ K nella intershell zone tra impulsi termici, dove un pocket di $^{13}\mathrm{C}$ formato per cattura protonica viene bruciato durante la lunga fase interpulso. Le condizioni tipiche sono $n_n \sim 10^7$-$10^8$ cm$^{-3}$ — sostanzialmente più alte della componente weak — e $kT \sim 8$ keV, con esposizione integrata $\tau \sim 0{,}3$-$0{,}8$ mb$^{-1}$. La componente main è responsabile della produzione degli elementi pesanti da $A \sim 90$ fino a $^{208}\mathrm{Pb}$, culminando nel picco di Pb-Bi al numero magico $N = 126$. Una piccola pulsazione termica aggiuntiva, alimentata da $^{22}\mathrm{Ne}(\alpha,n)$ al picco del flash di He, contribuisce a modulare i branching ratio (vedi sezione seguente).

La strong component è una variante della main attiva in AGB di bassissima metallicità ($[\mathrm{Fe/H}] \lesssim -2$), dove la scarsità di nuclei seed Fe-peak combinata con un’esposizione neutronica significativa concentra l’intero flusso s sulla produzione di piombo. Il risultato sono le cosiddette lead stars (CEMP-s con $[\mathrm{Pb/Fe}] \gtrsim 2$), osservate in numerose stelle dell’alone metal-poor. La firma chimica è una sovrabbondanza di Pb molto superiore a quella di Ba o di altri elementi s di massa intermedia.

Il quadro complessivo è riassunto nella tabella seguente:

La dipendenza della main e della strong component dalla metallicità è una firma secondaria: il processo s in AGB richiede nuclei seed Fe-peak forniti dalle generazioni stellari precedenti, e quindi la sua efficienza per nucleo seed cresce a basse metallicità (più neutroni per seed disponibile), spostando il flusso s verso masse più alte e culminando, nel limite della strong component, sul piombo. È una predizione del modello pienamente confermata dalle osservazioni: il rapporto $[\mathrm{Pb}/\mathrm{Ba}]$ in stelle AGB-arricchite cresce monotonicamente al diminuire di $[\mathrm{Fe/H}]$, dal valore solare $\sim 0$ a $[\mathrm{Pb/Ba}] \sim 1{,}5$ in CEMP-s metal-poor estremi.

I modelli di nucleosintesi AGB di riferimento sono FRUITY (Cristallo et al., [Cristallo et al. 2015] , accessibile su fruity.oa-teramo.inaf.it) e Monash (Karakas et al., [Karakas & Lattanzio 2014] ), entrambi con tabelle pubbliche di yield per range completi di massa e metallicità; per il main component la rassegna quantitativa è in [Bisterzo et al. 2014] . I modelli si differenziano principalmente nel trattamento del $^{13}\mathrm{C}$ pocket (massa, profilo, persistenza pulse-to-pulse) e nella convezione tra pulsi termici. Per la componente weak in stelle massicce, i modelli pubblici sono Limongi-Chieffi (FRANEC, [Limongi & Chieffi 2018] ), Sukhbold-Woosley (KEPLER) e Pignatari-Herwig (NuGrid, [Pignatari et al. 2010] ). Le differenze fra modelli sulle abbondanze finali della main component sono dell’ordine del $\sim 20\%$ per $[\mathrm{Ba/Fe}]$, $\sim 50\%$ per $[\mathrm{Pb/Fe}]$ in stelle di bassa metallicità — un’incertezza dominata, in ultima analisi, dalle ambiguità sulla formazione del $^{13}\mathrm{C}$ pocket e dal rateo di $^{12}\mathrm{C}(\alpha,\gamma){}^{16}\mathrm{O}$.

Branching points come termometri stellari

Lungo il cammino del processo s, alcuni nuclei instabili hanno vita media confrontabile o superiore al tempo di cattura neutronica del sito. In questi punti la cattura $(n,\gamma)$ diventa competitiva con il decadimento $\beta^{-}$, e il percorso del processo s si biforca: una frazione del flusso decade $\beta$ e prosegue lungo la valle di stabilità, l’altra cattura un altro neutrone e prosegue lungo una traiettoria neutron-rich parallela. Questi nuclidi chiave si chiamano branching points, e i rapporti isotopici lungo i rami forniscono diagnostici quantitativi delle condizioni del sito — densità neutronica $n_n$, temperatura $T$, e in alcuni casi anche durata e ciclicità del processo.

Il branching ratio formale è

$$f_\beta = \frac{\lambda_\beta}{\lambda_\beta + \lambda_n} = \frac{\lambda_\beta}{\lambda_\beta + n_n \langle \sigma v \rangle_n},$$

con $\lambda_\beta$ rateo di decadimento $\beta$ (dipendente da $T$ nel caso di stati isomerici termalizzati, vedi sotto) e $\lambda_n$ rateo di cattura n. Se si misura indipendentemente il rapporto fra l’isotopo del ramo $\beta$ e quello del ramo n (per esempio in grani presolari SiC mainstream, dove la composizione isotopica originale del materiale AGB sopravvive intatta nella struttura cristallina del grano), si può ricavare il valore di $n_n$ — o, in casi favorevoli, anche di $T$.

I branching points più studiati e diagnostici sono:

• $^{63}\mathrm{Ni}$ ($\tau_{1/2} = 100$ anni): branching fra $\beta$ a $^{63}\mathrm{Cu}$ e cattura a $^{64}\mathrm{Ni}$. È un branching point della weak component, attivo nelle stelle massicce, e il rapporto $^{63}\mathrm{Cu}/^{65}\mathrm{Cu}$ nelle ejecta vincola le condizioni di He-burning del core.
• $^{85}\mathrm{Kr}$ ($\tau_{1/2} = 10{,}7$ anni): branching fra $\beta$ a $^{85}\mathrm{Rb}$ e cattura a $^{86}\mathrm{Kr}$. Misurato in grani SiC mainstream tramite il rapporto $^{86}\mathrm{Kr}/^{82}\mathrm{Kr}$, dà $n_n \sim 4 \times 10^{8}$ cm$^{-3}$ — la migliore conferma diretta della densità neutronica del pocket $^{13}\mathrm{C}$ nelle AGB.
• $^{151}\mathrm{Sm}$ ($\tau_{1/2} = 93$ anni): branching fra $\beta$ a $^{151}\mathrm{Eu}$ e cattura a $^{152}\mathrm{Sm}$. Il rapporto $^{152}\mathrm{Sm}/^{154}\mathrm{Sm}$ è osservabile in stelle e in grani; vincola le condizioni di tutto il segmento $A \sim 150$ del main component.
• $^{176}\mathrm{Lu}$: caso particolare. Il ground state ha $\tau_{1/2} = 3{,}6 \times 10^{10}$ anni — praticamente stabile — ma lo stato isomerico a $E_x = 123$ keV ha $\tau_{1/2} = 3{,}7$ ore. Alle temperature del processo s, lo stato isomerico è termalizzato (popolato termicamente da fotoni del bagno) e il rateo effettivo del decadimento dipende da $T$. È quindi un termometro stellare: il rapporto $^{176}\mathrm{Lu}/^{176}\mathrm{Hf}$ misurato in grani vincola direttamente la temperatura del sito.
• $^{180}\mathrm{Ta}^{m}$: l’unico nuclide stabile in stato isomerico osservato in natura, prodotto dal branching su $^{179}\mathrm{Hf}$.

L’analisi simultanea di branching points multipli — ciascuno con la propria sensibilità a $n_n$, $T$ e durata di esposizione — in un singolo modello AGB fornisce vincoli stringenti e sovradeterminati sulla struttura interna del $^{13}\mathrm{C}$ pocket. Il quadro complessivo emergente dalle analisi degli ultimi vent’anni [Lugaro et al. 2003] è di un pocket di massa $\sim 10^{-4}$-$10^{-3}\,M_\odot$, esteso su qualche $10^{-3}\,M_\odot$ della intershell zone, con profilo decrescente verso l’interno; un quadro coerente con i modelli idrodinamici di overshooting convettivo, ma ancora con incertezze quantitative significative sull’origine fisica del meccanismo di formazione del pocket.

La conferma dei grani presolari

Una conferma diretta — quasi un’analisi di laboratorio — del processo s in AGB viene dai grani presolari estratti da meteoriti primitive: granelli di polvere stellare formatisi nell’atmosfera di una singola stella AGB ricca di carbonio, espulsi nel suo vento e infine catturati nel disco protosolare 4,6 miliardi di anni fa. I grani SiC mainstream portano intatte le anomalie isotopiche del processo s — da $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ del third dredge-up ai pattern di Mo, Sr, Ba, Sm coerenti con esposizione $\tau \sim 0{,}3$-$0{,}5$ mb$^{-1}$, fino al rapporto $^{86}\mathrm{Kr}/^{82}\mathrm{Kr}$ che misura direttamente la densità neutronica del pocket. L’analisi simultanea di un singolo grano per Mo, Ba, Sm e Kr vincola il modello AGB con incertezze residue al $\sim 10\%$ — una precisione paragonabile a quella delle migliori misure spettroscopiche stellari, ma su una singola stella identificata univocamente: è uno dei rari casi in astrofisica in cui un singolo evento stellare può essere ricostruito dall’osservazione del suo materiale residuo. La classificazione dei grani, le tecniche di estrazione e analisi (NanoSIMS, RIMS) e il confronto sistematico con i modelli occupano la parte finale di questo capitolo.

Un’eccezione interessante è la post-AGB lead enhancement in alcuni grani SiC X (origine SN II), che mostrano sovrabbondanze di $^{208}\mathrm{Pb}$ incompatibili con AGB standard: suggeriscono o un sito alternativo o un’esposizione neutronica anomala in conseguenza dell’esplosione, e sono oggetto di interpretazione attiva nei modelli di nucleosintesi delle supernovae core-collapse.

Il processo s come cosmocronometro

Alcuni elementi prodotti dal processo s sono radioattivi con vite medie di miliardi di anni, e possono essere usati come orologi cosmici. La logica è la stessa della datazione al carbonio-14, ma su scale temporali molto maggiori: si misura il rapporto fra un isotopo radioattivo e uno stabile prodotti dallo stesso processo, e dalla differenza fra il rapporto attualmente osservato e quello iniziale (prodotto al momento della nucleosintesi originale) si ricava l’età del materiale.

I tre cosmocronometri principali costruiti su nuclei s-process sono:

• $^{187}\mathrm{Re}/^{187}\mathrm{Os}$ ($\tau_{1/2}(^{187}\mathrm{Re}) = 4{,}1 \times 10^{10}$ anni): la coppia padre-figlio più solida per la datazione dell’età della Galassia, perché entrambi gli isotopi appartengono al main component AGB. Le età ricavate convergono su $\sim 13$-$15$ Gyr, in pieno accordo con l’età cosmologica da CMB.
• $^{176}\mathrm{Lu}/^{176}\mathrm{Hf}$ ($\tau_{1/2}(^{176}\mathrm{Lu}) = 3{,}6 \times 10^{10}$ anni): cronometro per la datazione del Sistema Solare e per la formazione di corpi planetari precoci. Coinvolge il branching termalizzato già discusso.
• $^{182}\mathrm{Hf}/^{182}\mathrm{W}$ ($\tau_{1/2}(^{182}\mathrm{Hf}) = 8{,}9 \times 10^{6}$ anni): “estinto” oggi, ma vivo durante la formazione del Sistema Solare. La sua firma isotopica residua in meteoriti vincola la cronologia di differenziazione dei pianeti rocciosi al milione di anni di risoluzione.

L’accuratezza dei cosmocronometri s-process è limitata da tre fattori: incertezze sulle MACS dei nuclei chiave (in particolare $^{186}\mathrm{Os}$ e $^{187}\mathrm{Os}$, misurate al $\sim 10\%$ a n_TOF e GELINA); contributo r-process al rapporto, che va sottratto con osservazioni di stelle r-only; effetti di branching sotto condizioni stellari (per esempio $^{186}\mathrm{Re}^{m}$ ha stato isomerico termalizzato). Le età ottenute da cronometri s-process sono consistenti, entro le incertezze, con l’età cosmologica dell’universo ($13{,}8$ Gyr) e con i cronometri r-process basati su Th/Eu e U/Th nelle stelle metal-poor (vedi capitolo 6): la convergenza fra cronometri costruiti su processi nucleari indipendenti, applicati a popolazioni stellari indipendenti, è una conferma forte e non banale della cronologia cosmologica.

Stato della questione: processo s

A settant’anni dall’osservazione di Merrill, il processo s è il meno controverso dei tre meccanismi di nucleosintesi trans-ferrica: il sito principale è identificato, la fisica nucleare è ben caratterizzata, e l’accordo fra modelli e osservazioni — spettroscopiche, meteoritiche, di grani presolari — è quantitativo al livello del $10\%$-$20\%$ per la maggior parte degli isotopi. La componente main attribuita alle AGB low-mass, la weak alle stelle massicce, la strong alle AGB metal-poor: è una partizione che regge il confronto con i dati e che predice correttamente non solo le abbondanze solari ma anche la loro evoluzione con la metallicità nella popolazione stellare galattica.

Restano aperte tre famiglie di questioni che animano la ricerca corrente. La prima è l’origine fisica del $^{13}\mathrm{C}$ pocket, già discussa fra le questioni aperte della modellistica AGB nella prima parte di questo capitolo: per la catena predittiva del processo s è il singolo parametro libero più pesante, perché massa e profilo del pocket fissano direttamente l’esposizione neutronica integrata e quindi il pattern main component prodotto.

La seconda questione è la componente weak nelle stelle massicce in rotazione. I modelli di Limongi-Chieffi mostrano che la rotazione iniziale di una stella di $25\,M_\odot$ aumenta significativamente la produzione s nella shell di He, attraverso un mixing rotazionale che alimenta $^{14}\mathrm{N}$ aggiuntivo verso le shell più calde. Il risultato è uno spostamento del picco s da $A \sim 90$ fino a $A \sim 140$ in stelle very metal-poor con velocità di rotazione iniziale prossime alla rottura. La firma osservativa attesa — un eccesso di Sr, Y, Zr, e anche Ba, in stelle CEMP-no metal-poor — è in parte riconosciuta nelle survey moderne (R-Process Alliance, SAGA), ma la separazione fra contributo da spinstars rotanti e contributo da AGB primordiali resta non risolta in modo definitivo.

La terza questione è il contributo s-process alle stelle ultra-metal-poor ($[\mathrm{Fe/H}] < -3$): le poche stelle in questa popolazione che mostrano arricchimento s sono dominate da una manciata di sorgenti — probabilmente AGB di Pop III o quasi-Pop III — e la loro firma chimica vincola la massa, la metallicità, e perfino la funzione di massa iniziale delle prime generazioni stellari. È un canale di archeologia stellare che si sta espandendo grazie alle survey ad alta risoluzione (4MOST, WEAVE, PFS) che identificheranno migliaia di nuove EMP-stars nei prossimi dieci anni.

Le prospettive sperimentali a 5-10 anni includono nuove misure MACS di nuclei rari e instabili alle facility n_TOF (CERN), FRANZ (Frankfurt), SARAF (Soreq) e FRIB (MSU), con focus sui branching points instabili — $^{63}\mathrm{Ni}$, $^{79}\mathrm{Se}$, $^{147}\mathrm{Pm}$, $^{171}\mathrm{Tm}$ — finora caratterizzati solo per via teorica o con incertezze del $\sim 50\%$. Sul versante astronomico, la spettroscopia ad alta risoluzione su ELT, GMT e TMT permetterà di misurare abbondanze isotopiche di Ba e Eu in stelle s-process arricchite con precisione $< 0{,}1$ dex, e di sondare per la prima volta il rapporto $^{135}\mathrm{Ba}/^{137}\mathrm{Ba}$ in stelle metal-poor — una firma diretta del branching su $^{134}\mathrm{Cs}$ e una sonda indipendente delle condizioni del pocket. La combinazione di dati nucleari precisi, simulazioni 3D self-consistent dei pulsi termici, e archeologia chimica ad alta risoluzione promette di chiudere, nel prossimo decennio, i pochi capitoli aperti della nucleosintesi s.

Il processo s spiega circa la metà degli elementi più pesanti del ferro nell’universo, e la sua identificazione individuale tramite la firma di Tc nelle AGB di Merrill nel 1952 resta una delle pagine più belle dell’astrofisica osservativa del Novecento. L’altra metà delle abbondanze trans-ferriche viene dal processo r, soggetto del capitolo 6. Prima di lasciare il processo s, però, resta da esaminare da vicino il suo testimone più diretto: i grani di polvere stellare che hanno attraversato miliardi di anni per portarci, intatta, la composizione isotopica delle singole stelle che li hanno prodotti.

Pezzi di stelle dentro le meteoriti

Nelle meteoriti più primitive del Sistema Solare — le condriti carbonacee di tipo CM, CR, CI come Murchison (caduta in Australia nel 1969), Allende (caduta in Messico nel 1969), Tagish Lake, Orgueil — si trovano granelli microscopici di materiale solido, di dimensioni comprese fra qualche nanometro e qualche decina di micron, la cui composizione isotopica è così fortemente anomala rispetto al valore solare medio da non poter essere stata formata nel disco protosolare chimicamente omogeneizzato. Sono nati nell’atmosfera di altre stelle — AGB termicamente pulsanti, supernovae core-collapse, novae classiche — miliardi di anni fa, sono stati espulsi nello spazio attraverso venti stellari o ejecta esplosivi, hanno vagato nel mezzo interstellare per centinaia di milioni di anni, sono stati catturati nel disco protosolare quando il Sistema Solare si è formato 4,567 Gyr fa, e sono sopravvissuti intatti — nonostante la termalizzazione di tutto il resto del materiale solare — incastonati nella matrice fine delle meteoriti più primitive. Oggi possiamo estrarli con tecniche chimiche dedicate, isolarli individualmente, e analizzarli un grano alla volta con strumenti che misurano la composizione isotopica con precisione di parti per mille o per milione.

I grani presolari ci permettono di vedere direttamente i prodotti della nucleosintesi di stelle individuali, identificate univocamente per tipo (AGB low/intermediate/super, SN core-collapse di massa varia, novae CO/ONe), e di confrontarli quantitativamente con le predizioni dei modelli teorici discussi nei capitoli precedenti del libro. Sono un test della nucleosintesi stellare radicalmente diverso e complementare rispetto alla spettroscopia di stelle vive: anziché osservare una media spaziale e temporale della composizione fotosferica integrata su tutta una popolazione, analizziamo un campione isolato di materiale prodotto da una singola stella in un singolo momento della sua evoluzione, con dettaglio isotopico inaccessibile alla spettroscopia ottica/IR convenzionale. Le rassegne metodologiche di riferimento sono Zinner (2014) [Zinner 2014] , Nittler e Ciesla (2020) [Nittler & Ciesla 2016] , Hoppe et al. (2017) [Hoppe et al. 2017] .

I tipi mineralogici principali di grani presolari noti, in ordine di abbondanza tipica nelle condriti CM/CR/CI, sono riassunti nella tabella seguente:

Le abbondanze tipiche nelle meteoriti CM2 sono dell’ordine di $\sim 200$ ppm per i silicati (i più abbondanti numericamente), $\sim 5$ ppm per i SiC, $\sim 1$ ppm per la grafite, $\sim 1$ ppm per gli ossidi, $\sim 10$ ppb per $\mathrm{Si}_3\mathrm{N}_4$. I diamanti nanocristallini sono presenti in concentrazioni $\sim 1000$ ppm ma la loro origine presolare è oggetto di dibattito (alcuni autori attribuiscono parte dei diamanti a formazione locale nel disco). La frazione di massa totale di grani presolari nella matrice delle CM2 più primitive è $\sim 0{,}1\%$, un numero piccolo ma sufficiente a fornire un sample statisticamente significativo di oltre $10^{4}$ grani analizzati individualmente fino ad oggi.

Tecniche di estrazione e analisi

La caratterizzazione di un singolo grano presolare richiede un protocollo strumentale sofisticato. L’estrazione procede tipicamente per demineralization progressiva: la matrice meteoritica viene solubilizzata con acidi forti (HCl, HF, $\mathrm{HClO}_4$) in step successivi che dissolvono i minerali sensibili (silicati primari, solfuri, ossidi non resistenti) ma preservano i grani presolari resistenti (SiC, grafite, $\mathrm{Al}_2\mathrm{O}_3$). Le frazioni concentrate vengono poi caratterizzate per morfologia e mineralogia via SEM (Scanning Electron Microscopy) e TEM (Transmission Electron Microscopy). La misura dei rapporti isotopici grano per grano si effettua con NanoSIMS (Cameca NanoSIMS 50/50L), uno strumento di mass spectrometry a ioni secondari ad alta risoluzione laterale ($< 50$ nm) che permette di analizzare singoli grani sub-micron e di produrre mappe 2D di rapporti isotopici sulla superficie del grano. La risoluzione di massa è $\delta m/m \sim 10^{-3}$ e la precisione attuale per $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ in singolo grano è $\delta \approx \pm 5$‰. Per elementi traccia come Mo, Ba, Sr, Nd in singoli grani SiC si usa la RIMS (Resonance Ionization Mass Spectrometry), che combina ablation laser con ionizzazione risonante selettiva per isotopo e permette misure di pattern s-process in grani $> 1\,\mu\mathrm{m}$ con precisione $\sim 10\%$ per ciascun isotopo.

SiC mainstream: la firma AGB

Il tipo più comune e meglio studiato di grano presolare è il carburo di silicio mainstream (SiC-MS), che costituisce circa il $90\%$ dei grani SiC presenti nelle meteoriti primitive. La sua composizione isotopica è una conferma diretta e dettagliata della nucleosintesi prevista nei modelli AGB di massa low/intermediate, e ha avuto un ruolo storico chiave nella validazione quantitativa del processo s main component (parte centrale di questo capitolo).

Le caratteristiche isotopiche dei SiC-MS sono ben definite. Il rapporto $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ è tipicamente $50$-$100$ (rispetto al solare $89$), indicando origine in AGB con TDU efficace di $^{12}\mathrm{C}$ accompagnato da HBB leggero. Il rapporto $^{14}\mathrm{N}/^{15}\mathrm{N}$ è $500$-$5000$ (rispetto al solare $\sim 270$), firma classica del CNO completo nell’envelope AGB. Le anomalie isotopiche di Si — $\delta^{29}\mathrm{Si} \approx \delta^{30}\mathrm{Si} \approx +50$ a $+200$‰ rispetto al solare — sono correlate sistematicamente su una mainstream line con pendenza $\sim 1{,}3$ nel plot $\delta^{30}\mathrm{Si}$ vs $\delta^{29}\mathrm{Si}$, e riflettono la combinazione di evoluzione chimica galattica del rapporto $[\mathrm{Si/Fe}]$ con leggera contaminazione AGB endogena. I rapporti isotopici degli elementi pesanti misurati con RIMS in singoli grani SiC-MS — Ti, Sr, Ba, Mo, Nd, Sm, Hf, Pt — mostrano sistematicamente il pattern s-process tipico predetto dai modelli AGB main component.

I diagnostici quantitativi più importanti per la calibrazione dei modelli AGB includono: il rapporto $^{86}\mathrm{Kr}/^{82}\mathrm{Kr}$, che rivela direttamente la densità neutronica $n_n$ nella zona di nucleosintesi s-process attraverso il branching $^{85}\mathrm{Kr}$, con valore tipico $\sim 0{,}5$ in SiC-MS (rispetto al solare $\sim 0{,}19$) che implica $n_n \sim 4 \times 10^{8}$ cm$^{-3}$ — la migliore conferma diretta della densità neutronica del pocket $^{13}\mathrm{C}$ in AGB (vedi la sezione sui branching points nella parte centrale del capitolo); il pattern $^{96}\mathrm{Mo}/^{98}\mathrm{Mo}$, che mostra processo s puro in regime mainstream; il rapporto $^{138}\mathrm{Ba}/^{136}\mathrm{Ba}$, dipendente dal branching $^{135}\mathrm{Cs}$; il rapporto $^{147}\mathrm{Sm}/^{144}\mathrm{Sm}$ vs $^{142}\mathrm{Nd}/^{144}\mathrm{Nd}$, che identifica il branching $^{147}\mathrm{Pm}$. I modelli AGB FRUITY [Cristallo et al. 2015] , Monash [Karakas & Lattanzio 2014] e NuGrid riproducono questi pattern entro $\sim 30\%$, validando quantitativamente il quadro nucleare s-process discusso in dettaglio in Käppeler et al. (2011) [Käppeler et al. 2011] .

Le stelle parent dei SiC-MS sono state caratterizzate quantitativamente dalla combinazione di pattern isotopici osservati. La massa iniziale dedotta è $1{,}5$-$3\,M_\odot$ (basata sull’assenza o sulla debolezza di HBB nei grani); la metallicità è $[\mathrm{Fe/H}] \approx -0{,}3$ a $0{,}0$ (basata sui $\delta^{29,30}\mathrm{Si}$ sub-solari sulla mainstream line); il numero di pulsi termici attraversati al momento della condensazione del grano è $\sim 10$-$20$ (basato sull’esposizione s-process integrata leggibile nei rapporti hs/ls). Le frazioni di SiC con origine AGB sono ripartite ulteriormente in sotto-tipi: mainstream ($\sim 90\%$, AGB intermediate-mass solar metallicity), Y ($\sim 1\%$, AGB low-metallicity), Z ($\sim 1\%$, AGB very-low-metallicity); il restante $\sim 5\%$ include i tipi X (SN II, vedi più avanti la sezione sui grani da supernova) e Nova ($< 0{,}1\%$).

Ossidi e silicati: la maggioranza dei grani

I grani SiC sono i più studiati storicamente, ma non sono i più numerosi. Numericamente i grani presolari più abbondanti sono i silicati e gli ossidi, che provengono dalle atmosfere di stelle AGB ricche di ossigeno (con C/O $< 1$, opposto al regime delle AGB C-rich che producono i SiC). I silicati sono più fragili dei SiC e quindi storicamente più difficili da estrarre intatti dalle meteoriti — la loro caratterizzazione sistematica è cominciata solo dopo l’avvento del NanoSIMS imaging negli anni 2000 — ma le tecniche moderne permettono oggi di identificare e classificare migliaia di grani silicati e ossidi in modo routinario.

La classificazione standard degli ossidi presolari (Nittler-Alexander-Gao 1997 e successive estensioni) li suddivide in quattro gruppi distinguibili nel plot $^{17}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ vs $^{18}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$. Il Group 1 ($\sim 75\%$ del totale) ha $^{17}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ elevato ($\sim 1$-$5 \times 10^{-3}$, rispetto al solare $3{,}8 \times 10^{-4}$) e $^{18}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ vicino al solare, ed è coerente con origine in AGB di $1$-$2\,M_\odot$ con primo dredge-up che produce $^{17}\mathrm{O}$ via CNO secondario. Il Group 2 ($\sim 10\%$) ha $^{17}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ alto e $^{18}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ molto basso ($< 10^{-4}$), ed è coerente con origine in AGB di massa intermedia $4$-$8\,M_\odot$ con HBB attivo che distrugge $^{18}\mathrm{O}$ via $^{18}\mathrm{O}(p,\alpha)^{15}\mathrm{N}$. Il Group 3 ($\sim 10\%$) ha rapporti vicino al solare ma anomali in elementi traccia, ed è attribuito a stelle low-metallicity o AGB nascenti. Il Group 4 ($\sim 5\%$) ha $^{18}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ alto ed è attribuito a SN II. I silicati seguono pattern di classificazione simili. La partizione integrata ossidi + silicati per origine è circa $85\%$ AGB + $15\%$ SN II.

I diagnostici quantitativi più importanti per la calibrazione dei modelli AGB su ossidi/silicati includono diverse direzioni. Il rapporto $^{17}\mathrm{O}/^{18}\mathrm{O}$ è il diagnostico chiave perché dipende dal first dredge-up in AGB e dalla massa stellare iniziale attraverso una relazione FDU monotona, le cui abbondanze sono determinate dalla rete CNO completa e dai parametri di convezione (overshooting, semiconvezione). Le anomalie di Mg — $^{25}\mathrm{Mg}/^{24}\mathrm{Mg}$ alto — sono firma diretta del ciclo NeNa-MgAl attivo in regime HBB. Le tracce di $^{26}\mathrm{Al}$ ($\tau_{1/2} = 7{,}2 \times 10^{5}$ anni) vengono rivelate attraverso l’eccesso di $^{26}\mathrm{Mg}$ radiogenico prodotto dal decadimento $^{26}\mathrm{Al} \to {}^{26}\mathrm{Mg}$: il rapporto iniziale $^{26}\mathrm{Al}/^{27}\mathrm{Al}$ ricavato da questi diagrammi isocrono è fino a $10^{-2}$ in ossidi di Group 1 (rispetto al valore solare iniziale $5 \times 10^{-5}$). I modelli di nucleosintesi AGB FRUITY [Cristallo et al. 2015] e Monash [Karakas & Lattanzio 2014] riproducono entro $\sim 30\%$ la maggior parte degli isotopi osservati nei grani, ma restano tensioni residue quantitative: il Group 2 (HBB) viene predetto con $^{17}\mathrm{O}/^{18}\mathrm{O}$ più estremo di quanto osservato, suggerendo HBB più moderato nelle stelle reali rispetto ai modelli 1D standard; il $^{26}\mathrm{Al}/^{27}\mathrm{Al}$ in Group 1 richiede extra-mixing oltre l’HBB standard, ipoteticamente associato a thermohaline mixing in RGB tip o a mescolamento rotazionale durante la fase AGB.

Grani da supernova (SiC X, grafite, $\mathrm{Si}_3\mathrm{N}_4$)

Una minoranza dei grani presolari — circa l’$1\%$ dei SiC, una frazione significativamente maggiore di grafite low-density e di silicati di Group 4, e praticamente il $100\%$ dei rari $\mathrm{Si}_3\mathrm{N}_4$ — proviene da esplosioni di supernovae core-collapse anziché da AGB. Sono identificati da firme isotopiche distintive che non sono compatibili con nucleosintesi AGB: in particolare l’eccesso di $^{28}\mathrm{Si}$ prodotto in O-burning della shell SN, le tracce di $^{44}\mathrm{Ti}$ (rivelate via eccesso del prodotto di decadimento $^{44}\mathrm{Ca}$) che è esclusivamente prodotto in $\alpha$-rich freeze-out di SN II (capitolo 5), e le tracce di $^{49}\mathrm{V}$ (rivelate via $^{49}\mathrm{Ti}$) caratteristiche della shell di Si-burning.

I SiC di tipo X sono identificati attraverso una combinazione di firme isotopiche specifiche. Il rapporto $^{28}\mathrm{Si}/^{30}\mathrm{Si}$ è elevato (eccesso di $^{28}\mathrm{Si}$ dalla shell di O-burning interna). Il $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ può essere o basso ($< 30$) o alto ($> 200$), dipendendo dallo strato di origine del materiale che ha condensato il grano. Il live $^{26}\mathrm{Al}$ è abbondante ($\sim 10^{-2}$ iniziale, due ordini di grandezza superiore ai grani AGB). Il live $^{44}\mathrm{Ti}$ è la firma più caratteristica e diagnostica: $^{44}\mathrm{Ti}$ con $\tau_{1/2} = 60$ anni viene prodotto solo in $\alpha$-rich freeze-out di SN II, e la sua presenza al momento della condensazione del grano (rivelata oggi come eccesso di $^{44}\mathrm{Ca}$ radiogenico) implica origine SN II senza ambiguità. Il rapporto $^{15}\mathrm{N}/^{14}\mathrm{N}$ alto è coerente con contributo $\nu$-process (capitolo 2). La grafite low-density presolare ha maggiormente origine SN II, identificata da pattern correlati di Si, Ti, Ca; i grani $\mathrm{Si}_3\mathrm{N}_4$ sono praticamente esclusivamente SN-derivati.

Il modello layer-by-layer per i SiC X (Travaglio, Gallino, Amari et al. 1999) interpreta la composizione di ciascun grano come miscela di materiale proveniente da diversi strati interni della stella SN progenitrice: lo strato di intershell di He (con la firma del $^{22}\mathrm{Ne}$), lo strato di C convettivo, lo strato O/Ne (con eccesso $^{28}\mathrm{Si}$), e la shell di $\alpha$-rich freeze-out (con $^{44}\mathrm{Ti}$, $^{56}\mathrm{Ni}$). Il mescolamento delle layers durante l’esplosione, dovuto alle instabilità Rayleigh-Taylor sviluppate dietro lo shock in propagazione, miscela materiale di strati diversi prima della condensazione di grani solidi nell’ejecta in espansione e in raffreddamento. La quantità e la distribuzione di mescolamento dedotta quantitativamente dai pattern isotopici dei singoli grani X vincola direttamente le simulazioni 3D SN, fornendo uno dei pochi test osservativi della convezione post-shock pre-condensazione. I diagnostici fisici sulla stella progenitrice ricavabili dai grani X includono: la massa progenitrice $15$-$25\,M_\odot$ (basata sugli yield combinati); il pattern di $\nu$-process visibile in $^{15}\mathrm{N}/^{14}\mathrm{N}$ alto; la storia di $^{26}\mathrm{Al}$ confrontata con $^{60}\mathrm{Fe}$/$^{60}\mathrm{Ni}$ che aiuta a separare il contributo MS + post-MS dal contributo esplosivo.

Grani di nova

Una piccolissima frazione dei grani SiC presolari — meno dell’$0{,}1\%$ del totale — ha firme isotopiche peculiari che non si spiegano né con nucleosintesi AGB né con SN core-collapse: provengono probabilmente da novae classiche (capitolo 5) di tipo ONe. Sono pochissimi (circa una decina di candidati SiC e cinque silicati identificati a oggi) e ancora oggetto di indagine sistematica, ma la loro esistenza fornisce la prima conferma osservativa diretta del contributo delle novae alla nucleosintesi galattica via materiale solido residuo.

L’identificazione dei grani nova-type richiede la combinazione di quattro firme isotopiche specifiche. Il rapporto $^{20}\mathrm{Ne}/^{22}\mathrm{Ne}$ è molto basso ($< 1$, rispetto al solare $13{,}7$): è la firma del runaway del ciclo NeNa in novae ONe, che converte $^{20}\mathrm{Ne}$ in $^{22}\mathrm{Na}$ e in $^{22}\mathrm{Ne}$ via decadimento $\beta^{+}$. Il rapporto $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ è molto basso ($< 10$), firma diretta del Hot CNO completo in regime beta-limited (capitolo 5). Il rapporto $^{15}\mathrm{N}/^{14}\mathrm{N}$ è alto, prodotto chiave del Hot CNO. Il rapporto $^{26}\mathrm{Al}/^{27}\mathrm{Al}$ è molto alto ($> 10^{-1}$), prodotto dal ciclo MgAl attivo nelle novae ONe. Alcuni grani candidati mostrano composizioni che richiedono il mescolamento di una frazione significativa di materiale ONe della WD nel substrato accresciuto, prima dell’innesco del runaway termonucleare.

I modelli di novae di José-Casanova-Hernanz (capitolo 5) riproducono qualitativamente le anomalie isotopiche dei grani nova-type, con tensioni quantitative residue su due fronti. Il $^{20}\mathrm{Ne}/^{22}\mathrm{Ne}$ osservato nei grani richiede mescolamento $\sim 50\%$ ONeMg WD nel substrato accresciuto — sopra la media dei modelli 1D standard ($\sim 30\%$) — suggerendo che il mescolamento via instabilità di Kelvin-Helmholtz sia più efficace nelle simulazioni 3D di Casanova et al. che nei modelli 1D di calibrazione. Il live $^{26}\mathrm{Al}$ richiesto dai grani ($^{26}\mathrm{Al}/^{27}\mathrm{Al} > 0{,}1$) richiede un picco di temperatura specifico nelle novae ONe più massicce ($M_{\mathrm{WD}} > 1{,}2\,M_\odot$), in coerenza con la statistica osservata. Analisi recenti (Amari, Hoppe, Iliadis) hanno raffinato i modelli adattando mass ratio e accretion rate alle composizioni dei grani candidati, e la convergenza fra grani e modelli è progressivamente migliorata negli ultimi anni.

I grani come laboratorio della Galassia

I grani presolari non sono solo conferme isolate dei modelli di nucleosintesi stellare individuale: integrandone le composizioni isotopiche su molte centinaia o migliaia di stelle parent identificate, ricostruiamo un quadro statistico dell’evoluzione chimica della Galassia prima della formazione del Sistema Solare. Vediamo una vera e propria “biopsia” del mezzo interstellare locale al momento dell’aggregazione solare, complementare e indipendente dalla spettroscopia stellare delle stelle vicine — e con la differenza chiave che i grani campionano sorgenti individuali specifiche (singole AGB, singole SN), mentre la spettroscopia stellare misura abbondanze chimiche integrate su tutta la storia di arricchimento della popolazione progenitrice.

I vincoli sulla GCE ricavabili dai grani presolari includono diverse direzioni complementari. La distribuzione di $\delta^{29,30}\mathrm{Si}$ nei SiC-MS, con la sua mainstream line di pendenza $\sim 1{,}3$ nel plot $\delta^{30}\mathrm{Si}$ vs $\delta^{29}\mathrm{Si}$, riflette direttamente l’evoluzione del rapporto $[\mathrm{Si/Fe}]$ vs $[\mathrm{Fe/H}]$ nel disco galattico prima della formazione del Sole — un tracer che può essere confrontato con i modelli GCE del capitolo 7. La distribuzione di $^{17}\mathrm{O}/^{18}\mathrm{O}$ in ossidi e silicati presolari è un tracer della distribuzione di età e metallicità degli AGB progenitori della popolazione che ha arricchito il mezzo solare: il rapporto $^{17}\mathrm{O}/^{16}\mathrm{O}$ aumenta sistematicamente con il numero di generazioni stellari precedenti perché $^{17}\mathrm{O}$ è prodotto secondario via CNO. Il lifetime medio interstellare dei grani presolari, stimato in $\sim 200$-$500$ Myr da modelli di spallazione cosmica (perdita di atomi del grano per cattura di raggi cosmici), implica un’età media dei grani di $\sim 1$ Gyr al momento dell’aggregazione solare 4,567 Gyr fa — vincolo diretto sulla scala temporale del trasporto interstellare di polvere prima della formazione planetaria.

Stato della questione: grani presolari

Il quadro della disciplina dei grani presolari è oggi consolidato nelle sue linee maestre: i tipi mineralogici sono identificati, le tecniche di estrazione e analisi sono mature, le origini stellari prevalenti sono assegnate con confidenza per la maggior parte dei sotto-tipi, e il confronto quantitativo con i modelli di nucleosintesi AGB e SN II valida i modelli al livello del $30\%$ per la grande maggioranza degli isotopi misurati. Restano aperti diversi problemi quantitativi specifici e diverse frontiere di indagine.

I problemi aperti più discussi includono quattro famiglie di questioni. La prima è l’identificazione di grani da r-process puro: non sono ancora stati identificati con confidenza grani con composizione chiaramente r-process (a parte alcuni candidati incerti in grafite SN II che mostrano arricchimenti deboli compatibili con $\nu$-process esplosivo o con contributi r limitati). Le NSM (capitolo 6) producono ejecta a $v \sim 0{,}1\,c$ e la condensazione di grani solidi sarebbe in linea di principio possibile nelle regioni più esterne dell’ejecta a temperature di $\sim 1000$ K, ma nessun grano kilonova-derived è stato finora isolato univocamente; la ricerca è attiva con campagne dedicate. La seconda è l’identificazione di grani da Pop III: zero metals in grani presolari non è ancora stato dimostrato, e eventuali grani UMP (extreme metal-poor) sarebbero rivoluzionari ma sono molto rari attesi statisticamente. La terza è l’identificazione di grani di kilonova predetti teoricamente per AT2017gfo: le firme attese (Ba/Eu, Pt/Os anomali) sono difficili da misurare in singolo grano sub-micron con le tecniche attuali, e richiederebbero RIMS di nuova generazione. La quarta è il fission cycling signature del processo r-strong in grani candidati, mai osservato in modo conclusivo ma teoricamente predetto.

Le prospettive a 5-10 anni includono diverse direzioni convergenti. Sul fronte strumentale, lo sviluppo di MC-ICP-MS multi-collettore di nuova generazione, upgrade di RIMS per maggiore sensibilità e risoluzione isotopica, e atom probe tomography per grani sub-micron permetteranno di estendere l’analisi a grani sempre più piccoli e a elementi traccia sempre più rari. Sul fronte dei campioni, le missioni di sample return (OSIRIS-REx con sample di Bennu rientrato 2023, Hayabusa2 con sample di Ryugu rientrato 2020, future missioni a comete e asteroidi primitivi) forniscono materiale potenzialmente più ricco di grani presolari di quanto disponibile dalle meteoriti convenzionali. Sul fronte teorico, l’integrazione self-consistent fra modelli 3D di nucleosintesi AGB e SN (capitoli 3 e 5) e simulazioni di condensazione di polvere in ejecta in raffreddamento permetterà di interpretare quantitativamente le composizioni isotopiche dei grani candidati con minore ambiguità sui parametri di mescolamento e di condensazione.

I grani presolari offrono l’unico canale in cui possiamo letteralmente analizzare in laboratorio la composizione isotopica del materiale prodotto da una singola stella identificata univocamente per tipo, massa e metallicità. Insieme alla spettroscopia stellare di stelle vive e all’archeologia chimica galattica (capitolo 7), e all’osservazione multimessenger di eventi singoli come GW170817 (capitolo 6), costituiscono uno dei pilastri osservativi della disciplina moderna. Con le AGB, il processo s e il suo archivio meteoritico il quadro della nucleosintesi quiescente è completo: restano da raccontare i siti esplosivi — supernovae a collasso del nucleo e termonucleari, novae classiche su nane bianche, X-ray burst su stelle di neutroni — dove la fisica accretiva si combina con la nucleosintesi esplosiva per produrre nuclei rari di firma specifica. Sono il soggetto del capitolo 5.