A csillagok az "aktív" (vagyis nagy energiafelszabadulással járó) életszakaszuk nagyobb részében hidrogén→hélium fúzióval termelnek energiát. Ezért ezt az életszakaszt külön megvizsgáljuk.
A HRD fősorozatában lévő első generációs (ősrobbanásban keletkezett gázfelhőből összeálló) csillagok anyaga nagyjából $75\ \mathrm{tömeg\%}$ hidrogén (annak is $\mathrm{{}^1H}$ izotópja, azaz prócium, más néven könnyűhidrogén, amit a továbbiakban egyszerűen hidrogénnek fogunk nevezni), és $25\ \mathrm{tömeg\%}$ hélium $\mathrm{{}^4He}$, ezeken túl egyéb izotópok csak nyomokban találhatók bennük. A barna törpékben csak a roppant kevés egyéb anyag (deutérium és lítium) fuzionál a $\mathrm{{}^1H}$ hidrogénnel. A kis mennyiségű fúziós alapanyaguk miatt a barna törpék csak viszonylag kevés fúziós energiatermelésre képesek. A fősorozatbeli csillagok energiatermelése a barna törpékénél már jóval nagyobb, így bennük más fúziós folyamatoknak is le kell játszódniuk.
Ha egy csillag nem első generációs, azaz a születésekor összehúzódó por- és gázfelhő már tartalmaz olyan anyagokat, amik korábbi csillagokban zajló magreakciók eredményeképp születtek (tehát "beszennyezte" az anyagát egy korábbi csillag "hamuja"), akkor az összetétele kissé más, de ilyenkor is legnagyobbrészt $\mathrm{{}^1H}$ hidrogént és $\mathrm{{}^4He}$ héliumot tartalmaz. Tehát az aktív szakaszban ebből a két üzemanyagból kell gazdálkodnia a hőtermelésnek. A két alapanyagra ránézve elvileg 3 fúziós folyamat jöhetne szóba:
$$\mathrm{{}^1H+{}^1H\to }$$
$$\mathrm{{}^4{He}+{}^4{He}\to }$$
$$\mathrm{{}^1H+{}^4{He}\to }$$
Elöljáróban csak annyit, hogy az első folyamat győz, mert az már $3\ \mathrm{millió\ K}$‑en beindul. A második folyamat, a héliumfúzió lezajlásához az előzőénél sokkal magasabb hőmérséklet $(100\ \mathrm{millió\ K)}$ szükséges, így ez csak a csillag életének későbbi szakaszában juthat szerephez. A harmadik folyamat pedig egyszerűen energetikailag nem lehetséges, mivel az abban létrejövő $\mathrm{{}^5Li}$ izotóp instabil, tehát azonnal (egész pontosan $3,24·10^{-22}\ \mathrm{másodperc}$ múlva) szétesik a kiindulási magokra.
A csillagok a főágban hosszú ideig (évmilliókig, sőt akár évtrilliókig) tartózkodnak, ami azt jelenti, hogy a csillagban mindenhol és minden pillanatban egyensúlyközeli állapot van. A felszíntől lefelé haladva a hidrosztatikai nyomás egye nő, hiszen összesen egyre nagyobb súlyú rétegek nehezednek az alsóbbakra. Ezért egyensúlyi állapotban a csillag magjában a legnagyobb a nyomás, valamint a hőmérséklet is, vagyis itt jönnek először létre a fúzió megindulásához szükséges körülmények. Emiatt a fúzió a csillag létrejöttekor, annak összehúzódása és felforrósodása következtében mindig annak magjában indul meg, bár nem mindig csak itt zajlik. Van, hogy a magban már egy magasabb hőmérsékletet igénylő fúziós folyamat zajlik (például héliumfúzió), a külsőbb rétegekben pedig még csak egy alacsonyabb hőmérséklet igénylő (hidrogén→hélium fúzió) dübörög.
De vajon milyen fúziós lehetőség van a $\mathrm{{}^1H}$‑ek (azaz protonok) számára? Első gondolatunk az lenne, hogy két $\mathrm{{}^1H}$ összekapcsolódik:
$$\mathrm{{}^1H+{}^1H\to {}^2{He}}$$
Vizsgáljuk meg a keletkező $\mathrm{{}^2{He}}$ magot! Ebben a diprotonnak is nevezett részecskében csupán két nukleon közötti vonzó magerő hat, viszont a protonok pozitív töltése nagy erővel szét akarja lökni a két protont. Plusz a magerő spinfüggése is szerepet játszik, erről itt lehet részleteket olvasni. Végül is a diproton nem jelent kötött állapotot, hanem azonnal szétesik az eredeti két protonra. A számítások szerint, ha a magerő csupán $2\%$‑kal erősebb lenne, akkor már stabil lenne a diproton. Mit eredményezne ez a pici eltérés? Ez esetben a csillagok belsejében a hidrogénfúzió gyorsan lezajlana, emiatt nem lennének hosszú életű csillagok, hanem az épp létrejövő csillagok mindig hirtelen szétrobbannának "hidrogénbombaként". Vagyis ahelyett, amit jelenleg az éjszakai égre felnézve látunk (vagyis folyamatos fényű csillagok milliárdjait) ehelyett az Univerzum fényei csak időnként itt‑ott bekövetkető felvillanásokból állnának. De szerencsénkre a magerő épp pont annyira erős, hogy segítségével már kialakulhassanak stabil atommagok, de az Univerzum $75\%$‑át adó hidrogén a csillagok belsejében még épp ne tudjon önmagával hirtelen fuzionálni diprotonná, vagyis ne csak villanásszerűen termelhessen energiát, hanem évmilliárdokon át folyamatosan. Ez a precíz beállítás eredményezi a csillagok egyenletes hőtermelését, kellemes langymelegen tartva ezzel például a mi kis sárgolyónkat, a Földünket.
A csillagok belsejében a protonok ettől még állandóan összeütköznek, csak az ütközés az esetek elsöprő többségében nem jár fúziós reakcióval, hanem a protonok, mint két billiárdgolyó, rugalmas ütközéssel szét is lökik egymást (a pozitív töltéseik közötti elektromos Coulomb taszítás miatt).
De akkor hogyan termelnek energiát a csillagok a hidrogén fúziójával? A $\mathrm{{}^2{He}}$‑vel szemben az egy protonból és egy neutronból álló $\mathrm{{}^2H}$ deuteron (a deutérium azaz nehézhidrogén magja) már kötött állapotú képződmény. Bár ő sem túl erősen kötött mag, hanem csak éppenhogy egyben marad. Annyira kicsi a kötési energiája (\(2,2\ \mathrm{MeV}\)), hogy a deuteronnak nincs is gerjesztett állapota. Ugyanis az első gerjesztett állapotának energiaszintje már olyan magasan van, hogy az már a szabad nukleonok energiaszintje fölött található, tehát egy akkora gerjesztéstől (energialökettől), ami a legalacsonyabb energiájú gerjesztett állapotba juttatná, már egyből szét is esik, szétrepül, és keletkezik belőle egy szabad proton és egy szabad neutron.
Érdemes végiggondolni, hogy egy kialakuló deuteron miért nem alakul át spontán módon diprotonná (majd repülne szét két protonként)? A neutronja esetleg elbomolhatna protonná:
$$\mathrm{n^0=p^++e^-+{\overline{\nu}}_e}$$
A fenti folyamat egy szabad neutronnal tényleg végbe is megy: a neutron spontán módon 10 perces felezési idővel elbomlik a fenti egyenlet szerint, ez a neutron béta‑bomlása. De egy deuteronban kötött neutronnal már nem lehetséges mindez, méghozzá az energiaegyenleg miatt. Ugyanis a történetben szereplő részecskék tömegei $\mathrm{MeV}$ egységben:
| tömeg $\mathrm{(MeV)}$ | |
| proton | 938,272 |
| neutron | 939,565 |
| deuteron | 1875,613 |
| elektron | 0,511 |
| neutrínó | < 0,0000001 |
Ha egy deuteron mag át akarna alakulni két protonná, ahhoz energiára lenne szüksége, ugyanis a keletkező 2 proton és 1 elektron tömege (a neutrínó igen kicsi tömegét elhanyagolva)
$$2\cdot m_{\mathrm{p}}+m_{\mathrm{e}}=2\cdot 938,272\ \mathrm{MeV+0,511\ MeV=1877,055\ MeV}$$
ami nagyobb, mint a deuteron $1875,613\ \mathrm{MeV}$‑nyi tömege. Hiányzik $1,442\ \mathrm{MeV}$, ezért a deuteron mag nem tud elbomlani 2 protonra.
De maradt még mindig egy probléma: a csillag belsejében ugyan van bőven szabad proton (ionizált könnyűhidrogén), de ezzel szemben sok szabad neutron egyáltalán nincs, hiszen a szabad neutron instabil, spontán elbomlik, méghozzá mindössze 10 perces felezési idővel:
$$\mathrm{n^0=p^++e^-+{\overline{ν}}_e}$$
Tehát a deuteron létrejöttéhez először még valahogy el kellene érni, hogy az egyik proton neutronná alakuljon, ezután már stabil mag jöhetne létre. Szerencsére van is ilyen átalakulási folyamat, ez a $\beta^{+}$‑bomlás:
$$\mathrm{p^+\to n^0+e^++ν_e}$$
Ezt a folyamatot az ún. gyenge kölcsönhatás irányítja. De akkor miért nem alakulnak át a protonok mindannyian, spontán módon, gyorsan neutronokká? Azért, mert a neutron tömege nagyobb, mint a protoné, azaz külső segítség (energialöket) nélkül a folyamat nem is mehet végbe, hiszen azzal tömegnek (energiának) kellene születni. Vagyis a $\beta^{+}$‑bomlásnak az feltétele, hogy a protonnak először valakitől kapnia kell egy kis energiát, hogy ezzel neutronná tudjon átalakulni. A csillagoktól kicsit elrugaszkodva, például egy sok neutronból és protonból összeálló nagy atommagban egy proton a többi nukleontól megkaphatja a $\beta^{+}$‑bomlásához szükséges energiát, ezért képes egy magbeli kötött proton neutronná alakulni radioaktív bomlás keretében. De önmagában, spontán módon nem tud neutronná válni. A szükséges energia megszerzésére itt, a csillagokban a protonok a hőmozgás miatti ütközések energiáját használják, vagyis az ütközésbeli partner (másik proton) szolgáltatja az energiát a neutronná átalakulni készülő protonnak. A hidrogénfúzió első lépése tehát:
$$\mathrm{{}^1H+{}^1H\to {}^2H+e^++ν_e+1,4\ MeV}$$
Ennek a folyamat azonban igen kicsi valószínűségű két okból is.
Egyrészt azért, mert a proton neutronná alakulását a gyenge kölcsönhatás végzi, ami általában viszonylag kicsi valószínűséget jelent.
Másrészt azért, mert a protonok elektromosan taszítják egymást (Coulomb‑erő), viszont a deuteront létrehozó, összetartó magerő csak nagyon rövid hatótávolságú: már kb. $2\ \mathrm{fm}$ távolságban lecseng $(\mathrm{f=femto=10^{-15}})$. Tehát a deuteron létrejöttéhez a két protonnak nagyon meg kell egymást közelítenie. A legtöbb proton‑proton ütközéskor a Coulomb‑taszítás már a protonok egymáshoz közeledésének kezdeti szakaszában, viszonylag „nagy'' (azaz $2\ \mathrm{fm}$‑nél nagyobb) távolságban megállítja a közeledést, és szétlöki a protonokat. Tehát olyan távolságban, amikor a magerő még nem képes működésbe lépni. Ilyenkor csak egy rugalmas ütközés zajlik le. De minél nagyobb a protonok mozgási energiája, a Coulomb‑erő munkavégzése annál hosszabb úton képes csak lelassítani őket, így a "visszafordulásig" annál közelebb juthatnak egymás közelébe. Konkrétan $550\ \mathrm{keV}$ mozgási energia kellene egy protonnak a hőmozgásból, hogy a magerő hatótávolságán belülre kerüljenek egy másik protonnal. Ezzel szemben a Nap belsejében uralkodó $15\ \mathrm{millió\ K}$‑en csak $1,3\ \mathrm{keV}$ az átlagos mozgási energiája a protonoknak, vagyis nagyjából 400‑szor kisebb a szükségesnél. Az ellentmondásból két út vezet kifelé. Egyrészt az átlagos energiánál mindig vannak, akik többel vagy kevesebbel rendelkeznek. Másrészt (és ez a lényegesebb) az alagúteffektus segít, lehetővé teszi, hogy a részecske „odafurakodjon'', ahová klasszikusan nem tudna eljutni, persze mindezt csak kis valószínűséggel.
A fenti képen a vízszintes $r$ tengely mutatja a protonok távolságát. A függőleges tengely a proton potenciáltere. A kis távolságnál található gödör a magerő vonzása miatt van, a nagyobb távolságoknál lévő íves lejtő pedig a Coulomb‑taszítás miatt. A hőmérséklet által megszabott $Q$ nagyságú (hő)mozgási energia segítségével egy proton csak $b$ távolságig közelítheti meg a másikat, viszont a magerő csak az $a$ távolságig hat. A hiányzó távolságot „alagutazza át'' a proton, de persze csak kis valószínűséggel.
Általában igaz, hogy a csillagokban zajló fúziós reakciók az alagúteffektus segítségével zajlanak csak le. Ugyanis vegyük észre, hogy a Coulomb taszítás potenciális energiája az itteni két proton esetében a legkisebb. A protonnál nagyobb atommagok esetében ez csak egyre nagyobb lesz. De már a protonét sem képes legyőzni önmagában a hőmozgás.
A $\mathrm{{}^1H+{}^1H\to {}^2H+e^++ν+1,4\ MeV}$ folyamat tehát csak kicsi valószínűséggel megy végbe, méghozzá a gyenge kölcsönhatás valamint az alacsony (hő)mozgási energia miatt. Ennek a reakciónak a lassúsága akadályozza meg, hogy egy fősorozatbeli csillag hirtelen használja el hidrogénfúziós tartalékait, vagyis fúziós bombaként felrobbanjon. A folyamatot - annak lassúsága miatt - nukleáris szelepnek is hívják, hiszen csak lassanként engedi a fúziós energiatermelést a csillagban.
Mennyire nyújtja el ez a nukleáris szelep a protonfúzió idejét? Ezt egy proton átlagos élettartamával jellemezhetjük, amíg a proton a fenti deutériumtermelő reakcióban át nem alakul. Ez az élettartam a csillag maghőmérsékletétől igen erősen függ.
Az ábrán a függőleges tengelyen az élettartamot logaritmikus skálán kellett ábrázolni, mivel annak értéke több nagyságrendnyit változik már viszonylag kicsi hőmérsékletváltozás hatására is $(10$ és $50\ \mathrm{millió\ K}$ között). A Nap esetében az átlagos élettartam kb. 7 milliárd év. Emiatt a Nap hidrogénfúziós fázisa kb. 10 milliárd éven át tart. Az erős függés miatt a legkisebb tömegű fősorozatbeli csillagokban (a Napnál 13‑szor könnyebb, azaz 0,075 naptömegű vörös törpékben) a hidrogénfúzió akár 6000 milliárd éven át is zajlik. Míg egy 10 naptömegű fősorozatbeli csillag pár millió év alatt elhasználja hidrogénkészletét.
Egyetlen későbbi fúziós reakcióban sincs olyan, hogy a magreakció lezajlásának igen rövid ideje alatt kellene a gyenge kölcsönhatásnak egy folyamatot ($\beta $‑bomlást) megvalósítania. Ezért a többi fúziós reakció már általában nagyságrendekkel nagyobb valószínűséggel megy végbe, mint a kezdeti, nukleáris szelepként szolgáló
$$\mathrm{{}^1H+{}^1H\to {}^2H+e^++ν+1,4\ MeV}$$
lépés. Ezért a fősorozatbeli csillagok fúziós időszakának hosszát lényegében a fenti nukleáris szelep határozza meg.
Mi történik ezután a keletkező $\mathrm{{}^2H}$‑mal? Első gondolatunk az lehetne, hogy majd két $\mathrm{{}^2H}$ fuzionál egymással, hisz az valószínűleg energiafelszabadulással jár. Erre két reakció is kínálkozik, melyek valóban energiát szabadítanak fel:
$$\mathrm{{}^2H+{}^2H\to {}^3{He}+n^0+3,27\ MeV}$$
$$\mathrm{{}^2H+{}^2H\to {}^3H+{}^1H+4,03\ MeV}$$
De a csillagban mégsem ez történik a deutériummal. (A fenti két reakciót azonban nem volt haszontalan felírnunk, mert a remények szerint a fúziós erőműben majd ezek fognak energiát termelni). A csillagban ugyanis az atommagok közül messze legnagyobb arányban a $\mathrm{{}^1H}$ van jelen. Ezért a nukleáris szelepben keletkező $\mathrm{{}^2H}$ sokkal nagyobb eséllyel ütközik egy $\mathrm{{}^1H}$‑nal, mint bárki mással (például eyg másik deuteronnal), így a sorsát a nagy koncentrációban jelen lévő $\mathrm{{}^1H}$ fogja eldönteni:
$$\mathrm{{}^2H+{}^1H\to {}^3{He}+γ+5,49\ MeV}$$
Ezt a reakciót nem lassítja a gyenge kölcsönhatás, így könnyen, gyorsan lezajlik. A $\mathrm{{}^2H}$ ahogyan termelődik, azonnal tovább is alakul, azaz egyből fogy is. Kialakul egy egyensúlyi $\mathrm{{}^2H}$ koncentráció, ami a Nap belsejében igen alacsony: csak minden $10^{18}\ \mathrm{db\ {}^1H}$‑ra jut egy $\mathrm{{}^2H}$. A Napban a $\mathrm{{}^2H}$‑ok élete mindössze 1,6 másodpercig tart átlagosan, aztán továbbalakulnak $\mathrm{{}^3He}$‑má. Ez 17 nagyságrenddel rövidebb, mint a $\mathrm{{}^1H}$‑ok élettartama.
A keletkező $\mathrm{{}^3{He}}$ élete hogyan folytatódik? Az $\mathrm{{}^2H}$ történetén felbuzdulva gyorsan rávághatnánk, hogy valószínűleg itt is a környezetben legnagyobb mennyiségben jelen lévő $\mathrm{{}^1H}$ lesz a reakciópartner. Nézzük ezt a reakciót:
$$\mathrm{{}^3{He}+{}^1H\to {}^4{{Li}^*}}$$
A keletkező $\mathrm{{}^4{Li}}$ izotóp instabil (élettartama csupán $10^{-22}\ \mathrm{sec}$), vagyis lényegében azonnal szétesik a kiinduló magokra:
$$\mathrm{{}^3{He}+{}^1H\to {}^4{{Li}^*}\to {}^3{He}+{}^1H}$$
Tehát a legnagyobb gyakoriságú partner $\mathrm{{}^1{H}}$ nem tudja tovább vinni a $\mathrm{{}^3{He}}$ izotópot a fúziós folyamatban. Ki lehetne akkor a $\mathrm{{}^3{He}}$ partnere? Az egyik lehetőség a saját "anyja", vagyis az őt létrehozó, de csupán másodperces élettartamú $\mathrm{{}^2{H}}$ izotóp:
$$\mathrm{{}^3{He}+{}^2H\to {}^4{He}+{}^1H+18,3\ MeV}$$
Ennek a reakciónak bár a magfizikai mérések szerint nagy lenne a hatáskeresztmetszete (vagyis a reakció aktivációs energiájához viszonyítva elég nagy a reagenseknél lévő hőmozgási energia), azonban az ehhez szükséges partner $\mathrm{{}^2H}$‑ból olyan rettenetesen kevés van (mivel a keletkező deuteronok mindig igen gyorsan tovább fuzionálnak $\mathrm{{}^3{He}}$ izotóppá), hogy ez a reakció elhanyagolhatóan ritka, nincs jelentősége.
Kit kaphatna még el a $\mathrm{{}^3{He}}$ egy kis fúzióra? Talán meglepő, de a csillag $\mathrm{{}^4{He}}$ tartalmát is használhatja reagensnek. Azért lehet meglepő, mivel a $\mathrm{{}^4{He}}$ a lezárt nukleon-héjszerkezete miatt nagyon erősen kötött mag, de ettől még képes reakciókra, bár valóban viszonylag nehezen:
$$\mathrm{{}^3{He}+{}^4{He}\to {}^7{Be}+γ+1,59\ MeV}$$
Ennek a reakciónak ugyan kicsi a hatáskeresztmetszete, viszont a $\mathrm{{}^4{He}}$ koncentrációja viszonylag nagy. Ugyanis a csillagok anyaga már a születésükkor tartalmaz kb. 25 tömegszázalék $\mathrm{{}^4{He}}$‑et, amit folyamatosan növel a hidrogén héliummá történő fúziója. Emiatt például jelenleg a Napban - mivel már 4,5 milliárd éve zajlik a hidrogén→hélium fúziója - mostanra az atomoknak már nagyjából fele $\mathrm{{}^4{He}}$, a másik fele pedig még mindig $\mathrm{{}^1H}$. Vagyis ez a reakció a $\mathrm{{}^4{He}}$ nagy koncentrációja miatt lesz versenyképes, ezt nevezzük pp‑II ágnak, mely a $\mathrm{{}^3{He}}$ magok $31\%$‑ának sorsát jelenti. A létrejövő $\mathrm{{}^7{Be}}$ először elektronbefogással $\mathrm{{}^7{Li}}$‑má alakul:
$$\mathrm{{}^7{Be}+e^-\to {}^7{Li}+ν+0,86\ MeV}$$
majd az így létrejövő $\mathrm{{}^7{Li}}$ protonbefogással egy instabil, átmeneti $\mathrm{{}^8{{Be}^*}}$ magon keresztül eljut a nagyon nagy fajlagos kötési energiájú $\mathrm{{}^4{He}}$‑ig, amivel a pp‑II ág véget ér:
$$\mathrm{{}^7{Li}+{}^1H\to {}^8{{Be}^*}\to 2\ {}^4{He}+17,2\ MeV}$$
De ki lesz a partner az esetek $69\%$‑ában? Egy másik $\mathrm{{}^3{He}}$ mag! Ezt hívjuk pp‑I ágnak:
$$\mathrm{{}^3{He}+{}^3{He}\to {}^4{He}+2\ {}^1H+12,86\ MeV}$$
A fenti reakciónak azért nagy a valószínűsége, mert nagy a hatáskeresztmetszete, és ez kompenzálja azt a hátráltató tényezőt, hogy $\mathrm{{}^3{He}}$‑ból nagyon kevés van csak jelen, tehát kicsi a koncentrációja, például a Napban jelenleg 100 ezer $\mathrm{{}^1H}$ atomra jut $1\ \mathrm{db\ {}^3{He}}$.
Mivel nincs olyan reakció, mely egyszerre nagy hatáskeresztmetszetű is lenne és a partnerből is sok lenne jelen, ezért a $\mathrm{{}^3{He}}$ élettartama sokkal hosszabb lesz, mint a $\mathrm{{}^2H}$‑é, nagyságrendileg 1 millió év a jelenlegi Napban.
A fent tárgyaltak mellett vannak még további, kisebb arányban szereplő folyamatok a hidrogén‑hélium fúzióban, ezt mutatja az alábbi áttekintő ábra, mely az energiatermelés szempontjából mutatja az egyes ágak súlyait:
A pp‑láncoknak az energiatermelésben betöltött súlyát a csillag maghőmérsékletének függvényében az alábbi ábra mutatja:
A Napban jelenleg az energiatermelés $85\%$‑át a pp‑I lánc adja, $15\%$‑át a pp‑II lánc. Itt azért nem $69\%$ és $31\%$ a két ág aránya, mert az egyes ágakban nem azonos mennyiségű energia termelődik.
A pp‑láncok mindegyikében 4 proton alakul át héliummá, tehát a reakció egyenlete:
$$\mathrm{4\ {}^1H\to {}^4{He}+26,73\ MeV}$$
CNO‑ciklusok
Az ősrobbanás utáni első kb. 20 percben zajlott az elsődleges nukleoszintézis (BBN - Big Bang Nucleosynthesis), aminek során csak $Z\le 4$ stabil elemek keletkeztek $\mathrm{(H,\ He,\ Li,\ Be)}$. Ezért az első generációs (ősrobbanásban keletkezett anyagból felépülő) csillagokban még nem történhetett másként a hidrogén fúziója héliummá, mint a pp‑láncokkal. A későbbi csillagokban azonban (mint amilyen a Nap is) már a csillag születésekor, az összehúzódó gáz‑és porfelhőben - ha nem is túl nagy mennyiségben, de - jelen vannak nagyobb rendszámú elemek is, melyek a korábbi csillagok fejlődésének késői szakaszában keletkeztek, ilyenek a szén, nitrogén és oxigén. Ezek ha jelen vannak a csillag anyagában, akkor fontos szerepet töltenek be, mert a hidrogén héliummá történő fúzióját képesek katalizátorként segíteni. Tehát a CNO‑ciklus elnevezés könnyen félre érthető, hiszen a CNO ciklusban nem termelődik fúzióval (kisebb magokból) szén, nitrogén vagy oxigén, és nem is fuzionálnak a $\mathrm{C}$, $\mathrm{N}$, $\mathrm{O}$ magok még nagyobb elemekké. Hanem a teljes folyamatot tekintve bennük is 4 proton alakul héliummá (ahogy a pp‑ciklusban). Az egyik CNO‑reakciót (a CNO‑1-et) mutatja az alábbi ábra:
A folyamat érdekessége, hogy a proton neutronná alakulásához itt is gyenge kölcsönhatás, konkrétan $\beta^{+}$‑bomlás kell, de itt legalább nem egy proton‑proton ütközés rettentő rövid ideje alatt kell, hogy ez megtörténjen, hanem egy összetett magban (nyugodtan). Ezért a $\beta^{+}$‑bomlás itt gyorsan lezajlik (perc nagyságrendű felezési idővel). Hirtelen azt gondolhatnánk, hogy a CNO‑ciklusok (a gyors $\beta^{+}$‑bomlásrévén) megkerülik a nukleáris szelep időhúzó hatását. Ez csak részben igaz, annál inkább, minél nagyobb a csillag tömege, így maghőmérséklete. A folyamat a kisebb tömegű csillagokban amiatt nem jelentős, mert a CNO‑ciklusban a protonnak egy 6‑8‑szoros pozitív töltésű $\mathrm{(C,\ N,\ O)}$ maghoz kellene nagyon közel kerülnie (a magerő hatótávolságán belül) a befogódáshoz, amihez nincs elég nagy mozgási energiája. Például a Napban egy $\mathrm{{}^1H}$‑nek átlagosan 13 millió évig kell várakoznia (rugalmas ütközésekkel eltöltenie az idejét), míg befogódik egy $\mathrm{{}^{12}C}$ magba, és 320 millió évig, míg befogódik egy $\mathrm{{}^{14}N}$ magba. Vagyis a CNO‑ciklusokat nem a $\beta^{+}$‑bomlás és a Coulomb‑gát közösen lassítja, hanem csak a Coulomb‑gát.
Azonban az egyre nagyobb tömegű csillagokban a maghőmérséklet egyre nagyobb, amitől a protonok és a $\mathrm{C}$, $\mathrm{N}$, $\mathrm{O}$ magok mozgási energiája is egyre nagyobb, ettől pedig az alagúthatással leküzdendő Coulomb‑akadály egyre kisebbé szűkül. Például az alábbi ábrán a magasabb $T_2$ hőmérsékleten a proton kinetikus energia nagyobb, mint az alacsonyabb $T_1$ hömérsékleten. Ezért a protonok ilyenkor már egészen az $r_2$ távolságig megközelítik egymást. Míg az alacsonyabb $T_1$ hömérsékleten csak $r_1$ távoságig tudnak egymás közelébe jutni. Minden (nem túl nagy) hőmérsékleten marad a proton számára egy - a további közeledést megakadályozó - potenciálhegy, amit ő alagúteffektussal próbál legyőzeni, mintha "átfúrná" magát az előtte tornyosuló hegyen át. A szaggatott szakaszok a fúrandó alagutakat szimbolizálják. Magasabb hőmérsékleten a protont akadályozó potenciálgátnak mind a magassága, mind a szélessége kisebb, ezért az átjutás valószínűsége nagyobb. Tehát a magreakció valószínűsége a hőmérséklettel nő.
Ezért a CNO‑folyamatok egyre valószínűbbé válnak. A Napban még a pp‑ciklusok a fő hidrogénfúziós folyamatok, ezek adják az energiafelszabadítás 98,5%-át, míg a CNO-ciklusok csak 1,5%-ot. De az 1,3 naptömegű csillagokban a két energiatermelő mód súlya már azonos. A még nagyobb tömegű csillagokban pedig a CNO‑ciklusok a dominánsak.
A barna törpéket leszámítva minden csillag élete a fősorozatban (főágban) kezdődik. Tehát a 0,075 és 0,5 naptömeg közötti vörös törpéktől kezdve a legnagyobb, kb. 200 naptömegű csillagokig bezárólag minden csillag az első időszakát a fősorozatban tölti. Minél nagyobb a tömege, annál rövidebb ideig tart ez az állapot, melyben a hidrogén héliummá történő fúziója zajlik. Vörös törpéknél ez akár 6000 milliárd éven át is tarthat, míg a legnagyobb csillagok 100 ezer évnél is rövidebb idő alatt lepörgetik életük ezen szakaszát.
Bár a csillagok emberi léptékkel elképesztő mennyiségű energiát szabadítanak fel (például a Nap teljesítménye $4\cdot 10^{26}\ \mathrm{W}$, míg a világ összes villamos erőműve kb. $5\cdot 10^{12}\ \mathrm{W}$ teljesítménnyel termel), mégis, ha kiszámoljuk, a fúzió teljesítménysűrűségét a Nap magjában, akkor akkor nagyságrendileg $10\ \mathrm{\displaystyle \frac{W}{\ m^3}}$ érték jön ki. Ezzel szemben egy paksi blokkban a teljesítménysűrűség kb. $3\ \mathrm{\displaystyle \frac{W}{\ m^3}}$. Tehát a Nap tényleg lassacskán duruzsol.
A hidrogén elfogyasztása után a csillag belsejében alábbhagy a hőtermelés, így a annak eddigi termikus eredetű nyomása és sugárnyomása nem képes a gravitációs vonzást féken tartani. A csillag összehúzódik, a gravitációs helyzeti energia felszabadulása révén pedig felforrósodik. Hogy ez után mi történik, az a csillag tömegétől függ.
A fősorozat legkisebb tagjairól a vörös törpékről külön oldal szól.
A többi fősorozatbveli csillag további életét lásd Élet a fősorozaton túl oldalon!