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SS 2011 Institut für Theoretische Astrophysik, Heidelberg H.-P. Gail bei Sternen hoher Leuchtkraft Massenverlust und zirkumstellare Hüllen page: 3.1 Zusammen ergeben beide Beobachtungsmethoden ein ziemlich vollständiges Bild der Eigenschaften zirkumstellarer Hüllen und liefern fundamentale Informationen über den Massenverlustprozeß bei späten Sternen. Beobachtungen im mm-Wellenlängenbereich, in dem die Rotationsübergänge von Molekülen beobachtet werden, liefern Aufschluß über die Häufigkeit und Verteilung der Moleküle in der Hülle und damit über die Chemie in solchen Hüllen, über die Geschwindigkeiten der Ausströmung aus den Sternen und über die Massenverlustraten durch den Sternwind. Beobachtungen im infraroten Spektralbereich liefern Informationen über die Natur der Staubteilchen in den Staubhüllen und über die Materieverteilung um den Stern und die Temperaturverteilung in der Hülle. Kühle Riesen und Überriesen haben hohe Massenverlustraten und sehr ausgedehnte Hüllen um den Stern herum. Wegen der niedrigen Temperaturen existieren in diesen Hüllen eine große Zahl verschiedener Moleküle und oft sind die schweren Elemente in Staub kondensiert. 3. Hüllen bei kühlen Sternen page: 3.2 Im staubfreien inneren Bereich der Hülle sind bereits einige Moleküle mit sehr hoher Bindungsenergie vorhanden (CO, SiO, N2), von denen einige schon in der Sternatmosphäre existieren (TiO bei M-Sternen, C2, CN bei C-Sternen). Unterhalb von ca. 1 500 K bilden sich im ausströmenden Gas zahlreiche weitere Moleküle, vor allem H2. Die zirkumstellare Hülle endet dort, wo das ausströmende Gas in einer Stoßwelle in die interstellare Materie übergeht. Das ausströmende Staub-Gas-Gemisch wird dort mit der interstellaren Materie vermischt. Dieser Stoß kann manchmal, wenn der Stern sich relativ zur umgebenden Materie bewegt, als markante Bugstoßwelle beobachtet werden. Die Grenze der Hülle liegt bei größenordnungsmäßig 1019 cm (abhängig von Umgebung, Ausströmgeschwindigkeit, ...). Zirkumstellare Hüllen um kühle Sterne bestehen meistens aus einem staubfreien inneren Teil zwischen der Sternoberfläche und ca. 5 . . . 10 Sternradien. Ab dieser Entfernung vom Stern (größenordnungsmäßig < 1 000 K) für den Ein1014 cm) sind die Temperaturen niedrig genug (T ∼ satz von Staubkondensation und im weiter außen liegenden Bereich ist in der Hülle meistens Staub vorhanden. 3.1 Struktur der Hülle page: 3.3 In der Photodissoziationsschicht am äußeren Rand der Molekülhülle entstehen Moleküle und Molekülionen, die in den abgeschirmten, inneren Teilen der Hülle nicht oder nur in geringer Menge vorhanden sind (z.B. OH). Die Zusammensetzung der Molekülhülle und der Photodissoziationsschicht sind sehr unterschiedlich. Die Molekülhülle endet außen, wenn das ausströmende Material unter den Einfluß des interstellaren UV-Strahlungsfeldes gerät, durch das die Moleküle wieder dissoziiert werden. In den inneren Teilen der Staubhülle wird die äußere UV-Strahlung durch den Staub abgeschirmt (beim CO Molekül Selbstabschirmung durch Linienabsorption). Die Grenze ist gegegeben durch den Radius, bei dem die von außen her gemessene optische Tiefe im Staub im UV kleiner etwa eins ist. Die Grenze der Molekülhülle liegt größenordnungsmäßig bei 1017 cm. 3.1 Struktur der Hülle page: 3.4 Über den Geschwindigkeitsverlauf im staubfreien, inneren Bereich ist nicht viel bekannt; die Geschwindigkeiten sind niedrig (soweit das aus SiO Linien festzustellen ist; diese werden zum großen Teil im staubfreien Bereich gebildet) und wahrscheinlich durch die Pulsation des Sterns geprägt. In den meisten Fällen stammt der wesentliche Teil der Beschleunigung des Windes auf hohe Überschallgeschwindigkeit aus dem Strahlungsdruck auf Staub. Die Geschwindigkeiten steigen nach einsetzen der Staubkondensation relativ rasch an bis nahe zur Endgeschwindigkeit V∞ (Beschleunigungs- und Kondensationszone). Danach scheinen sie sich sich nur noch wenig zu ändern. Die Linien der Photoshäre zeigen keine Anzeichen einer Ausströmung aus dem Stern. Das Gas strömt aus dem dem Stern deswegen mit sehr niedriger Geschwindigkeit aus, die neben der thermischen Verbreiterung der Linien nicht nachweisbar ist. Die Ausströmungsgeschwindigkeiten des Gases in der Hülle in großem Abstand vom Stern, V∞, ist von der Größenordnung 10 . . . 25 km s−1. Die Beschleunigung des Windes auf hohe Überschallgeschwindigkeit erfolgt erst in der Sternhülle. 3.1 Struktur der Hülle T 1/2 km s−1 . (1) page: 3.5 1 000 K Diese ist vernachlässigbar klein gegenüber der Expansionsgeschwindigkeit. vth = 0.56 × 104 Die meiste Masse der Hülle ist in dem Bereich vorhanden, in dem die Geschwindigkeit etwa gleich V∞ ist. Die Temperaturen in der Hülle sind niedrig; in der Staubhülle T < 1 000 K. Die thermische Dopplerbreite des CO Moleküls ist Struktur der Hülle page: 3.6 vor allem auch deswegen, weil die entsprechenden Elemente sehr häufig sind. Sie wurden jeweils in über 500 Objekten beobachtet. Es gibt noch sehr viele weitere Moleküle, die oft aber nur in einigen wenigen nahen Objekten oder sogar nur in dem nächstgelegenen Objekt IRC+10216 (150 pc Entfernung) beobachtet wurden. Eine Übersicht über alle bisher beobachten Moleküle in Sternhüllen gibt Tabelle 1. CO, SiO, OH Bei zirkumstellaren Hüllen kann im cm – mm Bereich eine große Zahl von Linien beobachtet werden, die von Rotationsübergängen im Schwingungsgrundzustand von Molekülen stammen. Die häufigsten beobachteten Moleküle sind 3.2 Moleküle in zirkumstellaren Hüllen 6-atomig 7-atomig 8-atomig 9-atomig 11-atomig Ionen 4-atomig 5-atomig 3-atomig 2-atomig page: 3.7 AlCl, AlF, CO, CN, CP, CS, KCl, NaCl, OH, PN, SiC, SiN, SiO, SiS, SO AlNC, C3, C2H, C2S, CO2, HCN, H2O, H2S, HNC, MgCN, MgNC, NaCN, SiC2, SiCN, SiNC, SO2 C3H, C3N, C3S, C2H2, HC2N, H2CO, NH3 SiC3 C5, C4H, C4Si, c-C3H2, CH4, HC3N, HC2NC, H2C3 SiH4 C5H, C5N, C2H4, CH3CN, HC4N, H2C4 C6H, HC5N C7H, H2C6 C8H, HC7N HC9N HCO+ Tabelle 3.1: Moleküle, die in zirkumstellaren Hüllen gefunden wurden Moleküle in zirkumstellaren Hüllen n. gef. n. gef. n. gef. n. gef. n. gef. n. gef. -9 -8 -7 } H2 S } SO2 } SO } SiS } C2 H } SiO - } CO } OH } H2 O -3 M-Stern: C-Stern: } C2 H2 -4 } HCN } CN -5 } CS } HC3 N -6 log nmol /nH2 page: 3.8 Abbildung 3.1: Die häufigsten Moleküle in M-Sternen und CSternen mit Entdeckungen in mindestens 10 bis ca. 1 000 Objekten Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.9 Die große Bindungsenergie von CO ist die Ursache dafür, daß im Fall C/O < 1 aller C in CO gebunden ist und keine weiteren C-haltigen Moleküle existieren, und im Fall C/O > 1 alles O in CO gebunden ist, und keine weiteren O-haltigen Moleküle existieren. als die Moleküllinien aller anderen Elemente. • Die Elemente C, O sind sehr häufig, die CO Linien deswegen stärker vollständig bindet. Dadurch ist die Häufigkeit des CO Moleküls einfach durch die Elementhäufigkeit von C oder O gegeben, die sich relativ genau schätzen lässt, auch wenn keine Analysen der Elementhäufigkeiten in der Sternatmosphäre vorliegen. Das macht die Interpretation der Linien einfach. • das CO Molekül das weniger häufige der beiden Elements C und O Die wichtigsten Linien zur Untersuchung der Hüllen bei kühlen Sternen sind die Linien von CO, weil Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.10 Generell ist die Chemie in kohlenstoffreicher Elementmischung (CSterne) viel reichhaltiger (57 Spezies bisher identifiziert) als bei sauerstoffreicher Elementmischung (M-Sterne) (14 Spezies bisher identifiziert). Die Linien von SiO sind wegen der relativ großen Si Häufigkeit oft auch sehr stark, aber ein Teil des Si ist in Staub gebunden, was die Interpretation der Linien sehr erschwert. Die Linien von OH sind ebenfalls oft sehr stark, aber weisen regelmäßig einen Masereffekt auf, was ebenfalls die Interpretation sehr erschwert. Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.11 Die Breite der Linienprofile entspricht der doppelten Expansionsgeschwindigkeit der Hülle. Die Endgeschwindigkeit v∞ kann daraus sehr leicht abgeleitet werden. Die Emissionslinien haben entweder ein parabolisches Profil, wenn die Linien optisch dick sind, oder sie haben ein kastenförmiges Profil, wenn sie optisch dünn sind. In etlichen Fällen haben sie ein Profil mit ausgeprägten Spitzen an den Außenseiten der Profile. In diesen Fällen werden die Linien durch Maser gebildet. Moleküle in zirkumstellaren Hüllen Abbildung 3.2: CO-Linie durch Rotationsübergang im Mikrowellenbereich Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.12 Abbildung 3.3: CO-Linie durch Rotationsübergang im Mikrowellenbereich Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.13 Abbildung 3.4: CO-Linie durch Rotationsübergang im Mikrowellenbereich Moleküle in zirkumstellaren Hüllen page: 3.14 page: 3.15 Für die Interpretation der Beobachtungen am günstigsten sind Winde mit hoher Massenverlustrate, in denen die Rotationszustände von CO themisch besetzt sind. Wenn Strahlungsanregung eine Rolle spielt, dann sind Modellrechnungen zum Strahlungstransport erforderlich, die nicht besonders genau sind, weil dort viele nur unzureichend genau bekannte Eigenschaften der Hüllen eingehen. lungsabregung in den Grundzustand. Dieser Prozeß wird optisches Pumpen genannt. Er dominiert bei niedrigen Dichten. Dann tritt auch der Masereffekt auf. • Durch Strahlungsanregung höherer Schwingungszustände und Strah- zustände an- und abgeregt. Bei hohen Dichten dominiert dieser Prozeß und die Rotationszustände des CO sind thermisch besetzt. • Durch Stöße mit H2 Molekülen. Dadurch werden die Rotations- Die beiden wichtigsten Linien des CO sind die Linien aus den Übergängen J = 2 → 1 und J = 1 → 0, weil sie in ein Fenster der Durchlässigkeit der Erdatmosphäre fallen. Die Anregung der höheren Energieniveaus im Schwingungsgrundzustand des CO kann auf zwei Weisen erfolgen: 3.3. Anregung von CO-Linien page: 3.16 Ein CO Molekül im Schwingungsgrundzustand (υ = 0) kann durch die Absorption eines Infrarotquants bei 4.6 µm in den ersten angeregten Schwingungszustand (υ = 1) angeregt werden, oder auch auch in den Zustand υ = 2 durch 2.3 µm Quanten. Die quantenmechanischen Auswahlregeln erfordern für diesen Übergang ∆J = ±1. Beim Strahlungsübergang zurück zu υ = 0 ist wieder die Auswahlregel ∆J = ±1 einzuhalten. Insgesamt gilt für Anregung und nachfolgende Abregung JAnfang − JEnde = +2, 0, −2 . Die Übergangswahrscheinlichkeiten bei Strahlungsübergängen sind so beschaffen, daß es etwas wahrscheinlicher ist, daß JAnfang − JEnde ≥ 0 ist als umgekehrt. Nach jeder Absorption und re-Emission eines Infrarotquants befindet sich das CO Molekül mit etwas größerer Wahrscheinlichkeit in einem höheren J -Zustand als in einem niedrigeren J -Zustand als vorher. Absorption von Infrarotquanten pumpt“ das CO Molekül ” in der J -Leiter aufwärts. Die höheren Zustände sind dann überproportional stark besetzt (sog. Besetzungsinversion). 3.3.1 Optisches Pumpen ? ? m µ 1.30 mm J = 2 → 1 Linie 2.60 mm J = 1 → 0 Linie J =2 J =1 J =0 J =3 page: 3.17 Abbildung 3.5: Ausschnitt aus dem Termschema des CO Moleküls. Beim optischen Pumpen folgt auf einen Strahlungsübergang aus dem Schwingungsgrundzustand in einen angeregten Schwingungszustand ein Strahlungsübergang zurück zum Schwingungsgrundzustand, aber mit anderer Rotationsquantenzahl als zu Anfang. J =2 J =1 J =0 J =3 4 .6 Optisches Pumpen . ? u page: 3.18 Hierin ist nu die Anzahldichte der Teilchen im unteren der beiden Energiezustände, zwischen denen der Übergang erfolgt, no die Anzahldichte der Teilchen im oberen Energiezustand, und gu und go sind die entsprechenden statistischen Gewichte der Zustände. Der Term in Klammern ist der Korrekturfaktor für erzwungene Emission. nugo nogu nu 1 − 6 Die CO Moleküle befinden sich in einer kühlen Hülle um einen späten Stern, in der durch den Staub auch ein intensives Strahlungsfeld vorhanden ist. Die Temperaturen sind hoch genug, daß sie sich auch in angeregten Rotationszuständen befinden, die zur Emission von mmLinien führen. Eventuell wird durch das Pumpen eine Überbesetzung der höheren Zustande erzeugt. Dadurch kann ein Masereffekt auftreten. Der Absorptionskoeffizient für Linienabsorption ist bekanntlich proportional zu o 3.3.2 Masereffekt >1 (4) (3) (2) (6) (5) page: 3.19 nimmt exponentiell zu. Es liegt dann ein Maser vor (Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Iν = I0 e−τν negativ und die Intensität längs eines Strahls τν = dr κν Z wird der Absorptionskoeffizient negativ, weil durch erzwungene Emission die Zahl der Photonen zu- und nicht abnimmt. Dann wird nugo Bei Besetzungsinversion, d.h., bei nogu nugo < 1. = e−hν/kT , d.h., für den Korrekturterm gilt nogu nugo Bei thermischer Besetzung ist nogu Masereffekt page: 3.20 Bei hohen Dichten wird der Masereffekt dadurch unterdrückt, daß die Termbesetzung ganz überwiegend durch Stoßanregung und Stoßabregung erfolgt und die Energieniveaus deswegen thermisch besetzt sind. der Absorption aus dem Profil der Emission herauswandert, wenn also durch Dopplereffekt die Frequenzen zu sehr gegeneinander verschoben werden. Dann kann ein emittiertes Photon nicht mehr an der anderen Stelle eine erzungene Emission auslösen. Das Anwachsen der Intensität ist beim Auftreten von differentiellen Bewegungen in der Materie deswegen auf einen solchen Bereich beschränkt, innerhalb dessen die Dopplerverschiebung kleiner als die (halbe) Linienbreite bleibt. • Wenn durch Relativbewegungen in der Materie die Mittenfrequenz Emission die Rate der Erzeugung der Besetzungsinversion durch optisches Pumpen erreicht, dann sättigt der Maser. Ein weiteres Anwachsen der Intensität ist nicht mehr möglich. • Wenn die Rate der Erzeugung neuer Photonen durch erzwungene Dieses Anwachsen der Intensität wird durch zwei Effekte begrenzt: Masereffekt page: 3.21 In den meisten Fällen stammt der wesentliche Teil der Beschleunigung des Windes auf hohe Überschallgeschwindigkeit aus dem Strahlungsdruck auf Staub. Die Ausströmungsgeschwindigkeiten in großem Abstand vom Stern, V∞, ist von der Größenordnung 10 . . . 25 km s−1. Die Molekülhülle endet außen, wenn das ausströmende Material unter den Einfluß des interstellaren UV-Strahlungsfeldes gerät, durch das die Moleküle dissoziiert werden. In den inneren Teilen der Staubhülle wird die äußere UV-Strahlung durch den Staub abgeschirmt. Die Grenze ist gegegeben durch den Radius, bei dem die von außen her gemessene optische Tiefe im Staub im UV kleiner etwa eins ist. Die Grenze liegt bei etwa r = 1018 cm. Zirkumstellare hüllen um kühle Sterne bestehen meistens aus einem staubfreien inneren Teil zwischen der Sternoberfläche und ca. 5 . . . 10 Sternradien. Ab dann sind die Temperaturen niedrig genug für den Einsatz von Staubkondensation und weiter außen ist dann zusätzlich auch Staub vorhanden. 3.3.3 Struktur der Hülle T 1/2 km s−1 . (7) page: 3.22 1 000 K Diese ist vernachlässigbar klein gegenüber der Expansionsgeschwindigkeit. vth = 0.56 × 104 Die Temperaturen in der Hülle sind niedrig; in der Staubhülle T < 1 000 K. Die thermische Dopplerbreite des CO Moleküls ist Über den Geschwindigkeitsverlauf im staubfreien inneren Bereich ist nicht viel bekannt; die Geschwindigkeiten sind niedrig und wahrscheinlich durch die Pulsation des Sterns geprägt. Die Geschwindigkeiten steigen nach einsetzen der Staubkondensation relativ rasch an bis nahe zur Endgeschwindigkeit V∞ (Beschleunigungsund Kondensationszone). Danach ändern sie sich nur noch wenig. Die meiste Masse der Hülle ist in dem Bereich vorhanden, in dem die Geschwindigkeit etwa gleich V∞ ist. Struktur der Hülle page: 3.23 Ausgenommen: SiO (ist im Staub kondensiert, Linien stammen hauptsächlich aus dem staubfreien Bereich), und Moleküle aus der äußeren Photodissoziationszone, vor allem OH. Bei Betrachtungen zur Emission von Moleküllinien wird die Hüllenstruktur vereinfachend als sphärisch symmetrische Hülle mit konstanter Ausströmungsgeschwindigkeit V∞ zwischen einem inneren Radius Rs und einem äußeren Radius Ra angenommen. Wegen der Dopplerverschiebung beobachtet man Strahlung aus der Hülle aus dem Wellenlängenbereich ∆λ = ±λ0Vexp/c um die Wellenlänge λ0 der Linienmitte herum. Das Profil der Emission aus der Hülle wird wegen der kleinen thermischen Breite der Moleküllinie praktisch vollständig durch die Dopplerverschiebung der Linie im Strömungsfeld bestimmt. Struktur der Hülle page: 3.24 ten starke Relativgeschwindigkeiten der Materie für je zwei Punkte auf dem Strahl auf, es sei denn, sie liegen nahe beieinander. Die Maserbedingung ist deswegen nur über kleine Bereiche des Sehstrahls erfüllt. • Für Sehstrahlen, die durch die äußeren Teile der Hülle verlaufen, tre- für solche Sehstrahlen erfüllt, die dicht beim Stern durch die Hülle gehen. Für diese ist längs des Teils des Strahls auf der Vorderseite der Hülle die Geschwindigkeit vr überall gleich +V∞, und längs des Teils des Strahls auf der Rückseite ist die Geschwindigkeit vr überall gleich −V∞. Die Maserbedingung ist deswegen auf fast der gesamten Strecke zwischen dem Stern und dem äußeren Rand der Hülle erfüllt. • Die Bedingung für das Auftreten des Masereffektes ist am besten In einer Hülle um einen kühlen Stern ist im größten Teil der Hülle vr = V∞, bis auf die Beschleunigungszone nahe beim Stern. Der Masereffekt ist am stärksten längs solcher Sehstrahlen ausgeprägt, welche die größte Zahl von Molekülen mit der gleichen Geschwindigkeitskomponente zum Beobachter haben. 3.3.3 Zirkumstellare Maser page: 3.25 Deswegen hat das Linienprofil der Emission aus der Hülle zwei Spitzen bei den maximalen Verschiebungen ±λ0V∞/c relativ zur Linienmitte und ein Minimum dazwischen. Dieses Hörnchenprofil“ ist charakteri” stisch für eine Emission, an welcher der Masereffekt wesentlich beteiligt ist. Bei der Wellenlänge der Linienmitte liegen die ungünstigsten Bedingungen für den Masereffekt vor, weil hier nur eine dünne Schicht um die Ebene herum, die senkrecht zur Beobachtungsrichtung ist und den Stern enthält, zur beobachteten Emission bei der Wellenlänge λ0 beitragen kann. Bei dieser Wellenlänge ist die Emission aus der Hülle am geringsten. Die Intensität der beobachteten Strahlung ist am größten bei den beiden Wellenlängen V∞ , (8) λ = λ0 ± λ0 c denn zur Strahlung aus der Hülle tragen bei diesen beiden Wellenlängen nur Strahlen bei, die nahe beim Stern vorbeilaufen, und auf solchen Strahlen herrschen die günstigsten Bedingungen für den Masereffekt. Zirkumstellare Maser page: 3.26 Abbildung 3.6: Berechnete Linienprofile der J = 1 → 0 Linie des CO Moleküls bei 2.6 mm Wellenlänge aus einer Sternhülle um einen Stern mit T∗ = 2 000 K und L∗ = 7 × 103 L. Die Windgeschwindigkeit ist 15 km s−1 und die Massenverlustrate nimmt verschiedene Werte zwischen 10−7 und 4× 10−5 M a−1 an (Morris 1980). Bei kleinen Massenverlustraten tritt ein Masereffekt auf, kenntlich an dem charakteristischen Hörnchenprofil“. Bei ” höheren Massenverlustraten hat das Profil Parabelform, die für otisch dicke Hüllen und thermische Besetzung der Rotationszustände des Moleküls charakteristisch ist. 3.3.4 CO-Maser page: 3.27 Die Temperatur des Staubs an der Innenkante der Hülle entspricht etwa der Kondensationstemperatur von ≈ 1 000 K. Die Temperatur fällt nach außen auf die Temperatur in der interstellaren Materie ab, d.h. auf etwa 100 K. In den Hüllen um kühle Sterne kondensiert in dem ausströmenden Gas ein Teil der schweren Elemente als Staub aus. Dieser Staub wird durch den Stern aufgeheizt und emittiert die aus dem Sternlicht absorbierte Strahlungsenergie als kontinuierliche Strahlung im ganzen infraroten Wellenlängenbereich. Die Tatsache, daß die Emission kontinuierlich erfolgt und die Temperatur in der Hülle niedrig ist (= keine Ionisation, die auch zu kontinuierlicher Emission führen könnte) zeigt, daß für die Emission Festkörperpartikelchen verantwortlich sind. Aus der Analyse der Polarisation der Strahlung aus der Hülle ergibt sich, daß die Teil< 0.1 µm. chen klein sind; Abmessunge ∼ 3.4. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.28 Abbildung 3.7: Spektrale Energieverteilung (λFλ) für sechs Sterne mit zirkumstellaren Staubhüllen. Die oberen vier Spektren zeigen das Energiespektrum des Sterns und den Beitrag der Staubhülle (optisch dünn). Die unteren zwei zeigen nur die Emission durch den Staub (optisch dick). Die diversen Symbole sind Meßdaten, die Linien das Ergebnis eines Strahlungstransportmodells (Bedijn 1987). (Sauerstoffreiche Elementmischung) Infrarotemission aus der Hülle page: 3.29 In manchen Fällen hat gegenwärtig der Massenverlust stark nachgelassen und es wird keine Staubhülle mehr gebildet, man sieht aber noch die frühere Hülle, die inzwischen in große Entfernungen expandiert ist. In solchen Fällen einer fossilen“ Staubhülle kann die Temperatur der ” Exzess-Strahlung aber sehr viel niedriger sein, bis unter 100 K. Ergebnisse einer Modellrechnung für eine expandierende Hülle zeigt Abb. 3.8. Wenn die optische Tiefe der Staubhülle sehr hoch ist, dann wird das Sternlicht vollständig absorbiert und man sieht nur die Strahlung der Pseudoatmosphäre“ der Staubhülle. Das entspricht den zwei unteren ” Spektren in Abb. 3.7. Bei optisch dünnen Hüllen besteht das emittierte Spektrum aus dem Sternspektrum und einem infraroten Exzess im ferrnen infroten Spektralbereich, der in etwa einer Schwarzkörperstrahlung von 1 000 K entspricht. Das entspricht den vier oberen Spektren in Abb. 3.7. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.30 Abbildung 3.8: Spektrum eines Modells einer expandierende Hülle für zwei Massenverlustraten des früheren Sternwinds von Ṁ = 1 × 10−4M a−1 und Ṁ = 5 × 10−4M a−1. Die Zahlen in Klammern bedeuten das Verhältnis des Radius des Innerandes der Hülle zum Kondensationsradius zur Zeit, als noch Kondensation im Sternwind stattfand (Bedijn 1987). Infrarotemission aus der Hülle 3.3 µm PAH 11.15 µm SiC 3.1 µm Eis 9.7 µm Silikate 18. µm Silikate Die wichtigsten Banden sind: In den Hüllen um C-Sterne In den Hüllen um M-Sterne page: 3.31 Zusätzlich zu der kontinuierlichen Emission aus der Hülle sieht man einige breite Banden, die in den optischdünnen Hüllen in Emission und in den optisch dicken Hüllen in Absorption erscheinen. Die große Breite der Banden von ≈ 1 µm zeigt, daß es sich nicht um Atom- oder Moleküllinien handeln kann, sondern um Festkörperabsorptionsbanden. Die häufigsten Staubsorten sind in der Tabelle 2 angegeben. Infrarotemission aus der Hülle Fe-Ni-Legierung Graphit, Ruß Olivin, amorph Forsterit, kristallin (nur wenn Ṁ hoch) Pyroxen, amorph Enstatit, kristallin (nur wenn Ṁ hoch) Quarz Korund Spinel Magnesiowüstit Siliziumkarbid Magnesiumsulphid Sorte 1 030 1 030 SiO2 1 030 Al2 O3 1 346 MgAl2 O4 1 104 (Mg,Fe)O 872 SiC 1 310 MgS 750 elektrische Leiter (Fe,Ni) 987 C 1 700 (Mg,Fe)SiO3 MgSiO3 reines Kontinuum reines Kontinuum 9.7, 18, breit, unstrukturiert 9.8, 11.4, 16.2, 19.4, 23.4 27.4, 33.9 9.7, 18, breit, unstrukturiert 9.4, 10.7, 11.7, 19.5, zahlreiche Banden im Bereich 22 . . . 45 8.6, 20.5 11 13, 16.8, 32 19.5 11.2 ≈ 30 µm, breit Tv [K] Banden [µm] Minerale (Mg,Fe)2 SiO4 1 055 Mg2 SiO4 1 055 Formel C M M M M C C M M M M √ √ √ √ √ √ √ √ page: 3.32 Sterne Met. Tabelle 3.2: Häufigste Staubsorten in zirkumstellaren Hüllen, ihre Verdampfungstemperaturen (p = 10−3 Pa, kosmische Elementmischung, bei C-Sternen C/O=1.5)), ihre charakteristischen Infrarotbanden, nachgewiesenes Vorkommen in Sternhüllen (Spektraltyp) und in Meteoriten. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.33 Abbildung 3.9: Charakteristische infrarote Schwingungsmoden der S-O, C-C und C-H Bindungen Infrarotemission aus der Hülle page: 3.34 Abbildung 3.10: Einige typische Infrarotspektren von Sternen mit sauerstoffreicher Elementmischung C/O < 1 (M), kohlenstoffreicher Elementmischung C/O < 1 (C) und Übergangstyp C/O ≈ 1 (S). Infrarotemission aus der Hülle page: 3.35 Abbildung 3.11: Modelle des Energiespektrums eines MSterns für verschiedene Massenverlustraten Ṁ (Bedijn 1987). Die gestrichelte Kurve ist die Emission nur der Staubhülle, die durchgezogene Linie das Spektrum für den Stern mit Staubhülle. Bei >2 × Massenverlustraten Ṁ ∼ 10−5 M a−1 scheint der Stern nicht mehr durch die Hülle hindurch. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.36 Abbildung 3.12: Hoch aufgelöstes Bild der Staubhülle um den Kohlenstoffstern CWLeo = IRC+10216. Die Ringstruktur hängt mit Modulationen der Massenverlustrate zusammen, deren Ursache noch nicht geklärt ist. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.37 Die Absorption der Festkörper fällt zu großen Wellenlängen wie λ−p > 1) ab. Dadurch sind alle Hüllen im fernen Infraroten optisch dünn. (p ∼ In diesem Fall ist die vom Staub emittierte Strahlungsenergie proportional zur Staubmasse in der Hülle. Dadurch kann die Masse durch IR-Beobachtungen gemessen werden. Die Expansionsgeschwindigkeiten im Wind können aus CO-Linien bestimmt werden. Aus Staubmasse und v∞ ergibt sich die Massenverlustrate im Staub. Auf diese Weise sind für zahlreiche Objekte Massenverlustraten (in Form von Staub) bestimmt worden. Massenverlustraten für das Gas ergeben sich, wenn das Massenverhältnis Staub/Gas bekannt ist. Infrarotemission aus der Hülle page: 3.38 Sogenannter Katzenaugen-Nebel, ein planetarischer Nebel mit einer fossilen Staubhülle aus dem AGB-Stadium Wenn Sterne altern
