Распространенность элементов, расположенных в области за железом, относительно слабо зависит от массового числа A. Это свидетельствует об изменении механизма образования этих элементов.
    Образование этих элементов в результате взаимодействия заряженных частиц сильно подавлено из-за кулоновского барьера. Фактор, который также необходимо принять во внимание, состоит в том, что большинство тяжелых элементов являются -радиоактивными.
    По современным представлениям тяжелые элементы образуются в реакциях захвата нейтронов. Обычно различают быстрый (r) и медленный (s) процессы захвата нейтронов (от английских слов rapid и slow). Эти два механизма различаются отношением скорости захвата нейтронов (реакция (n, )) к скорости -распада. При условии τ_β /τ(n,γ) << 1 в цепочку процессов образования тяжелых элементов будут вовлечены только стабильные и -радиоактивные ядра с большими периодами полураспада. То есть образование элементов будет происходить вдоль долины -стабильности. Нейтроны добавляются к ядрам последовательно. При этом могут образоваться только сравнительно устойчивые ядра. Ядра с малыми периодами полураспада исчезают раньше, чем они успевают захватить следующий нейтрон. Поэтому ясно, что образование тяжелых элементов должно заканчиваться свинцом и висмутом. На рис. 29 показана схема образования тяжелых элементов в s-процессе. В s-процесс вовлечены также некоторые ^--радиоактивные ядра, имеющие большой период полураспада. За исходное ядро взято ⁵⁶Fe. Показаны изотопы, которые могут образоваться при медленном захвате нейтронов от Z = 26 (Fe) до Z = 33 (As).
    По современным представлениям примерно половина наблюдаемого количества элементов с A > 60 образуется в результате s-процесса.

Рис. 29. Образование элементов в s - процессе.

    Медленный s-процесс происходит в оболочках красных гигантов. Конкретный набор изотопов и соотношение между ними, получающееся в реакциях медленного захвата нейтронов, зависит от соотношения скоростей процессов β-распада и захвата нейтронов.
    При условии τ_β /τ(n,γ) >> 1 в процесс образования тяжелых элементов будет дополнительно вовлечено большое количество β-радиоактивных элементов с короткими периодами полураспада (так называемое “образование r-элементов”).
    Теоретические оценки показывают, что для протекания s - процесса достаточно плотности нейтронов 10¹⁰ н/см³. В качестве исходных ядер, из которых в результате последовательного захвата нейтронов будут образовываться тяжелые элементы, можно выбрать ядра “железного пика”. При плотности нейтронов
10¹⁰ н/см³ полное время облучения, необходимое для образования свинца из железа, составляет около 10³ лет. Выбор в качестве исходного материала более легких ядер наталкивается на большие трудности. Во-первых, чем легче исходное ядро, тем большее число нейтронов должно быть захвачено и время образования тяжелых элементов существенно увеличивается. Во-вторых, отсутствие стабильных ядер с A = 5 и A = 8 приводит к тому, что этот рубеж нельзя перейти путем последовательного захвата нейтронов. В - третьих, сечение радиационного захвата нейтронов для ядер ¹²C, ¹⁶O и ⁴⁰Ca составляет крайне малую величину и следовательно время образования тяжелых элементов должно увеличиваться на несколько порядков. Эти аргументы наиболее существенны для выбора в качестве исходных нуклидов ядер области “железного пика”.
    Наиболее важным аргументом в пользу механизма образования тяжелых элементов в реакциях захвата нейтронов является следующий. Оказывается, что произведение сечения захвата нейтронов σ_n,γ(A) с энергией 25 - 50 кэВ на распространенность ядер n(A) долины β-стабильности является монотонно меняющейся величиной, в то время как сечение  σ_n,γ реакции (n,γ) и распространенность элементов сильно варьируется от ядра к ядру. Объяснить эту закономерность можно следующим образом. Изменение числа n(A) ядер с массовым числом A описывается уравнением:

где k - поток нейтронов. Если процесс стационарный, то dn(A)/dt = 0. Отсюда получаем:

    Из соотношения (35) следует, что чем меньше сечение радиационного захвата нейтронов, тем больше должна быть распространенность элемента, образующегося в s-процессе. В частности, это объясняет почему ядра с магическими числами N и Z встречаются чаще (рис. 8). Связано это с тем, что для магических ядер величина сечения радиационного захвата нейтронов падает на порядок по сравнению с соседними немагическими. Малые величины сечений захвата нейтронов в случае ядер с заполненными оболочками обусловлены в свою очередь следующей причиной. В области малых энергий нейтронов E_n ~ kT ~ 10 - 100 кэВ сечение радиационного захвата нейтронов σ_n,γ ~ Г_γ/D, где Г_γ - радиационные ширины резонансов, а D - среднее расстояние между резонансами. Величина Г_γ слабо меняется для соседних ядер, так как зависит от большого числа всевозможных переходов на низколежащие состояния. В то же время величина D резко возрастает для магических ядер.
    В распространенности элементов должны также наблюдаться максимумы при A = 90, 138 и 208, соответствующие заполнению нейтронных оболочек с N = 50, 82 и 126. В кривой распространенности элементов легко обнаруживаются эти максимумы.
    s - Процесс имеет надежное экспериментальное подтверждение. На рис. 30 показано произведение сечения захвата σ ≡ σ_nγ нейтронов ядрами при E_n ~ 30 кэВ на распространенность нуклидов n, образующихся в s-процессе. В соответствии с предсказанием модели, опирающейся на механизм медленного последовательного захвата нейтронов, произведение n ·σ действительно близко к константе на некоторых участках (A = 90 - 130, 140 - 190), как это и следует из соотношения (35).
    Для того, чтобы в звездах эффективно протекал s-процесс необходимы определенные условия.
1. Температура вещества T должна быть больше 10⁸ K для того, чтобы могли происходить ядерные реакции с образованием нейтронов.
2. Плотность нейтронов должна превышать 10¹⁰ см^-3.
3. Условия 1 и 2 должны существовать в звезде в течение достаточно продолжительного времени (больше 10³ лет), чтобы путем последовательного захвата нейтронов могли образовываться тяжелые ядра.
4. Продукты s-процесса должны эффективно выноситься во внешнюю оболочку звезды и попадать в межзвездную среду без дальнейших ядерных реакций.

Рис. 30. Экспериментальная зависимость n от массового числа A для элементов Солнечной системы.

    Основная проблема при описании s-процесса - источник нейтронов. Обычно в качестве источника нейтронов рассматривают две реакции - ¹³C(α,n)¹⁶O и ²²Ne(α,n)²⁵Mg. Для протекания первой реакции требуются условия, при которых происходит совместное горение водорода и гелия. В качестве механизма, создающего такие условия, рассматривается соприкосновение конвективной оболочки, в которой происходит горение гелия, с богатой водородом внешней оболочкой.
    Образование нейтронов происходит в следующей цепочке реакций:

12C + p → 13N + γ 13N → 13C + e+ + e 13C + α → 16O + n

(Q = 1.94 МэВ), (Q = 1.20 МэВ, T1/2=10 мин), (Q = 2.22 МэВ).

(36)

    Реакция ¹³C + → ¹⁶O + n эффективно происходит при температуре > 10⁸K. Образование нейтронов в реакции ²²Ne + α → ²⁵Mg + n (Q = -0.48 МэВ) зависит от присутствия ¹⁴N в зоне горения гелия (последовательный захват двух α-частиц и ⁺-распад образовавшегося ядра ²²Na превращает ядро ¹⁴N в ²²Ne). Для этого необходимо, чтобы в первоначальном веществе звезды, в которой происходит горение гелия, уже присутствовал изотоп ¹⁴N. Источником ядер ¹⁴N является CNO-цикл.
    Дополнительным источником нейтронов с плотностью 10⁹ - 10¹¹ н/см³ при T ~ 10⁸ K могут быть фотоядерные (фотонейтронные) реакции:

    Роль фотонейтронных реакций возрастает с увеличением температуры.
    Подходящие условия для образования ядер в s-процессе существуют в красных гигантах. За счет s-процесса можно объяснить образование всех элементов вплоть до Z = 83. Ядра с Z = 84 - 89 не имеют стабильных изотопов и являются радиоактивными. Поэтому в s-процессе преодолеть эту область Z невозможно. В то же время в природе существуют ядра с Z = 90 (торий) и Z = 92 (изотопы урана ²³⁵U и ²³⁸U). Для объяснения существования этих ядер необходимо предположить их образование в результате быстрого захвата нейтронов нестабильными ядрами в результате r-процесса.