Supernovae, processo p, novae e X-ray bursts

Due tipi di esplosioni, una storia comune

Le supernovae sono le esplosioni più luminose dell’universo dopo i lampi di raggi gamma: per qualche settimana, una singola stella che esplode può brillare quanto un’intera galassia di centinaia di miliardi di stelle. La luce visibile, però, è la parte minoritaria dell’energia in gioco: l’esplosione di una stella massiccia rilascia $\sim 3 \times 10^{53}$ erg, di cui $\sim 99\%$ in neutrini sfuggenti, $\sim 1\%$ in energia cinetica dell’ejecta (per definizione una foe, $10^{51}$ erg), e meno dell’$1\%$ in radiazione elettromagnetica. La curva di luce ottica nei giorni e mesi successivi è alimentata quasi interamente dal decadimento radioattivo di una piccola quantità — qualche centesimo o decimo di massa solare — di $^{56}\mathrm{Ni}$ prodotto nei primi secondi dell’esplosione, che decade in cascata $^{56}\mathrm{Ni}(\tau_{1/2} = 6{,}1\,\mathrm{d}) \to {}^{56}\mathrm{Co}(\tau_{1/2} = 77\,\mathrm{d}) \to {}^{56}\mathrm{Fe}$ e che deposita i suoi raggi $\gamma$ nell’ejecta in espansione.

Esistono due meccanismi distinti di esplosione, che producono fenomeni superficialmente simili ma con firme chimiche e tempi-scala radicalmente diversi. Le SN core-collapse (spettroscopicamente classificate come tipo II, Ib, Ic a seconda della perdita d’involucro pre-esplosiva) sono il destino delle stelle massicce con $M \gtrsim 8\,M_\odot$: dopo aver attraversato tutte le fasi di combustione fino al Si (capitolo 3) ed essersi costruite un core di Fe a $\sim M_{\mathrm{Ch}}$, perdono il sostegno di pressione, collassano in meno di un secondo, e l’energia gravitazionale rilasciata espelle gli strati esterni attraverso un meccanismo idrodinamico mediato dai neutrini. Le SN termonucleari (tipo Ia) provengono invece dalla distruzione completa di una nana bianca CO in un sistema binario, in cui l’accrescimento di materia o la fusione con una seconda nana bianca innesca un runaway termonucleare che brucia in pochi secondi $\sim 1\,M_\odot$ di carbonio e ossigeno in elementi del picco del ferro. La distinzione spettroscopica fra i tipi (presenza di linee H, He, Si nelle prime fasi) è riassunta nella tabella seguente:

Le frequenze galattiche relative sono $\sim 1$-$2 \times 10^{-2}$/anno per le SN core-collapse e $\sim 3 \times 10^{-3}$/anno per le SN Ia (rapporto $\eta_{\mathrm{SN Ia}}/\eta_{\mathrm{CC}} \approx 0{,}2$-$0{,}3$, dipendente da SFR e da Hubble type della galassia).

La differenza chiave per la nucleosintesi è il rapporto $\alpha$-elements/Fe dell’ejecta. Le SN core-collapse producono molti $\alpha$-elements (O, Mg, Si, S, Ca) — perché provengono da stelle massicce che hanno bruciato fino al Si nei loro strati interni e li espellono praticamente intatti — e relativamente poco ferro, con $[\alpha/\mathrm{Fe}]_{\mathrm{CC}} \approx +0{,}4$. Le SN Ia producono predominante ferro ($\sim 0{,}6\,M_\odot$ per evento) con quantità molto minori di $\alpha$-elements, e hanno $[\alpha/\mathrm{Fe}]_{\mathrm{Ia}} \approx -0{,}3$. Questa diversità di firme chimiche, combinata con la differente scala temporale di rilascio nel mezzo interstellare — le SN core-collapse esplodono pochi milioni di anni dopo la formazione della stella progenitrice, le SN Ia con un delay time mediano di $\sim 1$ Gyr — è la chiave della cronografia chimica galattica. In epoche primordiali, quando solo le SN core-collapse hanno avuto tempo di esplodere, il rapporto $[\alpha/\mathrm{Fe}]$ delle stelle nate dal gas interstellare è alto e poco disperso; quando le SN Ia entrano in gioco ($\Delta t \gtrsim 100$ Myr dopo l’inizio della star formation), il rapporto scende monotonicamente. Il ginocchio della curva $[\alpha/\mathrm{Fe}]$ vs $[\mathrm{Fe/H}]$ segna l’epoca della transizione, e la sua posizione precisa è un indicatore della storia di formazione stellare della popolazione osservata (capitolo 7 per l’evoluzione chimica galattica completa).

SN core-collapse: il meccanismo

Quando il nucleo di ferro di una stella massiccia supera il limite di Chandrasekhar effettivo ($M_{\mathrm{core}} \approx 1{,}4$-$1{,}5\,M_\odot$), niente più può sostenerlo contro la propria gravità. Il sostegno scompare per due ragioni complementari, entrambe attive sopra una soglia critica di densità centrale: la cattura elettronica $e^{-} + p \to n + \nu_e$ sui protoni dei nuclei rimuove pressione degenere degli elettroni e riduce la frazione protonica $Y_e$; la fotodisintegrazione $\gamma + {}^{56}\mathrm{Fe} \to 13\,{}^{4}\mathrm{He} + 4n$ ($Q = -124$ MeV) assorbe energia termica del bagno fotonico per dissociare i nuclei più stabili in $\alpha$ e nucleoni liberi. Entrambi i processi sono endotermici: rimuovono pressione anziché aggiungerla, e il nucleo entra in caduta libera in meno di un secondo, passando da una sfera di diecimila chilometri di raggio a una di dieci chilometri — una densità che supera quella nucleare $\rho_{\mathrm{nuc}} \sim 2{,}3 \times 10^{14}$ g/cm$^{3}$. A quel punto la materia è degenere nuclearmente e incomprimibile, e il core “rimbalza”: la repulsione fra nucleoni produce uno shock idrodinamico che si propaga verso l’esterno a velocità di $\sim 30\,000$ km/s.

Lo shock però non riesce a propagarsi indefinitamente. Mentre attraversa il materiale ancora in caduta del core esterno, dissipa energia per fotodisintegrazione dei nuclei pesanti che incontra: ogni nucleo di Fe disintegrato costa circa $124$ MeV, e la massa di materia attraversata è sufficiente a consumare $\sim 10^{51}$ erg — buona parte del budget energetico cinetico iniziale. Lo shock si arresta in $\sim 150$ ms a un raggio di $\sim 100$-$200$ km, lasciando il sistema in una configurazione metastabile: una proto-neutron star (PNS) centrale di $\sim 1{,}5\,M_\odot$ in raffreddamento intenso per emissione neutrinica, e materia in continua caduta sopra lo shock stazionario. Il meccanismo che fa partire l’esplosione vera e propria è ancora oggetto di ricerca attiva, ma la proposta di gran lunga più accreditata — e supportata dalle simulazioni 3D self-consistent degli ultimi dieci anni — è il neutrino reheating (Bethe-Wilson 1985, Burrows-Janka-Müller, recente). I neutrini emessi dalla PNS in raffreddamento ($\nu_e$, $\bar\nu_e$, $\nu_{\mu,\tau}$, $\bar\nu_{\mu,\tau}$, totale $\sim 3 \times 10^{53}$ erg in $\sim 10$ s) depositano una piccola frazione della loro energia ($\sim 1\%$) nella gain region sopra lo shock, riscaldano localmente la materia, e — in combinazione con la convezione tridimensionale e con la Standing Accretion Shock Instability (SASI) — riavviano lo shock e producono l’esplosione su tempo scala di $\sim 0{,}5$-$1$ s.

La sequenza temporale completa di una SN core-collapse è dunque la seguente. Al pre-collapse la stella ha un core di Fe di $\sim 1{,}5\,M_\odot$ circondato dalla struttura a cipolla degli strati di Si, O, Ne, C, He, H (vedi capitolo 3). L’onset of collapse a $t = 0$ è scatenato dall’instabilità per cattura elettronica e fotodisintegrazione di Fe. Il free-fall dura $\sim 100$ ms, con collasso omologo della parte interna del core e caduta ballistica dello strato esterno. Il core bounce a $t \approx 0{,}1$ s avviene quando la densità centrale supera $\rho_{\mathrm{nuc}}$. Lo shock stall a $t \approx 0{,}15$ s arresta lo shock a $R \sim 100$-$200$ km. Il neutrino reheating a $t \approx 0{,}3$-$1$ s riavvia lo shock attraverso la combinazione di trasporto neutrinico, convezione e SASI. Lo shock breakout nei secondi successivi vede lo shock attraversare via via gli strati Si, O, C e H, innescando in ciascuno la nucleosintesi esplosiva (sezione successiva). La curva di luce dei giorni-mesi successivi è alimentata dal decadimento $^{56}\mathrm{Ni} \to {}^{56}\mathrm{Co} \to {}^{56}\mathrm{Fe}$, con plateau caratteristico delle SN II-P sostenuto dalla ricombinazione dell’idrogeno nell’envelope esteso.

Le simulazioni 3D del meccanismo di esplosione (Burrows e collaboratori a Princeton, Janka e collaboratori a Garching, Müller a Monash, Couch a MSU) convergono nell’ultimo decennio sul fatto che l’esplosione avviene per progenitori in un ampio range di massa, ma con dispersione significativa fra modelli sull’energia finale, sul mass cut (frontiera fra materia espulsa e materia accresciuta nella PNS o nel buco nero risultante), e sugli yield. Per progenitori di $M \lesssim 25\,M_\odot$, $M_{\mathrm{cut}} \approx 1{,}4$-$2\,M_\odot$ e la stella espelle circa il $90\%$ della sua massa; per progenitori più massicci, è possibile il fallback diretto a buco nero, con poca o zero ejecta — un esito che varia in modo non monotono con la massa iniziale. Il parametro di compattezza $\xi_{2{,}5} = 2{,}5\,M_\odot / R(M = 2{,}5\,M_\odot)$ all’inizio del collasso (O’Connor e Ott 2011) si è imposto come predittore efficace dell’esito: per $\xi_{2{,}5} \lesssim 0{,}2$ l’esplosione tipicamente riesce, per $\xi > 0{,}3$ tipicamente fallisce con formazione diretta di buco nero (cosiddetta failed SN). La distribuzione di $\xi$ nelle stelle massicce solari è irregolare in funzione della massa, con “isole” di esplosione e di fallimento intervallate fra $20$ e $40\,M_\odot$ — una predizione testabile osservativamente attraverso il monitoraggio di stelle massicce vicine in attesa di scomparsa silenziosa, come quella già documentata in NGC 6946 (Adams et al. 2017). I codici di simulazione di riferimento sono CHIMERA, FLASH, FORNAX, ALCAR, COCONUT, ciascuno con specifiche di trasporto neutrinico (Boltzmann vs M1 vs IDSA) e idrodinamica relativistica diverse.

Nucleosintesi esplosiva in SN core-collapse

Quando lo shock attraversa gli strati pre-esistenti della stella massiccia nei secondi successivi al rebounding, riscalda istantaneamente la materia a temperature elevatissime e poi la lascia raffreddare per espansione idrodinamica. Le combustioni che si innescano in queste condizioni sono qualitativamente diverse da quelle quiescenti: durano secondi anziché milioni di anni, operano in regime fortemente fuori-equilibrio, e in alcuni strati raggiungono il regime di equilibrio statistico nucleare (NSE) seguito da freeze-out — il limite di assemblaggio massimo dei nuclei. I prodotti includono il $^{56}\mathrm{Ni}$ che alimenta la curva di luce, l’$\alpha$-element loading della galassia, e tracce di r-process (insufficienti al budget) e di p-process (nelle shell intermedie: parte centrale di questo capitolo).

La struttura della nucleosintesi esplosiva si organizza in funzione della temperatura di picco raggiunta dallo shock, che decresce con il raggio. Nello strato Si profondo ($T > 5 \times 10^{9}$ K) si raggiunge NSE completa seguita da $\alpha$-rich freeze-out: durante la fase di equilibrio, la composizione è dominata da $\alpha$ e nucleoni liberi; durante l’espansione, la triplice $\alpha$ congela rapidamente in $^{12}\mathrm{C}$, poi le successive $(\alpha, \gamma)$ portano la composizione fino al picco del Fe sotto forma di $^{56}\mathrm{Ni}$ (favorito per $Y_e \approx 0{,}5$). La massa di $^{56}\mathrm{Ni}$ prodotta è tipicamente $0{,}05$-$0{,}1\,M_\odot$ per SN core-collapse standard, e raggiunge $0{,}3$-$0{,}5\,M_\odot$ nelle hypernovae associate ai long GRB. Nello strato O/Ne ($T \sim 2$-$3 \times 10^{9}$ K) si innesca O-burning esplosiva, che produce $^{28}\mathrm{Si}, ^{32}\mathrm{S}, ^{36}\mathrm{Ar}, ^{40}\mathrm{Ca}$; in queste stesse condizioni opera anche il gamma-process per i nuclei p (parte centrale di questo capitolo). Nello strato C/Ne ($T \sim 1{,}5 \times 10^{9}$ K) si attiva C-burning esplosiva con produzione di $^{20}\mathrm{Ne}, ^{24}\mathrm{Mg}, ^{27}\mathrm{Al}$. Nello strato He ($T \sim 5 \times 10^{8}$ K) opera He-burning esplosiva residua, con attivazione di $^{22}\mathrm{Ne}(\alpha, n){}^{25}\mathrm{Mg}$ che fornisce neutroni per una piccola coda di processo s. Lo strato H esterno ($T < 10^{9}$ K) sopravvive sostanzialmente non alterato in composizione.

La maggior parte del materiale espulso preserva quindi la composizione pre-esplosiva della struttura a cipolla quiescente, con quattro addizioni esplosive significative: il $^{56}\mathrm{Ni}$ prodotto dall’$\alpha$-rich freeze-out dello strato più profondo; i nuclei p prodotti dal gamma-process nello strato O/Ne; una piccola quantità di r-process dai $\nu$-driven wind (insufficiente al budget galattico, vedi capitolo 6); e il $^{44}\mathrm{Ti}$ tracer dell’$\alpha$-rich freeze-out, rivelato attraverso la sua linea $\gamma$ a $1{,}157$ MeV in Cas A da NuSTAR e in SN 1987A da Compton-GRO. Il $\nu$-process aggiunge contributi minori ma osservabili a nuclei rari come $^{11}\mathrm{B}, ^{19}\mathrm{F}, ^{138}\mathrm{La}, ^{180}\mathrm{Ta}^{m}$ — prodotti da spallazione di nuclei abbondanti per interazione con il flusso neutrinico — calcolati con sezioni d’urto $\nu$-nucleare in shell model (Heger et al. 2005) a $\langle E_\nu \rangle \sim 10$-$20$ MeV.

Gli yield medi integrati su funzione di massa iniziale (IMF Salpeter o Kroupa) per stelle di $13$-$40\,M_\odot$ a metallicità solare, riassunti in Woosley & Heger [Woosley et al. 2002] e raffinati in Sukhbold et al. (2016) [Sukhbold et al. 2016] , sono dell’ordine di $\langle Y_O \rangle \sim 0{,}8\,M_\odot$, $\langle Y_C \rangle \sim 0{,}06\,M_\odot$, $\langle Y_{Ne} \rangle \sim 0{,}1\,M_\odot$, $\langle Y_{Mg} \rangle \sim 0{,}05\,M_\odot$, $\langle Y_{Si} \rangle \sim 0{,}05\,M_\odot$, $\langle Y_{Fe} \rangle \sim 0{,}07\,M_\odot$ per stella esplodente. Per stelle $> 25\,M_\odot$ il fallback diretto a buco nero può ridurre lo yield Fe a quasi zero, e il pattern dell’ejecta è dominato dagli strati esterni meno processati. Le tabelle complete per tutti i nuclidi, su griglia densa di massa e metallicità, sono in Sukhbold-Woosley 2016/2018 (KEPLER), Limongi-Chieffi 2018 (FRANEC, includono rotazione differenziale e mass loss), e Pignatari-Herwig 2016 (NuGrid, calibrato anche su grani presolari).

Un’osservazione empirica importante è la correlazione $M({}^{56}\mathrm{Ni})$-$E_{\mathrm{kin}}$: SN più energetiche producono più $^{56}\mathrm{Ni}$, con $M({}^{56}\mathrm{Ni}) \propto E_{\mathrm{kin}}^{0{,}7}$ e dispersione $\sim 0{,}3$ dex. SN sub-luminose ($E_{\mathrm{kin}} \sim 10^{50}$ erg, $M({}^{56}\mathrm{Ni}) \sim 10^{-3}\,M_\odot$) sono rare ma significative — la candidata storica è SN 2008ha — e probabilmente associate a esplosioni di stelle massicce con fallback parziale o a meccanismi di failed-SN parzialmente riuscite. Le hypernovae ($E_{\mathrm{kin}} \sim 10^{52}$ erg, $M({}^{56}\mathrm{Ni}) \gtrsim 0{,}3\,M_\odot$) sono al contrario associate ai long gamma-ray burst e ai progenitori più massicci ($M \gtrsim 30\,M_\odot$) e ad alta rotazione, e dominano il budget galattico di Fe da progenitori massicci a metallicità ultra-bassa.

SN Ia: il meccanismo

Le supernovae di tipo Ia provengono dalla distruzione completa di una nana bianca di carbonio e ossigeno in un sistema binario. Una nana bianca isolata è stabile per definizione — la pressione degenere degli elettroni la sostiene contro la gravità in modo stazionario — ma se ha una compagna stellare può accrescere materia o fondersi con essa, e quando la massa effettiva si avvicina al limite di Chandrasekhar ($M_{\mathrm{Ch}} \approx 1{,}4\,M_\odot$ per composizione CO) o quando l’innesco si propaga attraverso meccanismi sub-Chandrasekhar, il carbonio interno entra in regime di runaway termonucleare. In condizioni di degenerazione elettronica la temperatura sale ma la pressione no — la pressione è fissata dalla densità — e il runaway è incontrollabile: in pochi secondi tutto il carbonio e l’ossigeno della WD vengono fusi in elementi del picco del ferro, l’energia rilasciata ($\sim 10^{51}$ erg) supera l’energia di legame gravitazionale ($\sim 5 \times 10^{50}$ erg), e la WD viene disintegrata interamente lasciando nessun residuo compatto.

L’esplosione produce $0{,}3$-$0{,}9\,M_\odot$ di $^{56}\mathrm{Ni}$, sufficiente ad alimentare una curva di luce molto più luminosa della tipica SN core-collapse, e — proprietà fondamentale — standardizzabile: dopo correzioni empiriche per la velocità di declino della curva di luce (relazione di Phillips), le SN Ia possono essere usate come “candele standardizzabili” per misurare distanze cosmologiche con precisione del $\sim 5\%$. È attraverso le SN Ia ad alto redshift che Riess, Schmidt, Perlmutter e collaboratori hanno scoperto nel 1998 l’espansione accelerata dell’universo, da cui l’evidenza dell’energia oscura — Premio Nobel per la Fisica 2011.

Due famiglie principali di scenari competono per il progenitore SN Ia. Nel Single Degenerate (SD), una nana bianca CO accresce materia da una compagna evoluta (gigante rossa, sequenza principale, o stella di He) tramite Roche-lobe overflow o cattura del vento stellare. La WD cresce in massa verso $M_{\mathrm{Ch}}$ e si accende quando il carbonio nel core raggiunge $T \sim 7 \times 10^{8}$ K e la combustione esplosiva si attiva nella regione centrale. Nel Double Degenerate (DD), due nane bianche CO in orbita binaria stretta si fondono per emissione di onde gravitazionali, e il merger porta a un’accensione esplosiva del carbonio, talvolta sub-Chandrasekhar e talvolta accompagnata da fasi intermedie complesse. Negli ultimi vent’anni la combinazione di vincoli osservativi — mancanza di compagna riconosciuta nei resti di SN Ia vicine (SN 1006, SN 1572, SN 1604), mancanza di flussi X dall’accrescimento pre-esplosivo nelle survey, distribuzione delle distanze e dei tempi di delay rispetto alla star formation — suggerisce che la maggior parte delle SN Ia normali (sottotipo Branch-normal) provenga da scenari DD, mentre eventi peculiari (SN 91T, SN 91bg) possano avere progenitori SD o accensione in regime sub-Chandra.

Diversi modelli di esplosione sono stati proposti e testati contro le osservazioni. La deflagrazione pura vede il fronte di combustione propagarsi a velocità subsonica: produce molto $^{56}\mathrm{Ni}$ ma anche prodotti intermedi (Si, S) e regioni di carbonio incombusto, e non riproduce bene gli spettri delle SN Ia normali. La detonazione pura vede il fronte propagarsi a velocità supersonica e brucia tutto in $^{56}\mathrm{Ni}$: produce troppo poco Si, S, Ca rispetto alle osservazioni. Il modello favorito per le SN Ia normali è la Delayed Detonation Transition (DDT): una fase iniziale di deflagrazione che, a una densità critica intorno a $\rho \sim 10^{7}$ g/cm$^{3}$, transisce a detonazione e completa la combustione. Il modello sub-Chandrasekhar (double detonation) — riemerso negli ultimi quindici anni come candidato realistico — prevede invece una detonazione iniziale di un guscio sottile di He sulla superficie della WD CO, che invia uno shock convergente nel core e innesca una detonazione secondaria del carbonio: riproduce bene la curva di luce e la nucleosintesi delle SN Ia normali, e produce anche nuclei p nei layer esterni di He bruciato (vedi la parte centrale di questo capitolo).

Gli yield tipici di una SN Ia, come riferimento il modello W7 deflagration originale (Iwamoto et al. 1999) e i suoi successori in DDT 3D (Seitenzahl et al. 2013) e sub-Chandra (Shen, Townsley), sono $Y_O \sim 0{,}13\,M_\odot$, $Y_{Si} \sim 0{,}15\,M_\odot$, $Y_S \sim 0{,}08\,M_\odot$, $Y_{Ca} \sim 0{,}03\,M_\odot$, $Y_{Fe} \sim 0{,}65\,M_\odot$, con $^{56}\mathrm{Ni}$ iniziale $\sim 0{,}6\,M_\odot$. La massa totale espulsa è circa $1{,}4\,M_\odot$ per i modelli Chandra (la totalità della WD) o $\sim 1{,}0\,M_\odot$ per i sub-Chandra (il core CO senza il sottile guscio di He). Il rapporto Mn/Fe è il diagnostico più sensibile per distinguere i due scenari: le SN Ia Chandra hanno Mn/Fe alto perché la cattura $e^{-} + p \to n + \nu_e$ è efficiente a $\rho > 10^{9}$ g/cm$^{3}$ e arricchisce il neutron excess favorendo $^{55}\mathrm{Mn}$, mentre i modelli sub-Chandra a densità centrale minore producono Mn/Fe basso. I modelli 3D-DDT più recenti (Seitenzahl, Townsley, Röpke) producono yield con dipendenza dalla geometria dell’ignizione iniziale e dal numero di hotspot, e i rapporti Mn/Cr/Ni stabile sono diagnostici osservabili negli spettri integrati di galassie e nelle stelle individuali metal-poor.

Tabelle di yield per evoluzione galattica

Per modellare l’evoluzione chimica della Via Lattea (capitolo 7), servono tabelle di yield medi per ciascun tipo di supernova, integrate sull’IMF iniziale e tabulate in funzione della metallicità del progenitore. Diversi gruppi nel mondo producono e mantengono queste tabelle, che costituiscono uno degli input chiave dei modelli GCE (Galactic Chemical Evolution). Le principali compilazioni pubbliche per SN core-collapse sono Sukhbold-Woosley (2016, 2018) basate sul codice KEPLER con $\sim 200$ modelli su griglia di massa $13$-$120\,M_\odot$ a metallicità $Z = 0$-$Z_\odot$; Limongi-Chieffi (2018) basate sul codice FRANEC e includenti rotazione differenziale e mass loss; Pignatari-Herwig (2016) basate sul framework NuGrid e calibrate anche sui grani presolari; Nomoto-Kobayashi-Tominaga [Nomoto et al. 2013] che integrano SN core-collapse, hypernovae, $\nu$-process e SN Ia in una pipeline GCE consistente. Per le SN Ia le compilazioni di riferimento sono Iwamoto et al. (1999) per il modello W7, Travaglio et al. (2004) per DDT, e Seitenzahl et al. (2013) per DDT 3D.

Le differenze fra gruppi sugli yield finali sono significative e dipendono da scelte modellistiche specifiche. Lo yield di Fe varia di un fattore 2-3 in funzione del mass cut e del fallback assunti (e in particolare dalla scelta di esplodere “a mano” con un piston o un thermal bomb vs simulazioni self-consistent del meccanismo). Lo yield di $\alpha$-elements varia di $\sim 30\%$ in funzione del trattamento di C-burning idrostatica ed esplosiva, e in particolare del rateo $^{12}\mathrm{C}(\alpha, \gamma){}^{16}\mathrm{O}$. Lo yield di specie neutron-rich come $^{22}\mathrm{Ne}, ^{25,26}\mathrm{Mg}$ varia in funzione della rotazione iniziale, perché il mixing rotazionale durante la sequenza principale e l’He-burning ridistribuisce $^{14}\mathrm{N}$ verso le shell di He e attiva $^{14}\mathrm{N}(\alpha, \gamma){}^{18}\mathrm{F}(\beta^{+}\nu){}^{18}\mathrm{O}(\alpha, \gamma){}^{22}\mathrm{Ne}$ con efficienza variabile.

Gli yield integrati su IMF (Kroupa o Salpeter) per generazione stellare unitaria — integrated yield $\langle p_X \rangle = \int Y_X(M)\, \xi(M)\, dM$ normalizzato per massa solare di star formation — sono pubblicati come tabelle in Kobayashi, Karakas e Lugaro (2020) [Kobayashi et al. 2020] e sono input diretto per i modelli GCE. La partizione fra SN core-collapse e SN Ia per gli elementi più importanti dell’evoluzione chimica galattica è schematicamente: O dominato da SN core-collapse ($> 95\%$); Mg da SN core-collapse ($\sim 90\%$); Si e Ca contributo misto $\sim 50$-$50$; Fe dominato da SN Ia ($\sim 70\%$) con il resto da SN core-collapse; Mn dominato da SN Ia ($> 80\%$); Eu da fusioni di stelle di neutroni e siti r-process esotici (vedi capitolo 6). La rassegna metodologica di sintesi della nucleosintesi delle SN — sia core-collapse che termonucleari — e dei loro yield in chiave evolutiva galattica è in Nomoto, Kobayashi e Tominaga (2013) [Nomoto et al. 2013] in Annual Review of Astronomy and Astrophysics, oggi il riferimento standard. Il framework di sintesi r-process post-GW170817 e dei suoi siti rimanda a Thielemann, Eichler, Panov e Wehmeyer (2017) [Thielemann et al. 2017] .

Stato della questione e prospettive

Il quadro della nucleosintesi delle supernovae è oggi consolidato nelle sue linee maestre. Per le SN core-collapse, le simulazioni 3D self-consistent del meccanismo di esplosione hanno raggiunto convergenza qualitativa sul ruolo dei neutrini e della convezione, e producono routinariamente esplosioni per progenitori in ampi range di massa; restano aperte questioni quantitative sull’energia finale ($E_{\mathrm{kin}}$ ancora dispersa di un fattore 2 fra gruppi), sul mass cut effettivo (con conseguenze dirette sullo yield Fe), e sulla bimodalità dell’esito (esplosione vs fallback diretto a buco nero) in funzione della compattezza del progenitore. Per le SN Ia, la combinazione di vincoli osservativi e modellistici suggerisce che il canale dominante per le SN normali sia DD o sub-Chandra DD, mentre il canale SD Chandra-mass è probabilmente subdominante; resta da chiarire la frazione esatta di ciascun canale e l’origine dei sottotipi peculiari (SN Iax, calcium-rich SNe, SN .Ia).

Tre questioni quantitative restano particolarmente vive. La prima è la calibrazione del mass cut nei modelli SN core-collapse: gli yield di Fe e degli elementi del picco del ferro dipendono criticamente dal raggio di transizione fra materia espulsa e materia inghiottita dalla PNS, e i modelli 1D devono ancora assumerlo come parametro libero in attesa che le simulazioni 3D producano predizioni univoche e tabulabili. La seconda è la statistica delle hypernovae in funzione della metallicità: le hypernovae da progenitori metal-poor (con bassa perdita di massa pre-SN, alta rotazione residua) sono probabilmente la fonte dominante di Fe nelle stelle ultra-metal-poor dell’alone, e la loro frequenza relativa rispetto alle SN core-collapse standard ha conseguenze dirette sulle abbondanze osservate in stelle EMP. La terza è la partizione fra canali SN Ia Chandra/sub-Chandra/SD/DD in funzione della metallicità e del delay time: i rapporti Mn/Fe e Ni/Fe nelle stelle metal-poor offrono diagnostici diretti, e le survey ad alta risoluzione del prossimo decennio promettono di vincolare quantitativamente la storia.

Le prospettive a 5-10 anni includono diverse direzioni convergenti. Sul fronte teorico, le simulazioni 3D di SN core-collapse con trasporto neutrinico Boltzmann e relatività generale completa (Burrows et al., Janka et al., Müller et al.) cominciano a produrre yield esplosivi self-consistent che sostituiranno le esplosioni “pistonate” 1D dei modelli storici. Sul fronte osservativo, Vera Rubin Observatory (LSST) rivelerà $\sim 10^{6}$ SN per anno, con statistica sufficiente a vincolare separatamente i sottocanali Ia e i parametri delle SN core-collapse in funzione del progenitore. JWST e i futuri ELT, GMT, TMT permetteranno spettroscopia ad alta risoluzione di SN distanti e di resti di SN vicini, vincolando direttamente gli yield dei singoli eventi. Athena, XRISM e il futuro Lynx rivelaranno le linee X dei resti di SN giovani (Cas A, Tycho, SN 1987A) con risoluzione sufficiente a mappare la distribuzione 3D del $^{56}\mathrm{Ni}$, del $^{44}\mathrm{Ti}$ e degli altri tracer esplosivi. Sul fronte multimessenger, una futura SN galattica (statisticamente attesa $\sim 1$-$2$ volte al secolo, ultima nel 1987 nella LMC) sarà rivelata simultaneamente in neutrini (Super-K, IceCube, JUNO, DUNE), in gravitational waves (LIGO/Virgo), e — al breakout — in tutte le bande elettromagnetiche, fornendo un test definitivo del meccanismo di esplosione e degli yield.

Le supernovae sono insieme il sito esplosivo principale della nucleosintesi degli elementi pesanti — alpha, picco del Fe, gran parte degli elementi intermedi — e il principale meccanismo di feedback chimico che porta i prodotti delle generazioni stellari precedenti nel mezzo interstellare, da dove diventano materia prima per le generazioni successive. Restano da raccontare, in questo capitolo, i nuclei “orfani” che né il processo s né il processo r producono — i nuclei p, soggetto della parte centrale — e le esplosioni termonucleari periodiche su nane bianche e stelle di neutroni in sistemi binari accrescenti, le novae classiche e gli X-ray burst, soggetto della parte finale. Il capitolo successivo è dedicato alle fusioni di stelle di neutroni come laboratorio multimessenger combinato di nucleosintesi r-process, idrodinamica GR-MHD, ed equazione di stato della materia ultra-densa.

I nuclei “orfani”

Sulla carta dei nuclidi, fra il drip-line protonico e la valle di stabilità $\beta$, esiste una sottile fascia di nuclei stabili che né il processo s né il processo r riescono a raggiungere. Sono circa trentacinque isotopi — una piccola minoranza dei nuclei stabili noti — distribuiti dal $^{74}\mathrm{Se}$ al $^{196}\mathrm{Hg}$, e li si chiama collettivamente nuclei p (o p-nuclei) perché sono ricchi di protoni rispetto all’isotopo più leggero stabile dello stesso elemento. Esempi tipici sono $^{92,94}\mathrm{Mo}$, $^{96,98}\mathrm{Ru}$, $^{74}\mathrm{Se}$, $^{102}\mathrm{Pd}$, $^{120}\mathrm{Te}$, $^{144}\mathrm{Sm}$, $^{180}\mathrm{Ta}^{m}$. La loro abbondanza solare è bassa — tipicamente $10^{-2}$-$10^{-3}$ rispetto agli isotopi vicini r o s — ma non zero, e la spiegazione della loro origine è uno dei capitoli più tormentati della nucleosintesi stellare quantitativa.

La ragione strutturale per cui s e r non li raggiungono è geometrica. Il processo s scorre lungo la valle di stabilità, e qualsiasi nuclide p è separato dal cammino s da almeno un isotopo stabile a $Z$ minore che ferma la cascata $\beta^{-}$ — il p-nuclide è “schermato” dal suo isobaro più stabile. Il processo r popola nuclei al drip-line neutronico e li trasporta verso la valle attraverso decadimenti $\beta^{-}$ multipli: il cammino non passa mai per la regione proton-rich. Per produrre i nuclei p serve un meccanismo radicalmente diverso, che parta da un nucleo già pesante e gli sottragga progressivamente neutroni: il gamma-process (o processo p in senso stretto), proposto da Woosley e Howard nel 1978 e formalizzato in Arnould e Goriely (2003) [Arnould & Goriely 2003] e in Rauscher et al. (2013) [Rauscher et al. 2013] .

Il quadro cinetico

La condizione fisica del gamma-process è $T \sim (2$-$3) \times 10^{9}$ K, abbastanza alta perché il bagno di fotoni Planckiano contenga una frazione significativa di fotoni con $E_\gamma \gtrsim S_n \sim 8$-$10$ MeV, le energie di separazione tipiche dei neutroni nei nuclei pesanti. In queste condizioni, le reazioni di fotodisintegrazione $(\gamma, n)$, $(\gamma, p)$, $(\gamma, \alpha)$ diventano rapide sul tempo scala di secondi e dominano sulle catture inverse. Partendo da nuclei seed pre-prodotti per processo s nelle fasi quiescenti della stella (massa totale tipica $10^{-3}\,M_\odot$ di Ba, Ce, Nd, Sm, Eu, Gd accumulati nella shell durante l’evoluzione AGB o massive-star), la sequenza opera in due fasi: dapprima la cascata $(\gamma, n)$ scarica neutroni dal nuclide seed lungo la sua isotopica, spingendolo verso $S_n \to 0$ (il drip-line protonico); quando il successivo $(\gamma, n)$ non è più energeticamente favorito, intervengono $(\gamma, p)$ e $(\gamma, \alpha)$ che spostano il flusso a $Z$ minore, alimentando una nuova catena verticale. Il percorso netto sulla carta dei nuclidi è una sequenza di tratti verticali (a $Z$ costante) seguiti da deviazioni orizzontali ($Z$ decrescente), che lascia come prodotti finali i nuclei p stabili.

La rete tipica per il calcolo quantitativo del gamma-process contiene circa $2000$ nuclei e $20\,000$ reazioni $(\gamma, X)$ e $(X, \gamma)$, con le sezioni d’urto calcolate quasi tutte in modello statistico Hauser-Feshbach. Misure dirette di sezioni d’urto $(\gamma, n)$, $(\gamma, p)$, $(\gamma, \alpha)$ a energie astrofisiche sono difficili — i fasci di fotoni quasi-monocromatici sono disponibili solo presso poche facility (HIGS a Duke, NewSUBARU a Spring-8, ELI-NP in Romania) — e per la stragrande maggioranza dei nuclidi si ricorre a misure indirette di reazioni inverse $(\alpha, \gamma)$ e $(p, \gamma)$ su target stabili (TRIUMF, ATLAS, GANIL, n_TOF). I codici di nucleosintesi di riferimento per il p-process sono NON-SMOKER e TALYS per il fronte nucleare, NuGrid (Pignatari et al.) [Pignatari et al. 2010] per l’integrazione astrofisica completa nelle stelle massicce. Compilazioni di dati nucleari aggiornate sono NACRE-II [Xu et al. 2013] e KADoNiS.

In condizioni di equilibrio dinamico locale (quasi-statistical equilibrium, QSE), l’abbondanza di ciascun p-nuclide si stabilisce attraverso il bilancio fra produzione (cascata $(\gamma, X)$ dal seed a $Z$ maggiore) e distruzione (ulteriori fotodisintegrazioni o catture inverse). Lo yield di un singolo p-nuclide è quindi sensibile a una manciata di reazioni-chiave lungo il percorso di produzione e di distruzione: analisi di sensitività (Rapp et al. 2006, Rauscher 2011) hanno identificato circa 50 reazioni “key” per cui un’incertezza del $10\%$ sulla sezione d’urto si traduce in $> 5\%$ di variazione sugli yield finali. È una rete densa e fortemente accoppiata, in cui la precisione del risultato astrofisico è limitata dalla precisione del dato nucleare di laboratorio.

Il gamma-process in supernovae core-collapse

Il sito storicamente identificato e ancora oggi quello principale per la maggior parte dei nuclei p è la shell di O/Ne durante il passaggio dello shock in una supernova a collasso del nucleo (SN II, vedi la prima parte di questo capitolo per l’idrodinamica completa dell’esplosione). Mentre lo shock si propaga verso l’esterno attraverso gli strati pre-esistenti della stella massiccia, riscalda transitoriamente ogni layer a una temperatura proporzionale alla sua densità: nella regione O/Ne, a circa $2$-$3 \times 10^{9}$ K, le condizioni di temperatura e di scala temporale (1-2 secondi di esposizione) sono ottimali per il gamma-process. Il pre-arricchimento s-process accumulato durante la fase quiescente di He- e C-burning (vedi capitolo 4, componente weak) fornisce i nuclei seed; lo shock attiva la fotodisintegrazione; l’ejecta espulsa porta nel mezzo interstellare i nuclei p così prodotti.

Gli yield tipici sono massa totale di nuclei p espulsa $\sim 10^{-5}$-$10^{-4}\,M_\odot$ per SN II di $25\,M_\odot$ (Woosley & Weaver 1995, e successivi aggiornamenti in Rauscher et al. [Woosley et al. 2002] ), sufficiente a riprodurre il pattern p-process solare entro un fattore $\sim 3$ per la maggior parte dei nuclidi. La firma del gamma-process SN II è ben riconoscibile sui p-nuclei intermedi e pesanti ($A \gtrsim 130$): Sm, Gd, Dy, Er, Yb, Hf, W, Os, Pt e i loro p-isotopi sono prodotti in proporzioni vicine ai rapporti solari. Una piccola frazione, dell’ordine del $\sim 10\%$ del totale, viene prodotta anche durante la combustione pre-esplosiva del C nella shell di carbonio, in condizioni di pre-shock — un contributo che dipende sensibilmente dalla velocità di rotazione e dalla perdita di massa della stella progenitrice.

Le principali deficienze del gamma-process SN II, riconosciute fin dai primi calcoli completi e ancora oggi non risolte in modelli standard, riguardano la regione $A \lesssim 100$. Howard e Meyer (1991) hanno mostrato che i nuclei p leggeri — in particolare $^{92,94}\mathrm{Mo}$ e $^{96,98}\mathrm{Ru}$ — sono prodotti con abbondanze relative $\sim 0{,}1$-$0{,}3$ rispetto al valore solare richiesto, e la situazione non è migliorata significativamente con calcoli più recenti su griglie più dense di modelli stellari. È il cosiddetto Mo-Ru deficit problem, una delle frizioni quantitative aperte più discusse della nucleosintesi. La ragione strutturale è che a $Z \sim 42$-$44$, le sezioni d’urto $(\gamma, \alpha)$ in approssimazione Hauser-Feshbach sotto-stimano l’efficienza del canale $\alpha$ a energie sotto-coulombiane, e il seed s-process nelle stelle massicce è poco efficiente in quella regione di massa. Le incertezze residue dipendono criticamente da una manciata di reazioni: $^{96}\mathrm{Ru}(\gamma, \alpha){}^{92}\mathrm{Mo}$, $^{91}\mathrm{Nb}(\gamma, p){}^{90}\mathrm{Zr}$, $^{102}\mathrm{Pd}(\gamma, n){}^{101}\mathrm{Pd}$, $^{120}\mathrm{Te}(\gamma, \alpha){}^{116}\mathrm{Sn}$, le cui sezioni d’urto sono note con incertezze del $30\%$-$50\%$ e la cui caratterizzazione sperimentale a TRIUMF, GSI, HIGS, ELI-NP è priorità della comunità.

Siti complementari: $\nu$-p, rp, i-process e SN Ia

Il riconoscimento che il gamma-process SN II non spiega l’intero pattern p-process — e in particolare la regione Mo-Ru — ha portato negli ultimi vent’anni alla proposta e alla caratterizzazione di siti alternativi e complementari. Il quadro consolidato post-2020 è che nessun sito singolo riproduce l’intero pattern, e che la produzione galattica di nuclei p è il risultato di una combinazione di processi che operano in ambienti astrofisici diversi.

Il $\nu$-p process (Fröhlich, Martínez-Pinedo e collaboratori, 2006) opera nei venti driven dai neutrini emergenti dalla proto-neutron star nelle SN core-collapse, nei secondi immediatamente successivi al rimbalzo. In quelle condizioni, la cattura intensa di $\bar\nu_e + p \to n + e^{+}$ porta progressivamente la frazione protonica $Y_e$ verso valori marginalmente proton-rich ($Y_e \sim 0{,}55$-$0{,}6$); il rimanente flusso di $\bar\nu_e$ continua a convertire protoni in neutroni a un rateo basso ma significativo, e questi neutroni vengono rapidamente catturati da nuclei p-rich pre-esistenti nella catena $\alpha p$, alimentando una sequenza di catture protoniche e $(n, p)$ che produce nuclei tipo $^{64}\mathrm{Ge}$, $^{68}\mathrm{Se}$, $^{72}\mathrm{Kr}$, $^{88}\mathrm{Sr}$, $^{92}\mathrm{Mo}$. Il $\nu$-p process riproduce buona parte del pattern p-process fino a $A \sim 100$ e in particolare contribuisce significativamente alla produzione di Mo e Ru leggeri, in misura sufficiente — combinata con il gamma-process — a sanare parzialmente il deficit storico. La sensibilità ai dettagli del trasporto neutrinico (sezioni d’urto $\nu N$, oscillazioni di sapore nel regime di alta densità) resta significativa e gli yield variano di un fattore 2-3 fra modelli.

L’rp-process (rapid proton capture) opera invece in condizioni esplosive di accrescimento sulle stelle di neutroni: gli X-ray burst di tipo I, discussi in dettaglio nella parte finale di questo capitolo, sono esplosioni termonucleari periodiche sull’atmosfera di NS accrescenti, con temperature di picco $T \sim 1{,}5 \times 10^{9}$ K e durata di decine di secondi. In queste condizioni, la cattura protonica $(p, \gamma)$ procede rapida fino al drip-line protonico, attraversando waiting points su nuclei come $^{64}\mathrm{Ge}$, $^{68}\mathrm{Se}$, $^{72}\mathrm{Kr}$, e arrivando in casi favorevoli fino a $A \sim 100$ con un end-point su $^{107,108}\mathrm{Te}$ (SnSbTe cycle). Il problema è che la materia processata non viene tipicamente espulsa nel mezzo interstellare: resta sulla superficie della NS, sepolta dagli accrescimenti successivi. Il contributo rp-process al budget galattico dei nuclei p è quindi limitato — al più qualche per cento — anche se la nucleosintesi locale è prolifica.

Il processo i (intermediate neutron capture), proposto da Cowan e Rose nel 1977 e oggetto di una rinascita teorica nell’ultimo decennio (Hampel, Stancliffe, Denissenkov, Herwig), opera in regime intermedio $\tau_n \sim \tau_\beta$ con densità neutroniche $n_n \sim 10^{13}$-$10^{15}$ cm$^{-3}$ — fra il main s e il main r. Siti candidati sono il proton-ingestion durante il flash di He nelle stelle metal-poor a bassissima massa, alcune stelle Sakurai’s-object-like in cui H viene ingerito nell’intershell durante l’AGB tardivo, e sistemi accrescenti specifici. Modelli recenti (Hampel et al. 2016 [Hampel et al. 2016] , Denissenkov et al. 2017) suggeriscono che l’i-process possa contribuire significativamente alla nucleosintesi nella regione $A = 90$-$140$ in alcune stelle EMP — le cosiddette CEMP-i — e in particolare alla produzione di alcuni nuclei p leggeri, sebbene la quantificazione resti incerta e dipendente dai dettagli mal vincolati del mixing 3D.

Infine, le SN Ia sub-Chandrasekhar (Travaglio, Rauscher, Röpke e collaboratori) — esplosioni termonucleari di nane bianche CO innescate da una detonazione di un guscio di He superficiale, sotto il limite di Chandrasekhar — possono attivare gamma-process nei layer esterni dell’ejecta durante la detonazione, con temperature $\sim 2 \times 10^{9}$ K. Il rapporto fra seed s-process e temperatura è diverso da quello delle SN II, e i modelli SN Ia riproducono ragionevolmente l’abbondanza di Mo e Ru leggeri, complementando il contributo $\nu$-p. La frequenza galattica relativa SN Ia/SN II e la frazione di SN Ia di tipo sub-Chandra (vs Chandra) restano oggetto di dibattito, ma il consenso post-2020 è che SN Ia contribuiscono $\sim 30\%$-$50\%$ alla produzione galattica di Mo e Ru.

Il quadro consolidato della partizione fra siti è riassumibile come segue: Mo e Ru leggeri sono prodotti circa metà-metà da $\nu$-p process in SN II e gamma-process in SN Ia sub-Chandrasekhar, con piccoli contributi da rp e da i-process; Sm, Gd e i p-nuclei pesanti ($A > 130$) sono prodotti predominante dal gamma-process standard in SN II; Pd, Cd, Sn e i p-nuclei intermedi ricevono contributi misti, con possibile coinvolgimento dell’i-process per casi specifici. La rassegna canonica della disciplina è Rauscher et al. (2013) [Rauscher et al. 2013] in Reports on Progress in Physics, integrata da Pignatari et al. [Pignatari et al. 2010] per la parte stelle massicce e da Travaglio et al. (2018) per la parte SN Ia.

Sensitività ai dati nucleari e stato della questione

Il problema centrale e ricorrente del processo p è la sua sensibilità a una grande mole di sezioni d’urto di reazioni $(\gamma, X)$ su nuclei la cui caratterizzazione sperimentale diretta è difficile o impossibile. Le incertezze sui dati nucleari di base si propagano in modo complicato sulle abbondanze finali calcolate, e l’identificazione di una sotto-produzione di un dato p-nuclide nei modelli può riflettere tanto un sito mancante quanto un dato nucleare mal vincolato — distinguere fra le due ipotesi richiede un’analisi di sensitività sistematica.

Le incertezze residue sul pattern p-process galattico sono dominate da quattro famiglie di problemi. Le sezioni d’urto $(\gamma, \alpha)$ per nuclei intermedi e pesanti ($A > 130$) sono vincolate al $\sim 30\%$ dai dati esistenti, ma per molti p-nuclei chiave dipendono dal modello ottico per la cattura $\alpha$ a energie sotto-coulombiane — il “Coulomb barrier problem” delle Hauser-Feshbach calculations, che notoriamente sotto-stimano le alpha-channel transitions a basse $E_\alpha$ rispetto alle misure dirette quando disponibili. Le densità di stati nucleari ad alta energia, parametrizzate con back-shifted Fermi gas o con calcoli microscopici Hartree-Fock-Bogoliubov, differiscono del fattore 2 in regioni rilevanti del p-process. Il pre-arricchimento s-process nei progenitori SN II — il “carico” di nuclei seed accumulati prima dell’esplosione — dipende sensibilmente da rotazione, mass loss e mixing della stella pre-SN, e propaga incertezze del fattore 2 sugli yield p finali. Infine, i dettagli del trasporto neutrinico in ambiente $\nu$-p process, particolarmente le oscillazioni di sapore in regime di alta densità, restano una fonte di incertezza significativa sugli yield Mo-Ru.

Le prospettive sperimentali a 5-10 anni sono incoraggianti su più fronti. Le facility di fotoni quasi-monocromatici di nuova generazione — ELI-NP in Romania, l’upgrade di HIGS a Duke, e il futuro fascio $\gamma$ Compton-back-scattered di nuova generazione previsto in Cina — permetteranno misure dirette di sezioni d’urto $(\gamma, n)$ e $(\gamma, \alpha)$ per decine di p-nuclei a energie astrofisiche, con precisione sotto il $10\%$. Le facility di ioni rari di nuova generazione (FRIB, FAIR) caratterizzeranno masse e ratei $\beta$ di nuclei proton-rich lungo il cammino dell’rp- e del $\nu$-p-process, riducendo le estrapolazioni teoriche oggi dominanti. Sul fronte astrofisico, simulazioni 3D self-consistent di SN core-collapse con trasporto neutrinico accurato (Burrows, Janka, Foglizzo, Wongwathanarat) cominciano a produrre yield $\nu$-p quantitativi auto-consistenti, e i modelli SN Ia sub-Chandra di nuova generazione (Shen, Townsley, Röpke) caratterizzeranno meglio la statistica di Mo-Ru attesa. La combinazione di questi fronti promette di portare le incertezze residue sugli yield p-process da un fattore 3 attuale a un fattore $\sim 1{,}5$ nel prossimo decennio, e di chiudere quantitativamente — se non strutturalmente — la storia del processo p.

Il processo p chiude — con le ultime ambiguità che la disciplina deve ancora sciogliere — il quadro della nucleosintesi degli elementi proton-rich. Le combustioni quiescenti delle fasi stellari coprono dall’idrogeno al ferro; il processo s, in AGB e in stelle massicce, costruisce circa metà degli elementi trans-ferrici lungo la valle di stabilità; il processo r, in fusioni di stelle di neutroni e in supernovae esotiche, costruisce l’altra metà attraverso il drip-line neutronico; il processo p, insieme ai suoi cugini $\nu$-p, rp e i, riempie la sottile fascia proton-rich rimasta orfana dagli altri due. Le supernovae core-collapse della sezione precedente forniscono il sito che orchestra molte di queste sintesi, dove il collasso del nucleo di Fe innesca lo shock che attraversa gli strati e attiva gamma-process, $\nu$-p, esplosivo Si-burning, NSE freeze-out e la produzione di larga parte degli elementi che oggi vediamo nello spettro delle stelle.

Esplosioni in superficie

Le supernovae sono spettacolari ma rare nella Via Lattea — circa una al secolo in media (prima parte di questo capitolo) — e dominano l’arricchimento chimico per molti elementi ma non per tutti. Esistono altre classi di esplosioni nucleari molto più frequenti ma molto meno potenti per evento, che avvengono in superficie a oggetti compatti — nane bianche e stelle di neutroni — quando una stella compagna in sistema binario trasferisce loro materia attraverso Roche-lobe overflow o cattura del vento stellare. Queste esplosioni si chiamano novae classiche (sulle nane bianche CO o ONeMg) e X-ray burst di Tipo I (sulle stelle di neutroni accrescenti), e per la nucleosintesi sono importanti perché producono specifici isotopi rari che nessun altro sito stellare produce in quantità significative: $^{15}\mathrm{N}$, $^{17}\mathrm{O}$, $^{22}\mathrm{Na}$, $^{26}\mathrm{Al}$ nelle novae; nuclei proton-rich fino a $A \sim 100$ negli X-ray burst via il processo rp.

Le differenze quantitative chiave fra novae e XRB sono riassunte nella tabella seguente:

Le novae espellono materia nell’ISM e contribuiscono significativamente al budget chimico galattico per gli isotopi sopra elencati; gli X-ray burst probabilmente non espellono perché la velocità di fuga dalla superficie NS è dell’ordine di $0{,}1\,c$ — molto maggiore delle velocità raggiunte dal materiale post-burst — e la materia processata resta sequestrata sulla NS, sepolta dagli accrescimenti successivi. Il contributo galattico degli XRB al budget chimico è quindi limitato al più a qualche per cento del totale dei nuclei p-rich. Le rassegne di riferimento sono José e Hernanz (2011) [José & Hernanz 2007] per le novae e Schatz e Rehm (2006) [Schatz & Rehm 2006] per gli XRB; la trattazione testbook completa della nucleosintesi esplosiva in regime accretivo è in Iliadis (2015) [Iliadis 2015] capitoli 5 e 10.

La sistematica delle novae distingue due famiglie principali in funzione della composizione della nana bianca progenitrice. Le novae CO avvengono su nane bianche CO di massa $M_{\mathrm{WD}} \sim 0{,}6$-$1{,}0\,M_\odot$ (residui di AGB low/intermediate mass, capitolo 4); sono più frequenti, raggiungono picco $T \sim 2 \times 10^{8}$ K, e il loro pattern chimico è dominato dai cicli CNO. Le novae ONe avvengono su nane bianche ONeMg di massa $M_{\mathrm{WD}} \sim 1{,}1$-$1{,}3\,M_\odot$ (residui di Super-AGB); sono più rare, raggiungono picco $T \sim 3 \times 10^{8}$ K, e attivano in modo significativo i cicli NeNa e MgAl producendo abbondante $^{22}\mathrm{Na}$ e $^{26}\mathrm{Al}$. Gli X-ray burst tipici sono attribuiti a sistemi LMXB (Low-Mass X-ray Binary) in cui una NS accresce da una compagna di MS o sub-gigante; esempi catalogati con grande statistica sono GS 1826-238 (il clocked burster per regolarità eccezionale dei bursts), 4U 1820-30, EXO 0748-676. I codici di simulazione idrodinamica nucleare di riferimento sono SHIVA (José) per novae, MESA con modifiche di Denissenkov [Denissenkov et al. 2014] , KEPLER, FLASH.

Novae classiche: il meccanismo

Una nana bianca in coppia binaria stretta con una stella di sequenza principale o gigante accresce idrogeno dalla compagna attraverso Roche-lobe overflow alla velocità tipica di $\dot M \sim 10^{-10}$-$10^{-9}\,M_\odot/\mathrm{yr}$. Lo strato di idrogeno accresciuto si accumula sulla superficie della WD per migliaia o decine di migliaia di anni, comprimendosi lentamente sotto la propria gravità e riscaldandosi per compressione. Quando la temperatura alla base dello strato raggiunge $T_{\mathrm{base}} \sim 2 \times 10^{7}$ K, le reazioni del ciclo CNO si accendono; ma il materiale è elettronicamente degenere e la pressione non aumenta significativamente con la temperatura — la condizione standard di runaway termonucleare. In pochi secondi la temperatura sale a $\sim 3 \times 10^{8}$ K, lo strato accresciuto si espande in un involucro otticamente spesso, e il materiale viene espulso a velocità di $1000$-$4000$ km/s nel mezzo circumstellare. La stella, vista dalla Terra, “appare” come nova stella (la denominazione storica latina, “stella nuova”), brillando per qualche settimana o mese prima di tornare alla luminosità accreciscente di fondo.

La sequenza temporale di una nova classica si articola in sette fasi distinte. La fase di accrescimento lento vede l’accumulo progressivo di una massa totale $\sim 10^{-5}\,M_\odot$ in $10^{4}$-$10^{5}$ anni (il recurrence time del sistema). Durante la compressione e riscaldamento, la base dello strato si comprime sotto la propria gravità e $T_{\mathrm{base}}$ sale fino a $\sim 2 \times 10^{7}$ K. L’accensione del CNO parte con le reazioni $^{12}\mathrm{C}(p,\gamma)^{13}\mathrm{N}$ e $^{14}\mathrm{N}(p,\gamma)^{15}\mathrm{O}$; la presenza di $^{12}\mathrm{C}$ e $^{14}\mathrm{N}$ pre-esistenti come catalizzatori CNO è essenziale, e il mescolamento della WD nel substrato accresciuto via instabilità di Kelvin-Helmholtz fornisce CNO seed extra che amplificano significativamente il rateo — conferma osservativa la frazione di massa $X_{\mathrm{CNO}} \sim 0{,}2$-$0{,}5$ misurata in ejecta nova, contro $\sim 0{,}01$ del materiale solare. La fase di Hot CNO ($T > 5 \times 10^{7}$ K) vede le vite degli isotopi instabili $^{13}\mathrm{N}$, $^{14}\mathrm{O}$, $^{15}\mathrm{O}$ diventare comparabili o inferiori ai tempi caratteristici delle reazioni $(p, \gamma)$ successive: il ciclo entra in regime beta-limited, in cui il rateo del ciclo CNO è limitato dalla vita media $\tau_{1/2}(^{15}\mathrm{O}) = 122$ s e si stabilizza diventando indipendente da T. Il convective runaway si attiva su scale-tempo di pochi secondi: la convezione trasporta energia dal punto caldo (base) al punto freddo (superficie), e $T_{\mathrm{base}}$ raggiunge il picco $\sim 3 \times 10^{8}$ K in $\sim 100$ s. Durante l’outburst, l’involucro si espande oltre il limite di Roche del sistema e la materia viene espulsa a $v \sim 1000$-$4000$ km/s nel mezzo circumstellare. Infine durante la post-burst evolution il pumping nucleare cessa, lo strato espulso si raffredda e si dirada, e la stella ritorna in stato accreciscente in attesa della prossima nova. La massa espulsa per evento è $\sim 10^{-5}$-$10^{-4}\,M_\odot$, ricca di prodotti nucleosintetici peculiari.

Le reazioni nucleari chiave del hot CNO e dei cicli secondari attivi in novae sono ben caratterizzate. Il Hot CNO è dominato dalla catena $^{12}\mathrm{C}(p,\gamma)^{13}\mathrm{N}(\beta^{+}\nu)^{13}\mathrm{C}(p,\gamma)^{14}\mathrm{N}$ limitata da $^{14}\mathrm{N}(p,\gamma)^{15}\mathrm{O}$ in regime beta-limited. Il CNO breakout a $T > 4 \times 10^{8}$ K vede $^{15}\mathrm{O}(\alpha,\gamma)^{19}\mathrm{Ne}$ rompere il ciclo CNO portando il flusso a $^{19}\mathrm{F}$, $^{22}\mathrm{Na}$ e oltre; è attivo principalmente nelle novae ONe. Il ciclo NeNa $^{20}\mathrm{Ne}(p,\gamma)^{21}\mathrm{Na}(\beta^{+}\nu)^{21}\mathrm{Ne}(p,\gamma)^{22}\mathrm{Na}$ produce abbondante $^{22}\mathrm{Na}$, tracciabile osservativamente. Il ciclo MgAl $^{24}\mathrm{Mg}(p,\gamma)^{25}\mathrm{Al}(\beta^{+}\nu)^{25}\mathrm{Mg}(p,\gamma)^{26}\mathrm{Al}$ produce $^{26}\mathrm{Al}$ in quantità significative nelle ONe. La catena SiP $^{30}\mathrm{P}(p,\gamma)^{31}\mathrm{S}$ è attiva in regime ONe spinto. Gli yield tipici per evento e la loro significatività osservativa sono riassunti nella tabella seguente:

Le sezioni d’urto critiche per gli yield nova includono $^{18}\mathrm{F}(p,\alpha)^{15}\mathrm{O}$, $^{18}\mathrm{F}(p,\gamma)^{19}\mathrm{Ne}$, $^{25}\mathrm{Al}(p,\gamma)^{26}\mathrm{Si}$, $^{30}\mathrm{P}(p,\gamma)^{31}\mathrm{S}$. Le misure dirette in laboratorio sotterraneo (LUNA al Gran Sasso, n_TOF al CERN, JUNA a Jinping, DRAGON a TRIUMF) hanno ridotto le incertezze sui ratei al $10$-$20\%$ in gran parte di queste reazioni — una precisione sufficiente a vincolare quantitativamente gli yield novae con incertezze di sintesi del $30\%$ per i singoli isotopi.

Yield novae e impatto galattico

Le novae sono frequenti — circa 30 all’anno nella Via Lattea, con tasso che varia di un fattore 2-3 con la metallicità ambientale e con la massa media delle WD progenitrici — e nonostante la massa espulsa per evento sia piccola, integrata sul tempo di Hubble contribuiscono in modo significativo al budget galattico di alcuni isotopi specifici. Sono la sorgente dominante di $^{15}\mathrm{N}$, sito quasi esclusivo di $^{17}\mathrm{O}$, e una sorgente importante di $^{7}\mathrm{Li}$ post-BBN e di $^{26}\mathrm{Al}$ galattico vivente. La partizione stimata fra novae e altri siti per gli isotopi chiave è approssimativamente: $^{15}\mathrm{N}$ circa $50\%$ da novae (resto da SN core-collapse via $\nu$-process); $^{17}\mathrm{O}$ circa $100\%$ da novae (sito quasi esclusivo); $^{26}\mathrm{Al}$ $20$-$50\%$ da novae (resto da stelle Wolf-Rayet, AGB di massa intermedia, e SN core-collapse); $^{7}\mathrm{Li}$ post-BBN $\sim 50\%$ da novae, con contributi rimanenti da GCR spallazione (capitolo 2), AGB HBB (capitolo 4) e $\nu$-process.

La conferma osservativa più diretta del meccanismo nova proviene dalla rivelazione di $^{7}\mathrm{Be}$ — che decade in $^{7}\mathrm{Li}$ via cattura elettronica con $\tau_{1/2} = 53$ d — negli spettri di Nova Cygni 2013 (Tajitsu et al. 2015) e di V959 Mon (Izzo et al. 2018). La rivelazione spettroscopica della riga di assorbimento $^{7}\mathrm{Be}$ II a $\lambda 313{,}1$ nm e $\lambda 313{,}0$ nm nell’ejecta in espansione conferma direttamente il meccanismo di beryllium transport di Cameron-Fowler ipotizzato decenni fa: in un’esplosione di nova, il $^{3}\mathrm{He}$ accreto produce $^{7}\mathrm{Be}$ via $^{3}\mathrm{He}(\alpha,\gamma)^{7}\mathrm{Be}$ a $T \sim 10^{8}$ K alla base dell’envelope, e la convezione rapida trasporta $^{7}\mathrm{Be}$ verso la superficie fredda dove decade poi in $^{7}\mathrm{Li}$ — preservato dal mescolamento successivo. La rivelazione $\gamma$ del decadimento di $^{26}\mathrm{Al}$ (linea $1{,}809\,\mathrm{MeV}$) da parte di INTEGRAL/SPI fornisce un flusso integrato galattico $\sim 4 \times 10^{-4}$ ph/cm$^{2}$/s, corrispondente a una massa totale di $^{26}\mathrm{Al}$ vivente nella Galassia di $\sim 2\,M_\odot$ — di cui il contributo nova è stimato in $0{,}3$-$1\,M_\odot$, una frazione importante ma non dominante del totale.

Le incertezze principali nei yield nova si riducono progressivamente con i progressi modellistici. La massa accresciuta prima dell’innesco dipende dal tasso di accrescimento, dalla massa della WD e dall’equazione di stato della WD, con variazioni del fattore 2-3 che cambiano notevolmente la massa espulsa. Il rapporto di mescolamento WD-substrato controlla quanto C e O della WD entra nello strato accresciuto, e quindi quanto CNO seed è disponibile per la cattura protonica; i modelli MHD recenti (Casanova et al. 2011, José, Denissenkov [Denissenkov et al. 2014] ) indicano mescolamento attivo via instabilità di Kelvin-Helmholtz durante la fase pre-burst, riducendo l’incertezza sugli yield CNO finali. Le sezioni d’urto delle reazioni chiave sopra elencate restano una fonte di incertezza al $10$-$20\%$, in via di riduzione con i nuovi programmi LUNA-MV, JUNA, DRAGON. Le simulazioni 3D di novae (Casanova et al. 2011, José-Casanova 2018) mostrano che l’esplosione non è sfericamente simmetrica e che l’ejecta ha struttura “a clumps” con dispersione di composizione $\sim 30\%$ fra clumps differenti, ma la composizione media degli ejecta è simile a quella dei modelli 1D — un risultato che giustifica l’uso continuato dei modelli 1D per le predizioni di yield integrato galattico.

X-ray burst e rp-process

Una stella di neutroni in un sistema binario LMXB accresce idrogeno ed elio dalla compagna di sequenza principale o sub-gigante. La superficie della NS è sotto un campo gravitazionale enorme — circa $10^{14}$ cm/s$^{2}$, un miliardo di volte la gravità terrestre, con velocità di fuga $\sim 0{,}1\,c$ — e il materiale accresciuto si comprime rapidamente in uno strato sottilissimo ($\sim 10$ m di spessore) di densità $\sim 10^{5}$-$10^{6}$ g/cm$^{3}$. Quando lo strato raggiunge una massa critica $\sim 10^{-12}$-$10^{-11}\,M_\odot$, la combustione termonucleare di H e He si accende in modo esplosivo: in pochi secondi tutta la materia accresciuta viene fusa attraverso una catena rapida di catture protoniche, il processo rp (rapid proton capture). La materia processata non viene espulsa nel mezzo interstellare — la velocità di fuga è troppo grande rispetto alle velocità di convezione raggiunte durante il burst — ma il fenomeno è osservato come un breve lampo di raggi X termici con temperatura efficace $T_{\mathrm{bb}} \sim 1$-$2$ keV: il classico X-ray burst di Tipo I, distinto dai burst di Tipo II che hanno origine accretiva non termonucleare.

La sequenza temporale di un Type I XRB si articola in sei fasi. Durante l’accrescimento la materia (frazione $X \sim 0{,}7$, $Y \sim 0{,}3$, $Z$ piccola) si deposita sulla NS a un rate $\dot M \sim 10^{-9}$-$10^{-8}\,M_\odot/\mathrm{yr}$, formando uno strato superficiale via via più spesso. Durante la compressione, lo strato accresciuto cresce per ore-giorni e la $T$ alla base raggiunge $\sim 10^{8}$ K. L’accensione parte quando a $T \sim 5 \times 10^{8}$ K il $3\alpha$ runaway si attiva sull’He preesistente, rilasciando istantaneamente $\sim 10^{19}$ erg/g — energia sufficiente a portare l’ignizione rapida del H residuo. La combustione H/He via rp-process procede al picco di temperatura $T \sim 1$-$2 \times 10^{9}$ K: la catena rapida di catture protoniche $(p,\gamma)$ progredisce verso nuclei p-rich nella fascia $A = 60$-$100$, con waiting points su nuclei specifici. Il decadimento $\beta^{+}$ e raffreddamento in $\sim 10$-$100$ s portano lo strato a stabilizzarsi; la materia processata resta sulla NS e sotto i successivi accrescimenti viene compressa ulteriormente in strati profondi della crosta neutronica. Dopo ore-giorni di accrescimento, il ciclo si ripete (recurrence).

Il rp-process (rapid proton capture), proposto formalmente da Wallace e Woosley nel 1981, opera attraverso la sequenza schematica

$$(A, Z) \xrightarrow{(p, \gamma)} (A+1, Z+1) \xrightarrow{\beta^{+}\nu} (A+1, Z) \xrightarrow{(p, \gamma)} \dots$$

Il flusso netto procede lungo il drip-line protonico, con waiting points su nuclei a vita media $\beta^{+}$ dell’ordine di secondi: $^{64}\mathrm{Ge}$, $^{68}\mathrm{Se}$, $^{72}\mathrm{Kr}$, $^{76}\mathrm{Sr}$. A questi waiting points, la cattura protonica successiva $(p, \gamma)$ è bloccata da Q-value sfavorevole e si stabilisce un’attesa per decadimento $\beta^{+}$ — analogamente ai waiting points r-process del capitolo 6 ma in regime proton-rich. Il parallelo $\alpha p$-process — sequenze $(\alpha, p)$ — bypassa alcuni waiting points e accelera il flusso netto in specifiche regioni. Il termine del rp-process è il cosiddetto SnSbTe cycle: il path finale arriva a $^{107}\mathrm{Te}$ (che decade $\alpha$) o $^{105}\mathrm{Sn}$ (che emette protoni), e il path non si estende oltre $A \approx 110$. Le sezioni d’urto critiche includono $^{15}\mathrm{O}(\alpha,\gamma)^{19}\mathrm{Ne}$, $^{59}\mathrm{Cu}(p,\gamma)^{60}\mathrm{Zn}$, $^{61}\mathrm{Ga}(p,\gamma)^{62}\mathrm{Ge}$, $^{65}\mathrm{As}(p,\gamma)^{66}\mathrm{Se}$; misure recenti via reazioni inverse $(\gamma, p)$ in storage rings (GSI), Coulomb breakup (NSCL/FRIB) e indirect ANC hanno ridotto significativamente le incertezze. La composizione finale dello strato post-burst (Schatz, Cyburt, Parikh et al.) è caratterizzata da arricchimento in $^{56}\mathrm{Ni}$, $^{60}\mathrm{Zn}$, $^{64}\mathrm{Ge}$, $^{72}\mathrm{Kr}$, $^{96}\mathrm{Pd}$, $^{100}\mathrm{Sn}$, abbondanza di $^{12}\mathrm{C}$ ridotta praticamente a zero, e assenza di residui $\alpha$-rich (tutto $\alpha$ consumato nel rp-process).

Implicazioni e prospettive

Le novae e gli X-ray burst offrono finestre uniche su processi nucleari in condizioni estreme — temperature di centinaia di milioni a miliardi di gradi, reazioni esplosive che procedono in secondi, materia degenere fortemente comprimibile — e sono laboratori naturali per studiare reazioni difficili da misurare in laboratorio convenzionale, in particolare il rp-process che procede via nuclei a vita media di frazioni di secondo lontani dalla valle di stabilità. Per la nucleosintesi galattica, le novae sono la sorgente specifica di alcuni isotopi rari ma osservabili (in particolare $^{15}\mathrm{N}$, $^{17}\mathrm{O}$, $^{22}\mathrm{Na}$, $^{26}\mathrm{Al}$); gli X-ray burst sono interessanti più per la fisica nucleare dei nuclei al drip-line protonico che per il loro impatto chimico, perché la materia processata non si propaga nello spazio.

Tre fronti di sviluppo sono particolarmente attivi nel prossimo quinquennio. Il primo è la misura diretta delle reazioni chiave del hot CNO e del rp-process con beam radioattivi a facility di nuova generazione: $^{18}\mathrm{F}(p,\alpha)^{15}\mathrm{O}$, $^{30}\mathrm{P}(p,\gamma)^{31}\mathrm{S}$, $^{65}\mathrm{As}(p,\gamma)^{66}\mathrm{Se}$ con RIB facilities FRIB (MSU), RIBF (RIKEN), GANIL-SPIRAL2. Il secondo è lo sviluppo di modelli 3D di novae con simulazioni MHD self-consistent di accrescimento, mescolamento WD-substrato e eruzione, con risoluzione adeguata a catturare l’instabilità Kelvin-Helmholtz e a confermare/falsificare le predizioni di mescolamento dei modelli 1D. Il terzo è la caratterizzazione sistematica dei grani presolari nova-type identificabili nelle meteoriti per anomalie isotopiche $^{20}\mathrm{Ne}/^{22}\mathrm{Ne}$, $^{15}\mathrm{N}/^{14}\mathrm{N}$, $^{22}\mathrm{Na}$ alti; il catalogo di Amari, Hoppe e collaboratori conta oggi $\sim 100$ grani candidati con firma nova, e la rassegna metodologica aggiornata è Hoppe et al. (2017) [Hoppe et al. 2017] (capitolo 4 per la trattazione completa dei grani presolari come laboratori della nucleosintesi stellare individuale).

I vincoli osservativi recenti su novae includono diverse direzioni. La spettroscopia infrarossa di novae da parte di JWST ha permesso l’identificazione della banda CO a $4{,}7\,\mu\mathrm{m}$ nell’ejecta, con misura diretta del rapporto $^{12}\mathrm{C}/^{13}\mathrm{C}$ che mostra valori $\sim 1$-$10$ (rispetto al solare 89) — conferma diretta del regime di hot CNO. La ricerca $\gamma$-ray per $^{22}\mathrm{Na}$ ($1{,}275$ MeV) da novae individuali ha prodotto limiti superiori stringenti da INTEGRAL e CGRO, con detection in singolo evento attesa come target prioritario di COSI (lancio 2027) e degli osservatori MeV successivi. Le misure di light element abundances in nebulose nova vecchie (FK Ser, GK Per, V603 Aql, e altri resti antichi) confermano la presenza di Li, Mg e Al con composizioni isotopiche peculiari attribuibili al pattern hot CNO/NeNa/MgAl. Per gli X-ray burst, le osservazioni dettagliate dei clocked bursters (in particolare GS 1826-238) con NICER in timing X-ray hanno limitato la curva di luce e gli spettri burst a precisione del $\sim 5\%$, confermando i modelli rp-process generali ma indicando incertezze residue sulle sezioni d’urto chiave del rp-process medio ($^{59}\mathrm{Cu}(p,\gamma)$ e $^{61}\mathrm{Ga}(p,\gamma)$) che richiedono ulteriori misure dirette.

Le novae classiche e gli X-ray burst chiudono la sequenza di siti esplosivi termonucleari trattati in questo capitolo: insieme alle supernovae core-collapse e alle SN Ia (prima parte di questo capitolo), coprono il regime di esplosioni stellari in cui la combustione termonucleare è la sorgente primaria di nucleosintesi. Resta da affrontare la classe complementare di siti esplosivi in cui il fattore decisivo è la cattura neutronica estrema in materia espulsa da oggetti compatti in collisione — le fusioni di stelle di neutroni e il processo r — soggetto del prossimo capitolo.