В настоящее время общепризнанно, что многие ядра тяжелее железа, включая все ядра тяжелее ²⁰⁹Bi, образуются в r-процессе путем быстрого последовательного захвата большого количества нейтронов. Главное условие - скорость захвата нейтронов должна быть больше скорости β-распада. Основной механизм захвата нейтронов - реакция (n,γ). Захват нейтронов происходит до тех пор, пока скорость реакции (n,γ) не станет меньше скорости распада изотопа. Образующееся ядро распадается затем в результате β^--распада и вновь начинается последовательный захват нейтронов.
    Линия, вдоль которой происходит образование ядер в r-процессе, смещена от дорожки стабильности (трека s-процесса) в направлении нейтроноизбыточных изотопов (рис. 41).

Рис. 41. Треки, вдоль которых идет захват нейтронов в s- и r-процессах. r-Процесс рассчитан для следующих начальных условий: T = 1.8·109 K и ρn = 1028 нейтронов/см3. Точками отмечена полоса стабильности.

    Один из аргументов в подтверждение r-процесса в звездах - наличие сдвоенных максимумов, коррелирующих с магическими числами нейтронов N = 50, 82 и 126. Как мы уже обсуждали максимумы при A = 90, 138 и 208 характеризуют ядра, образующиеся в s-процессе. Максимумы, расположенные при меньших значениях A = 80, 130 и 195 характеризуют ядра, образующиеся в r-процессе. r-Процесс прекращается, если уменьшаются требуемые концентрации нейтронов или если в последовательной цепочке ядер образуется ядро, распадающееся в результате - распада или деления. Считается, что высокие концентрации нейтронов, необходимые для r-процесса, образуются при вспышках сверхновых звезд.
    Оценим требуемые концентрации нейтронов ρ_n для протекания r-процесса. Если за время r-процесса должно быть захвачено n нейтронов прежде, чем произойдет β-распад, то концентрация нейтронов может быть оценена из следующего условия

τ_β nτ(n,γ),

где τ_β - среднее время  β-распада ядер, образующих цепочку r-процесса, а τ(n,γ) - время захвата нейтронов в реакции (n,γ).
    В свою очередь

где - произведение сечения реакции (n,) на скорость нейтрона относительно ядра мишени, усредненное по максвелловскому спектру распределения скоростей.
    Для средних и тяжелых ядер с высокой плотностью уровней

 _тv_т,

где σ_т (100 мбарн) и v_т - сечение и скорость нейтронов, соответствующие энергии 3/2 kT.
    Для (n,) получаем

где τ(n,γ) выражено в секундах, T в единицах 10⁹ K, а ρ_n в см^-3.
    Окончательно для ρ_n имеем:

    Характерное время -распада вдоль траектории r-процесса: 0.1 с < τ_β < 100 с.
    Используя для оценки τ_β = 1 с, n ~ 10 и T = 10⁹ K, получаем

 ρ_n 2·10¹⁷ нейтронов/см³.

    Обсуждаются различные астрофизические условия, при которых возможно протекание r-процесса:

1. Ударная волна, образующаяся при взрыве сверхновой, проходя по гелиевому и неоновому слоям, вызывает реакцию ²²Ne(,n)²⁵Mg с требуемой концентрацией нейтронов.
2. Представляет интерес механизм образования тяжелых элементов в ходе r-процеса в центральной части массивной звезды, находящейся в стадии предсверхновой.
       Центральная часть звезды содержит большое количество нейтронов и α-частиц, образующихся при фоторасщеплении железа ⁵⁶Fe → 13α + 4n на заключительной стадии эволюции. В центре звезды создаются условия для взрывного синтеза элементов. В связи с тем, что плотность вещества сравнима с плотностью ядерной материи, существенную роль будут играть многочастичные ядерные реакции слияния нескольких -частиц и нуклонов типа:

α + α + α,
α + α + α + n,
α + α + α + p.

    При этом легко преодолевается область нестабильных ядер с A = 5 и 8. В результате этих многочастичных реакций в условиях высокой плотности возникают ядра в районе железного пика, на которых и будет происходить r-процесс. Было показано, что удается в едином процессе достаточно хорошо воспроизвести все 3 максимума, образующиеся в результате r-процесса. Более детальные расчеты r-процесса в качестве исходных ядер используют не только ядра района железного пика, но и продукты деления, образующиеся в r-процессе. Эти ядра дают новую цепочку ядер, образующихся в r-процессе.
    Результаты расчета распространенности ядер, образующихся в r-процессе, содержат неопределенности, связанные с недостаточно хорошим знанием свойств ядер, удаленных от полосы -стабильности, и некоторым произволом в астрофизических условиях протекания r-процесса.
    Ядра, первоначально образующиеся в r-процессе, сильно перегружены нейтронами, поэтому в результате последовательных β^--распадов они начинают превращаться в ядра, имеющие большую стабильность, т.е. в ядра, расположенные ближе к дорожке β-стабильности. При этом в результате каждого акта β^--распада при неизменном массовом числе A происходит увеличение заряда ядра на единицу. Этот процесс будет продолжаться до тех пор, пока не получится отношение числа нейтронов к числу протонов, соответствующее образованию стабильного по отношению к β-распаду ядра. Так, например, изотоп ²³²Th образуется из ядра ²³²Pb в результате восьми последовательных β-распадов. Исходное ядро ²³²Pb, образующееся в r-процессе, имеет на 24 нейтрона больше, чем устойчивый изотоп ²⁰⁸Pb.

Рис. 42. Фрагмент таблицы изотопов ядер с Z = 39 - 43. Заштрихованы ячейки, отвечающие стабильным изотопам. Указан период полураспада и массовое число.

   Важным аргументом в пользу образования элементов тяжелее железа в реакциях захвата нейтронов является наблюдаемая асимметрия распространенности элементов относительно линии β-стабильности. Так, распространенность элементов, расположенных над линией β-стабильности (область нейтроннодефицитных ядер), как правило меньше распространенности элементов, расположенных под этой линией (область нейтронноизбыточных ядер). Ядра, расположенные в нейтронодефицитной области, не могут образовываться в реакциях нейтронного захвата и их распространенность практически на порядок меньше по сравнению с соседними стабильными и нейтроноизбыточными ядрами.
    Важно также, что существуют такие изотопы, которые могут образовываться только в результате r-процесса. Примером таких изотопов являются ¹⁰⁰Mo, ⁹⁶Zr (рис. 42), ⁷⁶Ge и др.. Образование этих изотопов в результате s-процесса экранировано малым периодом полураспада изотопа, имеющего тот же заряд и массовое число (A-1).