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Jakub Skowronski
Atlante delle reazioni

Atlante delle reazioni

Questioni aperte

Dove le misure, la teoria o le stelle non concordano ancora. Per ogni questione trovi le posizioni come le espongono i loro autori, gli articoli chiave e che cosa la risolverebbe; nessuna è data per vinta, a meno che la letteratura recente non sia ormai concorde.

Quanto velocemente il carbonio-12 cattura l'elio?

Aperta

Quando l'elio brucia, il carbonio-12 può catturare un altro nucleo di elio e trasformarsi in ossigeno-16. Quanto spesso accade decide quanto carbonio e quanto ossigeno lascia una stella, e quindi come finisce. La reazione non è mai stata misurata alle energie a cui le stelle bruciano l'elio: il suo tasso si basa su un'estrapolazione, e i modi diversi di farla non concordano per decine di punti percentuali.

Chi sostiene che cosa

  • Analisi R-matrix globale

    deBoer et al. (2017) hanno eseguito un fit congiunto di dati di cattura, di diffusione e di emissione α ritardata dal decadimento β, e hanno dato il tasso raccomandato; i dati di cattura più bassi sono intorno a 1 MeV, circa tre volte sopra l'energia stellare di 300 keV. [1]

  • Coefficienti di normalizzazione asintotica più grandi

    Un ANC dello stato fondamentale ricavato dalla 12C(11B,7Li)16O dà un tasso totale fino al 21% più alto (Shen et al. 2023); con ANC più grandi per gli stati sotto soglia, Mukhamedzhanov, deBoer et al. (2024) ottengono S(300 keV) = 174 keV b, contro 137 keV b del fit del 2017. [2, 3]

  • Reazione inversa con fasci γ

    Una camera a proiezione temporale nel fascio γ di HIγS ha misurato distribuzioni angolari senza fondo della 16O(γ,α)12C; la fase E1–E2 risulta per la prima volta in accordo con l'unitarietà, il che toglie una delle cause di disaccordo tra i dati precedenti (Haverson et al. 2026). [4]

Che cosa la risolverebbe

Dati diretti di cattura ben sotto 1 MeV, che richiedono fasci α intensi in un laboratorio sotterraneo a basso fondo, o fasci γ abbastanza intensi per la reazione inversa a bassa energia; e un insieme condiviso di ANC per gli stati sotto soglia.

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Carbonio, ossigeno e i buchi neri più pesanti

Aperta

Le stelle molto massicce diventano instabili quando il loro cuore è abbastanza caldo da creare coppie elettrone–positrone, e alcune esplodono senza lasciare un buco nero. Dove questo comincia dipende da quanto carbonio sopravvive alla combustione dell'elio: i buchi neri più pesanti che una stella ordinaria può formare dipendono quindi dal tasso della 12C(α,γ)16O. I rivelatori di onde gravitazionali ora pesano questi buchi neri, e li trasformano in una misura di una reazione nucleare.

Chi sostiene che cosa

  • Onde gravitazionali

    Dalle prime dieci fusioni di buchi neri, Farmer et al. (2020) ricavano S(300 keV) > 175 keV b al 68% di confidenza, e si aspettano che una cinquantina di rivelazioni lo fissino entro ±10–30 keV b. [7]

  • Fisica nucleare

    I tassi di laboratorio sono più bassi: il fit R-matrix del 2017 dà S(300 keV) = 137 keV b, un nuovo fit del 2024 con ANC più grandi 174 keV b, e il tasso di Shen et al. (2023) abbassa i bordi della lacuna di circa il 12% e il 5%. [1, 3, 2]

Che cosa la risolverebbe

Un tasso di laboratorio con un'incertezza di circa il 10% a 300 keV, e abbastanza rivelazioni di buchi neri, con modelli stellari le cui altre incertezze (perdita di massa, convezione) siano sotto controllo, perché il vincolo astrofisico diventi indipendente.

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Quanto spesso lo stato di Hoyle produce carbonio?

In via di soluzione

Il carbonio si forma nelle stelle attraverso uno stato eccitato del carbonio-12, lo stato di Hoyle, che quasi sempre si spezza di nuovo in tre nuclei di elio. Le rare volte in cui si stabilizza in carbonio fissano il tasso del processo tre alfa. Una misura del 2020 dava quella probabilità più alta di circa un terzo; le misure successive, e una nuova analisi dei dati del 2020, concordano sul valore precedente.

Chi sostiene che cosa

  • Kibédi et al. (2020)

    Coincidenze protone–γ–γ diedero Γ_rad/Γ = 6,2(6)×10−4 e, con un nuovo rapporto di diramazione del decadimento in coppie, una Γ_rad più alta del 34% rispetto al valore adottato. [8, 9]

  • Misure del 2024–2025

    Rana et al. trovano 4,01(30)×10−4, Dell'Aquila et al. 4,4(6)×10−4 e Paulsen et al. 4,1(4)×10−4; Paulsen et al. hanno rianalizzato i dati del 2014 alla base del valore del 2020, vi hanno trovato diversi problemi e ottengono 4,6(6)×10−4, non più in disaccordo con la media ENSDF di 4,16(11)×10−4. [10, 11, 12]

Che cosa la risolverebbe

In gran parte risolta per il ramo γ. Restano la larghezza del decadimento in coppie Γ_π e il suo rapporto di diramazione, che moltiplicano Γ_rad/Γ nel tasso.

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Il tasso tre alfa a bassa temperatura

Aperta

Alle temperature più basse, tre nuclei di elio si incontrano senza l'aiuto dello stato di Hoyle. La teoria deve allora calcolare direttamente un urto a tre corpi, e metodi diversi non concordano per molti ordini di grandezza. Gli aumenti più grandi proposti avrebbero cambiato l'evoluzione delle giganti rosse; aumenti minori restano possibili.

Chi sostiene che cosa

  • Canali accoppiati con continuo discretizzato (CDCC)

    Ogata, Kan e Kamimura (2009) hanno risolto il problema a tre corpi con il metodo CDCC e trovato un tasso circa 20 ordini di grandezza sopra NACRE intorno a 107 K. [13]

  • Armoniche ipersferiche con teoria R-matrix

    Nguyen et al. (2012) concordano con NACRE sopra 0,07 GK ma trovano un aumento di circa 1012 a 0,02 GK, molto minore di quello CDCC; con esso le giganti rosse evolvono ancora come si osserva. [14, 15]

Che cosa la risolverebbe

Un accordo tra metodi a tre corpi indipendenti sul tasso non risonante, verificato sull'evoluzione delle stelle di piccola massa.

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Il fattore S della 3He(α,γ)7Be a energia zero

Aperta

Questa reazione apre i rami della catena protone-protone del Sole che producono i neutrini del berillio-7 e del boro-8, e nel Big Bang produce la maggior parte del litio. È misurata fino a circa 93 keV, ma il Sole la brucia intorno a 20 keV: il tasso dipende da come si prolunga l'andamento misurato. I dati a bassa energia concordano bene; è nel prolungamento che l'incertezza ora cresce.

Chi sostiene che cosa

  • Solar Fusion III

    Raccomanda S(0) = 0,561 ± 0,018 (sper.) ± 0,022 (teoria) keV b; l'incertezza teorica è cresciuta rispetto a Solar Fusion II ed è ora paragonabile a quella sperimentale. [16]

  • Dati sopra 1 MeV

    I dati del separatore di rinculo ERNA differiscono da quelli γ sopra 1 MeV sia nella normalizzazione sia nella pendenza, il che separa i fit dell'andamento in energia; i dati per attivazione arrivano ora sopra la soglia protonica del 7Be. [17, 18]

Che cosa la risolverebbe

Dati coerenti tra 100 keV e 1 MeV, dove si decide la forma del fattore S, e una teoria che li riproduca senza normalizzazioni libere.

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La 7Be(p,γ)8B e i neutrini solari del boro-8

Aperta

I neutrini solari comuni più energetici vengono dal boro-8, prodotto quando il berillio-7 cattura un protone. Il loro numero previsto è direttamente proporzionale al tasso di questa cattura. I migliori esperimenti non concordano fino al 15%, e un metodo indiretto, che spezza il boro-8 nel campo elettrico di un nucleo pesante, dà una seconda via per lo stesso numero.

Chi sostiene che cosa

  • Esperimenti diretti con bersagli di 7Be

    I valori estrapolati di S(0) vanno da 18,5 ± 2,4 eV b (Orsay) a 21,5 ± 0,6 ± 0,6 eV b (Seattle), e la caratterizzazione del bersaglio è la principale incertezza sistematica. [21, 22]

  • Dissociazione coulombiana e Solar Fusion III

    Solar Fusion III combina i dati diretti e quelli di dissociazione coulombiana in una teoria di campo efficace per nuclei ad alone e raccomanda S(0) = 20,5 ± 0,7 eV b, dove Solar Fusion II aveva usato i soli dati diretti. [16, 23, 24]

Che cosa la risolverebbe

Nuove misure dirette con bersagli di 7Be caratterizzati in modo indipendente, e dati di dissociazione coulombiana analizzati nello stesso quadro teorico.

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Il problema delle abbondanze solari e i neutrini CNO

Aperta

Quanto carbonio, azoto e ossigeno contiene il Sole? Le analisi dello spettro solare non concordano dal 2009, e i valori più bassi rompono l'accordo tra i modelli solari e l'eliosismologia. I neutrini CNO di Borexino misurano direttamente il carbonio e l'azoto nel cuore del Sole, ma solo con la precisione con cui si conosce il tasso della 14N(p,γ)15O, e due valori recenti di quel tasso differiscono di circa il 14%.

Chi sostiene che cosa

  • Bassa metallicità

    Asplund, Amarsi e Grevesse (2021) danno Z = 0,0139 e trovano che con le loro abbondanze il problema dei modelli solari resta. [26]

  • Alta metallicità

    Magg et al. (2022) trovano Z/X = 0,0225 e riferiscono che il disaccordo con l'eliosismologia è risolto. Il flusso CNO finale di Borexino, 6,7 (+1,2/−0,8) × 108 cm−2 s−1, con i suoi dati sul 7Be e sull'8B, sfavorisce il modello solare standard a bassa metallicità a 3,2σ. [27, 28]

  • Il dato nucleare

    Solar Fusion III raccomanda S(0) = 1,68 ± 0,14 keV b per la 14N(p,γ)15O; una misura del 2025 a Hefei trova 1,92 ± 0,08 keV b. Il contenuto di C + N del cuore ricavato dal flusso di neutrini dipende direttamente da questo tasso. [16, 29]

Che cosa la risolverebbe

Un tasso della 14N(p,γ)15O noto a circa il 5% alle energie solari, l'obiettivo di una nuova campagna sotterranea a LUNA, una spiegazione della differenza tra i valori recenti, e misure dei neutrini CNO con più statistica.

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Lo stato a 6,79 MeV dell'ossigeno-15

Aperta

Nel Sole la maggior parte delle catture di protoni sull'azoto-14 finisce in uno stato eccitato dell'ossigeno-15 che si trova appena sotto l'energia portata dai due nuclei. Lo stesso stato contribuisce anche alle catture che portano direttamente allo stato fondamentale, e questo contributo cresce quanto più velocemente lo stato decade, cioè quanto più breve è la sua vita media. La vita media è di pochi decimi di femtosecondo, e le misure pubblicate non concordano.

Chi sostiene che cosa

  • Vite medie dallo spostamento Doppler

    Bertone et al. (2001) trovarono τ ≈ 1,6 fs; Schürmann et al. (2008) posero τ < 0,77 fs; Frentz et al. (2021) trovarono τ = 0,6 ± 0,4 fs. Una misura della vita media con AGATA è in fase di revisione. [32, 33, 34]

  • Reazioni di trasferimento e fit R-matrix

    Gli ANC dalle reazioni di trasferimento fissano il contributo dello stato per un'altra via; i fit R-matrix dei dati di cattura, inclusa la transizione allo stato fondamentale con cui interferisce, lasciano ancora differenze tra dati e fit. [35, 36]

Che cosa la risolverebbe

Una vita media misurata con la precisione di una piccola frazione di femtosecondo, e dati diretti di cattura a bassa energia che separino le singole transizioni γ.

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Le prime stelle hanno prodotto calcio sfuggendo al ciclo CNO?

Aperta

Le stelle più antiche che si conoscano contengono un po' di calcio. Una delle origini proposte è una stella massiccia della prima generazione, la cui combustione dell'idrogeno sfugge dal ciclo CNO verso il neon e oltre. La fuga passa per la cattura di un protone da parte del fluoro-19. Funziona solo se questa cattura è abbastanza veloce rispetto alla reazione concorrente, che riporta la materia nel ciclo.

Chi sostiene che cosa

  • Misura diretta sotterranea

    JUNA ha misurato la 19F(p,γ)20Ne fino a 186 keV e ha trovato una risonanza a 225 keV che aumenta il tasso vicino a 0,1 GK fino a un fattore 7,4; con essa i modelli stellari danno una fuga abbastanza intensa da essere una possibile origine del calcio (Zhang et al. 2022). [38]

  • Valutazione R-matrix

    Prima del risultato di JUNA, un fit congiunto dei dati (p,γ), (p,α) e (p,p) ha trovato un'incertezza sul tasso (p,γ) molto più grande di quella riportata in precedenza. La causa sono interferenze non risolte, possibili stati di soglia e sotto soglia e la cattura diretta; servono altri esperimenti per rispondere alla questione del calcio (deBoer et al. 2021). [39]

  • Teoria nucleare

    Un calcolo con il modello a gusci di Gamow nella rappresentazione a canali accoppiati dà, a circa 0,1 GK, un tasso simile a quello di JUNA (Dong et al. 2024, preprint). [40]

Che cosa la risolverebbe

Misure dirette indipendenti delle risonanze a bassa energia e dei loro rapporti di diramazione γ, insieme al tasso della concorrente 19F(p,α)16O alle stesse temperature.

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Perché gli elettroni schermano in laboratorio più di quanto consenta la teoria?

Aperta

In un bersaglio di laboratorio gli elettroni intorno ai nuclei ne riducono la repulsione, e le reazioni a energia molto bassa avvengono più in fretta che tra nuclei nudi. La fisica atomica fissa un massimo per questo aumento, ma quello misurato è spesso circa il doppio. La correzione va tolta prima di usare i dati per le stelle: l'enigma aggiunge quindi un'incertezza a diversi tassi.

Chi sostiene che cosa

  • Misure dirette

    La 3He(d,p)4He dà U_e = 219 ± 7 eV contro il limite adiabatico di 120 eV (Aliotta et al. 2001); una nuova analisi bayesiana gerarchica lo conferma alto, 213 ± 13 eV (de Souza et al. 2019). [42, 43]

  • Metodo del cavallo di Troia

    Il fattore S nudo misurato per via indiretta, confrontato con i dati diretti, dà U_e = 330 ± 40 eV per la 7Li(p,α)α contro 175 eV adiabatici (Lattuada et al. 2001); anche per la 3He(d,p) il fattore S nudo del cavallo di Troia è stato usato per ricavare lo schermaggio. [44, 45]

Che cosa la risolverebbe

Poteri frenanti misurati alle energie più basse, perché un loro errore imita lo schermaggio; esperimenti che variano l'ambiente del bersaglio; e una teoria dell'effetto che non richieda un potenziale libero.

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Il deuterio primordiale e la densità di barioni

Aperta

Il deuterio rimasto dal Big Bang misura quanta materia ordinaria contiene l'Universo, se si conosce il tasso a cui il deuterio bruciò. Con la misura di LUNA, il Big Bang e la radiazione cosmica di fondo danno la stessa densità di barioni entro l'1,6%. Se resti una piccola tensione dipende da come si analizza il tasso.

Chi sostiene che cosa

  • Accordo

    Con i dati di LUNA, il deuterio indica una densità di barioni in ottimo accordo con Planck (Mossa et al. 2020; Pisanti et al. 2021). [46, 47]

  • Una piccola tensione

    Pitrou et al. (2021) trovano una tensione di circa 1,8σ tra la densità di barioni ricavata dagli elementi leggeri e quella dalla radiazione di fondo e dalle oscillazioni acustiche dei barioni. [48]

Che cosa la risolverebbe

Tassi più precisi delle reazioni deutone–deutone, che entrano nel bilancio degli errori del deuterio accanto alla d(p,γ)3He, e un andamento in energia condiviso della d(p,γ)3He alle energie del Big Bang.

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Quanto alluminio-26 brilla?

Aperta

L'alluminio-26 visto in tutta la Galassia attraverso la sua riga γ a 1809 keV si forma quando il magnesio-25 cattura un protone. Solo l'alluminio-26 prodotto nello stato fondamentale emette quella riga; uno stato eccitato di vita breve decade senza emetterla. La risonanza chiave alimenta lo stato fondamentale solo circa metà delle volte, meno di quanto si adottasse.

Chi sostiene che cosa

  • Intensità della risonanza a 92 keV

    Misurata sotto terra, prima a LUNA e poi a JUNA. [49, 50]

  • Frazione verso lo stato fondamentale

    Kankainen et al. (2021) trovano f0 = 0,52(2)(6), il valore più preciso, all'estremo inferiore dell'intervallo adottato in precedenza: meno 26Al nello stato fondamentale e meno emissione a 1809 keV. [51]

Che cosa la risolverebbe

Una misura indipendente della frazione verso lo stato fondamentale, e delle risonanze a energia più bassa che contano alle temperature dei gusci in cui brucia l'idrogeno.

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La fusione del carbonio alle energie stellari

Aperta

Quando due nuclei di carbonio si fondono, una stella massiccia passa alle sue ultime fasi. Le misure si fermano sopra le energie a cui questo avviene, e il loro prolungamento verso il basso è controverso: il tasso potrebbe calare (soppressione della fusione), mantenere il suo andamento, o essere aumentato da risonanze non ancora viste direttamente.

Chi sostiene che cosa

  • Soppressione della fusione

    Jiang et al. (2007) prevedono un fattore S che raggiunge un massimo e poi cala a bassa energia. Uzawa e Hagino (2025), con un nuovo fit degli stessi dati con esponente variabile, non trovano soppressione; la risposta dipende dal fit e dalle serie di dati scelte. [53, 54]

  • Risonanze a bassa energia

    I dati del cavallo di Troia di Tumino et al. (2018) mostrano risonanze che aumenterebbero molto il tasso; Mukhamedzhanov et al. (2019) attribuiscono l'aumento all'approssimazione a onde piane, e i dati diretti di Tan et al. (2020) non lo confermano. Stati 0+ a grappolo del 24Mg vicino alla soglia ne sono una possibile origine fisica (Adsley et al. 2022). [55, 56, 57, 58]

  • Un secondo esperimento del cavallo di Troia

    Al CIAE, Li et al. (2026) hanno usato il 16O al posto del 14N come nucleo cavallo di Troia e riportano risonanze vicino a 1,5 MeV nei canali α0 e α1; un preprint collegato trova lo stesso nei canali p0 e p1, senza soppressione nell'intervallo misurato. Mukhamedzhanov (2026, preprint) sostiene che le distorsioni coulombiane rendano inaffidabile l'analisi a onde piane di questi dati. [59, 60, 61]

  • Dati diretti recenti

    STELLA trova un fattore S medio più basso delle estrapolazioni standard a 2,2–2,6 MeV e non conferma un aumento complessivo a energie molto sotto la barriera. [62]

Che cosa la risolverebbe

Dati diretti sotto 2 MeV con un fondo abbastanza basso da vedere singole risonanze, l'obiettivo di una campagna sotterranea di LUNA, e un'analisi del cavallo di Troia le cui distorsioni siano condivise.

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Neon-22, neutroni o raggi γ?

Aperta

Il neon-22 può catturare elio in due modi: uno libera un neutrone, l'altro no. Quale prevalga decide quanti neutroni abbiano per il processo s le stelle massicce e gli impulsi termici delle stelle giganti. Gli esperimenti di trasferimento indicano che i due canali si equivalgono alla risonanza chiave; le misure dirette trovano il canale dei neutroni circa tre volte più intenso.

Chi sostiene che cosa

  • Reazioni di trasferimento e valutazione

    Il trasferimento α a Texas A&M (Ota et al. 2020; Jayatissa et al. 2020) e la valutazione di Adsley et al. (2021), che ha abbassato molto il tasso (α,n) lasciando quasi invariato quello (α,γ). [65, 66, 67]

  • Misure dirette

    L'intensità della risonanza a 830 keV nella (α,n), rimisurata con un rivelatore a stilbene, è circa tre volte quella nella (α,γ) (Shahina et al. 2024). [68, 69]

Che cosa la risolverebbe

Una misura diretta della (α,n) sotto la risonanza a 830 keV (E_α,lab; E_cm ≈ 702 keV), l'obiettivo del progetto SHADES alla Bellotti Ion Beam Facility, e dati diretti della (α,γ) sotto la stessa risonanza.

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Come si forma la tasca di carbonio-13?

Aperta

Buona parte del processo s è alimentata dai neutroni di uno strato sottile di carbonio-13 nelle stelle giganti. Per crearlo, alcuni protoni devono scendere mescolandosi nello strato di elio, ma i modelli stellari non sanno ancora farlo a partire dai principi primi. Trattano dimensione e forma della tasca come parametri liberi, regolati sui grani di polvere stellare e sugli spettri delle stelle.

Chi sostiene che cosa

  • Overshoot e rotazione

    Un overshoot con efficienza che decade esponenzialmente durante il terzo dragaggio forma la tasca, e la rotazione continua a mescolarla tra un impulso e l'altro (Herwig e Langer 2000). [71]

  • Galleggiamento magnetico

    Un rimescolamento guidato dal galleggiamento magnetico, inserito nei modelli stellari, riproduce i rapporti isotopici di Ni, Sr, Zr, Mo e Ba dei grani presolari di SiC con un'unica configurazione del campo (Vescovi et al. 2020). [72]

Che cosa la risolverebbe

Simulazioni multidimensionali dei confini convettivi delle stelle giganti, verificate sui dati dei grani e spettroscopici; sul fronte nucleare, la 13C(α,n)16O è ora misurata direttamente fino al bordo superiore della finestra di Gamow (230 keV).

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Decadimenti che cambiano dentro le stelle

Aperta

Un tempo di dimezzamento misurato sulla Terra è quello di un atomo neutro. Dentro una stella gli atomi perdono gli elettroni e si popolano stati nucleari eccitati, e alcuni nuclei decadono molto più in fretta, o decadono soltanto lì. Il renio-187 nudo vive 33 anni invece di 42 miliardi. La maggior parte dei tempi di dimezzamento stellari è calcolata, non misurata.

Chi sostiene che cosa

  • Misure in anelli di accumulazione

    Decadimento β in stato legato del 187Re nudo, 32,9 ± 2,0 anni (Bosch et al. 1996), e del 205Tl nudo, 291 (+33/−27) giorni, più lungo della stima teorica precedente (Leckenby et al. 2024). [77, 78]

  • Tassi stellari tabulati

    La maggior parte dei tassi di decadimento stellari nei modelli del processo s è calcolata, molti sono presi da Takahashi e Yokoi (1987), e pochi si possono verificare in laboratorio. [79]

Che cosa la risolverebbe

Altre misure di ioni altamente carichi in anelli di accumulazione, e degli elementi di matrice nucleari degli stati eccitati che i fotoni termici popolano.

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Dove avviene il processo i?

Aperta

Alcune stelle antiche mostrano una miscela di elementi pesanti che né il processo lento né quello rapido di cattura di neutroni spiegano. Un processo intermedio, con densità di neutroni intorno a 1015 per centimetro cubo, la riproduce. Richiede protoni mescolati in una zona in cui brucia l'elio, ma quali stelle lo facciano è controverso.

Chi sostiene che cosa

  • Calcoli di rete

    Densità di neutroni costanti, intermedie tra quelle dei processi s e r, riproducono le stelle povere di metalli e ricche di carbonio con firme sia s sia r (Hampel et al. 2016). [80]

  • Siti candidati

    L'ingestione di protoni nelle stelle AGB di piccola massa e bassa metallicità è un candidato promettente, ma il sito del processo i è ancora oggetto di discussione (Choplin et al. 2022). [81]

Che cosa la risolverebbe

Simulazioni multidimensionali dell'ingestione di protoni, e catture di neutroni misurate sui nuclei instabili attraverso cui passa il processo i; il tasso della 13C(α,n)16O nella sua finestra è ora misurato direttamente.

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Bibliografia

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    Clarifying the radiative decay of the Hoyle state with charged-particle spectroscopy

    Sci. Rep. 14 (2024) · 10.1038/s41598-024-68415-6 · arXiv:2401.18026

  12. 12.

    W. Paulsen et al.

    Remeasuring the γ-decay branching ratio of the Hoyle state

    Phys. Rev. C 112, 015803 (2025) · 10.1103/2h2s-sbyx · arXiv:2406.00397

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    K. Ogata, M. Kan, M. Kamimura

    Quantum three-body calculation of the nonresonant triple-α reaction rate at low temperatures

    Prog. Theor. Phys. 122, 1055 (2009) · arXiv:0905.0007

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    N. B. Nguyen, F. M. Nunes, I. J. Thompson, E. F. Brown

    Low-temperature triple-alpha rate in a full three-body model

    Phys. Rev. Lett. 109, 141101 (2012) · arXiv:1112.2136

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    C. Angulo, M. Arnould, M. Rayet et al. (NACRE Collaboration)

    A compilation of charged-particle induced thermonuclear reaction rates

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    B. Acharya et al.

    Solar fusion III: New data and theory for hydrogen-burning stars

    Rev. Mod. Phys. 97, 035002 (2025) · 10.1103/8lm7-gs18 · arXiv:2405.06470

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    A. Di Leva et al.

    Stellar and primordial nucleosynthesis of 7Be: measurement of 3He(α,γ)7Be

    Phys. Rev. Lett. 102, 232502 (2009); erratum Phys. Rev. Lett. 103 (2009) · 10.1103/PhysRevLett.102.232502

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    Á. Tóth, T. Szücs et al.

    Experimental determination of the 3He(α,γ)7Be reaction cross section above the 7Be proton separation threshold

    Phys. Rev. C 108, 025802 (2023) · 10.1103/PhysRevC.108.025802 · arXiv:2307.10218

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    D. Bemmerer et al. (LUNA Collaboration)

    Activation measurement of the 3He(α,γ)7Be cross section at low energy

    Phys. Rev. Lett. 97, 122502 (2006) · 10.1103/PhysRevLett.97.122502 · arXiv:nucl-ex/0609013LUNA

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    F. Confortola et al. (LUNA Collaboration)

    Astrophysical S factor of the 3He(α,γ)7Be reaction measured at low energy via detection of prompt and delayed γ rays

    Phys. Rev. C 75, 065803 (2007) · 10.1103/PhysRevC.75.065803 · arXiv:0705.2151LUNA

  21. 21.

    F. Hammache et al.

    Low-energy measurement of the 7Be(p,γ)8B cross section

    Phys. Rev. Lett. 86, 3985 (2001) · 10.1103/PhysRevLett.86.3985 · arXiv:nucl-ex/0101014

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    A. R. Junghans, K. A. Snover, E. C. Mohrmann, E. G. Adelberger, L. Buchmann

    Updated S factors for the 7Be(p,γ)8B reaction

    Phys. Rev. C 81, 012801(R) (2010) · 10.1103/PhysRevC.81.012801

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    F. Schümann, S. Typel et al.

    Low-energy cross section of the 7Be(p,γ)8B solar fusion reaction from the Coulomb dissociation of 8B

    Phys. Rev. C 73, 015806 (2006) · 10.1103/PhysRevC.73.015806

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    E. G. Adelberger et al.

    Solar fusion cross sections II: the pp chain and CNO cycles

    Rev. Mod. Phys. 83, 195 (2011) · 10.1103/RevModPhys.83.195

  25. 25.

    Q. R. Ahmad et al. (SNO Collaboration)

    Direct evidence for neutrino flavor transformation from neutral-current interactions in the Sudbury Neutrino Observatory

    Phys. Rev. Lett. 89, 011301 (2002) · 10.1103/PhysRevLett.89.011301 · arXiv:nucl-ex/0204008

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    M. Asplund, A. M. Amarsi, N. Grevesse

    The chemical make-up of the Sun: A 2020 vision

    Astron. Astrophys. 653, A141 (2021) · arXiv:2105.01661

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    E. Magg et al.

    Observational constraints on the origin of the elements. IV. Standard composition of the Sun

    Astron. Astrophys. 661, A140 (2022) · 10.1051/0004-6361/202142971 · arXiv:2203.02255

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    D. Basilico et al. (Borexino Collaboration)

    Final results of Borexino on CNO solar neutrinos

    Phys. Rev. D 108, 102005 (2023) · arXiv:2307.14636

  29. 29.

    X. Chen, J. Su, Y. P. Shen et al.

    Enhanced S-factor for the 14N(p,γ)15O reaction and its impact on the solar composition problem

    Phys. Rev. Lett. 135, 232701 (2025) · 10.1103/q756-hzmt · arXiv:2410.16086

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    Borexino Collaboration

    Experimental evidence of neutrinos produced in the CNO fusion cycle in the Sun

    Nature 587, 577 (2020) · 10.1038/s41586-020-2934-0

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    G. Gosta et al. (LUNA Collaboration)

    The SOCIAL project: measurement of the 14N(p,γ)15O cross section

    Eur. Phys. J. A 61, 110 (2025) · 10.1140/epja/s10050-025-01561-1LUNA

  32. 32.

    P. F. Bertone, A. E. Champagne, D. C. Powell, C. Iliadis, S. E. Hale and V. Y. Hansper

    Lifetime of the 6793-keV state in 15O

    Phys. Rev. Lett. 87, 152501 (2001) · 10.1103/PhysRevLett.87.152501

  33. 33.

    D. Schürmann et al.

    Lifetime measurement of the 6792 keV state in 15O, important for the astrophysical S factor extrapolation in 14N(p,γ)15O

    Phys. Rev. C 77, 055803 (2008) · 10.1103/PhysRevC.77.055803 · arXiv:0804.1934

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    B. Frentz et al.

    Lifetime measurements of excited states in 15O

    Phys. Rev. C 103, 045802 (2021) · 10.1103/PhysRevC.103.045802

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    A. M. Mukhamedzhanov, P. Bém, B. A. Brown, V. Burjan, C. A. Gagliardi, V. Kroha, J. Novák, F. M. Nunes, Š. Piskoř, F. Pirlepesov, E. Šimečková, R. E. Tribble and J. Vincour

    Asymptotic normalization coefficients for 14N + p → 15O and the astrophysical S factor for 14N(p,γ)15O

    Phys. Rev. C 67, 065804 (2003); erratum Phys. Rev. C 68, 019901 (2003) · 10.1103/PhysRevC.67.065804

  36. 36.

    B. Frentz et al.

    Investigation of the 14N(p,γ)15O reaction and its impact on the CNO cycle

    Phys. Rev. C 106, 065803 (2022) · 10.1103/PhysRevC.106.065803

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    G. Imbriani et al. (LUNA Collaboration)

    S-factor of 14N(p,γ)15O at astrophysical energies

    Eur. Phys. J. A 25, 455 (2005) · 10.1140/epja/i2005-10138-7 · arXiv:nucl-ex/0509005LUNA

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    L. Zhang et al. (JUNA Collaboration)

    Measurement of 19F(p,γ)20Ne reaction suggests CNO breakout in first stars

    Nature 610, 656 (2022) · 10.1038/s41586-022-05230-x · arXiv:2302.09802

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    R. J. deBoer et al.

    The 19F(p,γ)20Ne and 19F(p,α)16O reaction rates and their effect on calcium production in Population III stars

    Phys. Rev. C 103, 055815 (2021)

  40. 40.

    G. X. Dong, X. B. Wang, N. Michel, M. Płoszajczak

    19F(p,γ)20Ne reaction rate and the puzzling calcium abundance in metal poor stars

    arXiv preprint (2024) · arXiv:2411.17243

  41. 41.

    A. Couture, M. Wiescher et al.

    Measurement of the 19F(p,γ)20Ne reaction and interference terms from E(c.m.) = 200–760 keV

    Phys. Rev. C 77, 015802 (2008) · 10.1103/PhysRevC.77.015802

  42. 42.

    M. Aliotta, F. Raiola, G. Gyürky et al.

    Electron screening effect in the reactions 3He(d,p)4He and d(3He,p)4He

    Nucl. Phys. A 690, 790 (2001) · 10.1016/S0375-9474(01)00366-9

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    R. S. de Souza, C. Iliadis, A. Coc

    Astrophysical S-factors, thermonuclear rates, and electron screening potential for the 3He(d,p)4He Big Bang reaction via a hierarchical Bayesian model

    Astrophys. J. (2019) · arXiv:1809.06966

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    M. Lattuada, R. G. Pizzone, S. Typel et al.

    The bare astrophysical S(E) factor of the 7Li(p,α)α reaction

    Astrophys. J. 562, 1076 (2001)

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    M. La Cognata et al.

    Bare-nucleus astrophysical factor of the 3He(d,p)4He reaction via the "Trojan horse" method

    Phys. Rev. C 72 (2005), issue 6

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    V. Mossa et al. (LUNA Collaboration)

    The baryon density of the Universe from an improved rate of deuterium burning

    Nature 587, 210 (2020) · 10.1038/s41586-020-2878-4LUNA

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    O. Pisanti, G. Mangano, G. Miele, P. Mazzella

    Primordial deuterium after LUNA: concordances and error budget

    JCAP 04, 020 (2021) · 10.1088/1475-7516/2021/04/020 · arXiv:2011.11537

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    C. Pitrou, A. Coc, J.-P. Uzan, E. Vangioni

    A new tension in the cosmological model from primordial deuterium?

    Mon. Not. R. Astron. Soc. 502, 2474 (2021) · arXiv:2011.11320

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    F. Strieder et al. (LUNA Collaboration)

    The 25Mg(p,γ)26Al reaction at low astrophysical energies

    Phys. Lett. B 707, 60 (2012) · 10.1016/j.physletb.2011.12.029 · arXiv:1112.3313LUNA

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    J. Su, H. Zhang, Z. H. Li et al. (JUNA Collaboration)

    First result from the Jinping Underground Nuclear Astrophysics experiment JUNA: precise measurement of the 92 keV 25Mg(p,γ)26Al resonance

    Sci. Bull. 67, 125 (2022)

  51. 51.

    A. Kankainen et al.

    Decay of the key 92-keV resonance in the 25Mg(p,γ) reaction to the ground and isomeric states of the cosmic γ-ray emitter 26Al

    Phys. Lett. B 813, 136033 (2021) · 10.1016/j.physletb.2020.136033

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    B. Limata et al. (LUNA Collaboration)

    New experimental study of low-energy (p,γ) resonances in magnesium isotopes

    Phys. Rev. C 82, 015801 (2010) · 10.1103/PhysRevC.82.015801 · arXiv:1006.5281LUNA

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    C. L. Jiang et al.

    Expectations for 12C and 16O induced fusion cross sections at energies of astrophysical interest

    Phys. Rev. C 75, 015803 (2007) · 10.1103/PhysRevC.75.015803

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    K. Uzawa, K. Hagino

    Re-examination of fusion hindrance in astrophysical 12C + 12C and 12C + 13C reactions

    Phys. Rev. C 112, L061601 (2025) · arXiv:2507.18065

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    A. Tumino, C. Spitaleri, M. La Cognata, S. Cherubini, G. L. Guardo, M. Gulino, S. Hayakawa, I. Indelicato et al.

    An increase in the 12C + 12C fusion rate from resonances at astrophysical energies

    Nature 557, 687 (2018) · 10.1038/s41586-018-0149-4

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    A. M. Mukhamedzhanov, D. Y. Pang, A. S. Kadyrov

    Astrophysical factors of 12C + 12C fusion extracted using the Trojan horse method

    Phys. Rev. C 99, 064618 (2019) · 10.1103/PhysRevC.99.064618 · arXiv:1806.08828

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    W. P. Tan et al.

    New measurement of 12C + 12C fusion reaction at astrophysical energies

    Phys. Rev. Lett. 124, 192702 (2020) · 10.1103/PhysRevLett.124.192702 · arXiv:2005.03196

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    P. Adsley et al.

    Extending the Hoyle-state paradigm to 12C + 12C fusion

    Phys. Rev. Lett. 129, 102701 (2022) · 10.1103/PhysRevLett.129.102701

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    C. Li, H. Jia, Q. Wen, C. Lin et al.

    S*(E) measurement of the 12C(12C,α)20Ne reaction at astrophysical energies via the Trojan horse method with 16O quasi-free breakup

    Phys. Lett. B 879, 140675 (2026) · arXiv:2609.08819

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    C. Li, H. Jia et al.

    Indirect measurement of the S*(E) factor for 12C(12C,p)23Na at Gamow energies via the Trojan horse method with near-0 degree spectator detection

    arXiv preprint (2026) · arXiv:2609.08837

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    A. M. Mukhamedzhanov

    Breakdown of the plane-wave Trojan horse analysis of the 12C+12C fusion reaction: critical role of Coulomb distortions

    arXiv preprint (2026) · arXiv:2609.04498

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    J. Nippert, S. Courtin, M. Heine, D. G. Jenkins, P. Adsley et al. (STELLA collaboration)

    Refining the deep sub-barrier 12C + 12C fusion excitation function with the STELLA apparatus

    Phys. Rev. C 111, 065804 (2025) · 10.1103/PhysRevC.111.065804 · arXiv:2509.14717

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    R. M. Gesuè, S. Turkat, J. Skowronski, M. Aliotta et al. (LUNA Collaboration)

    Detector characterization for a new 12C + 12C reaction study at LUNA

    J. Phys. G 52, 105103 (2025) · 10.1088/1361-6471/ade0dc · arXiv:2601.05285

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    L. Morales-Gallegos et al.

    Direct measurements of the 12C+12C reactions cross-sections towards astrophysical energies

    Eur. Phys. J. A 60, 11 (2024) · 10.1140/epja/s10050-024-01233-6

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    S. Ota, G. Christian et al.

    Decay properties of 22Ne + α resonances and their impact on s-process nucleosynthesis

    Phys. Lett. B 802, 135256 (2020) · 10.1016/j.physletb.2020.135256 · arXiv:2001.08206

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    H. Jayatissa, G. V. Rogachev et al.

    Constraining the 22Ne(α,γ)26Mg and 22Ne(α,n)25Mg reaction rates using sub-Coulomb α-transfer reactions

    Phys. Lett. B 802, 135267 (2020) · 10.1016/j.physletb.2020.135267 · arXiv:2001.08316

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    P. Adsley et al.

    Reevaluation of the 22Ne(α,γ)26Mg and 22Ne(α,n)25Mg reaction rates

    Phys. Rev. C 103, 015805 (2021) · 10.1103/PhysRevC.103.015805 · arXiv:2005.14482

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    Shahina, R. J. deBoer, M. Wiescher et al.

    Strength measurement of the E_α,lab = 830 keV resonance in the 22Ne(α,n)25Mg reaction using a stilbene detector

    Phys. Rev. C 110, 015801 (2024) · 10.1103/PhysRevC.110.015801

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    C. Massimi et al. (n_TOF Collaboration)

    Neutron spectroscopy of 26Mg states: constraining the stellar neutron source 22Ne(α,n)25Mg

    Phys. Lett. B 768, 1 (2017) · 10.1016/j.physletb.2017.02.025 · arXiv:1702.04520

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    D. Rapagnani, C. Ananna, A. Di Leva, G. Imbriani, M. Junker, M. Pignatari, A. Best

    SHADES – 22Ne(α,n)25Mg reaction rate in the Gamow window

    EPJ Web Conf. 260, 11031 (2022) · 10.1051/epjconf/202226011031 · arXiv:2510.06268

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    F. Herwig, N. Langer

    Formation of the neutron donor 13C in AGB stars by overshoot and rotation

    Mem. Soc. Astron. Ital. (invited talk, Torino–Melbourne–Pasadena workshop) (2000) · arXiv:astro-ph/0007390

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    D. Vescovi, S. Cristallo, M. Busso, N. Liu

    Magnetic-buoyancy-induced mixing in AGB stars: presolar SiC grains

    Astrophys. J. Lett. 897, L25 (2020) · 10.3847/2041-8213/ab9fa1 · arXiv:2006.13729

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    M. Lugaro, M. Pignatari, R. Reifarth, M. Wiescher

    The s process and beyond

    Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 73, 315 (2023) · 10.1146/annurev-nucl-102422-080857 · arXiv:2511.06987

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    O. Straniero, R. Gallino, S. Cristallo

    s process in low-mass asymptotic giant branch stars

    Nucl. Phys. A 777, 311 (2006) · 10.1016/j.nuclphysa.2005.01.011 · arXiv:astro-ph/0501405

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    G. F. Ciani et al. (LUNA Collaboration)

    Direct measurement of the 13C(α,n)16O cross section into the s-process Gamow peak

    Phys. Rev. Lett. 127, 152701 (2021) · 10.1103/PhysRevLett.127.152701 · arXiv:2110.00303LUNA

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    B. Gao, T. Y. Jiao, Y. T. Li et al. (JUNA Collaboration)

    Deep underground laboratory measurement of 13C(α,n)16O in the Gamow windows of the s and i processes

    Phys. Rev. Lett. 129, 132701 (2022) · 10.1103/PhysRevLett.129.132701 · arXiv:2210.03222

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    F. Bosch et al.

    Observation of bound-state β− decay of fully ionized 187Re: 187Re–187Os cosmochronometry

    Phys. Rev. Lett. 77, 5190 (1996) · 10.1103/PhysRevLett.77.5190

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    G. Leckenby et al.

    High-temperature 205Tl decay clarifies 205Pb dating in early Solar System

    Nature 635, 321 (2024) · 10.1038/s41586-024-08130-4 · arXiv:2411.08856

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    Beta-decay rates of highly ionized heavy atoms in stellar interiors

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    M. Hampel, R. J. Stancliffe, M. Lugaro, B. S. Meyer

    The intermediate neutron-capture process and carbon-enhanced metal-poor stars

    Astrophys. J. 831, 171 (2016) · 10.3847/0004-637X/831/2/171 · arXiv:1608.08634

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    The intermediate neutron capture process. III. The i-process in AGB stars of different masses and metallicities without overshoot

    Astron. Astrophys. 667, A155 (2022) · 10.1051/0004-6361/202244360 · arXiv:2209.10303