Kosmische Katastrophen - Uni Regensburg/Physik

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Seminar: WS 16/17 Astroteilchenphysik Bali/Gebhardt
Kosmische Katastrophen
Wolfgang Gebhardt
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1.Einleitung
Wir wollen als „Kosmische Katastrophen“ jene zeitabhängigen Vorgänge ansehen, bei welchen in einer relativ kurzer Zeit von Tagen
eine ungeheure Energie von bis zu 10
abgegeben werden. Zum Vergleich: die Leuchtkraft der Sonne liefert 3 ∙ 10 W das
macht im Jahr (= 30,7∙ 10 s) ca. 10
; das aber bedeutet, dass 100 Milliarden Sterne vom Typ der Sonne ein Jahr strahlen müssen,
um diese Energie aufzubringen.
Die Systeme, die wir betrachten, beschränken sich auf Doppelsterne mit einem weißen Zwerg (white dwarf = WD) und Sterne mit einer
Anfangsmasse von M > 8 M0 auf dem Roten-Riesen- Ast des Hertzsprung-Russel-Diagramms (= HRDs).
Obwohl gewaltige energetische Prozesse auch bei Neutronensternen (= NSs) möglich sind,
z.B Ausbrüche von Magnetaren oder die Vereinigung von zwei NSs (Gamma Ray Bursts
= GRBs), schließen wir NSs hier aus, um die Darstellung zu begrenzen. Ähnliches gilt für
die Vereinigung von zwei Schwarzen Löchern (Black Holes = BHs). Diese Prozesse sind dem Thema „Gravitations-Wellen II“ vorbehalten.
2.
ℎ
ß
Die bekanntesten Beispiele für WDs in Doppelsternen sind der Stern im Auge des großen Hunds, Sirius a und b, und der Stern im Auge
des kleinen Hunds, Procyon a und b. Hier bedeutet MO die Sonnenmasse (= 2,0 ·1030 kg). Wir geben hier als Beispiel die Daten von
Sirius b (s.Tabelle) .
Masse
0,978
MO
25 000
0,022
LO
6 000
km
375
000 gE
238
Mill.
Jahre
0.266
∙ 10
Effektive Temperatur
Leuchtkraft
Radius
Schwerebeschleunigung
Alter
Grav. Rotverschiebung
Tab.1. Sirius b
Der 2 Sonnenmassen schwere Sirius a undsein Sonnen-schwerer Begleiter b sind gemeinsam entstanden. Dabei hatte b ursprünglich
wahrscheinlich die Masse von etwa 5 Sonnenmassen und entwickelte sich durch das Rote-Riesen-Stadium und unter erheblichen
Masseverlusten zum WD. Mit seiner ziemlich großen Masse ist Sirius b eher untypisch. Die häufigste Masse der WDs liegt bei 0,6 M O,
was an der stark abnehmenden Häufigkeit massereicher Sterne liegt. Außerdem hängt die Masse des WD von der Vorges chichte ab.
Die Masse des Sterns am Anfang seiner Entwicklung liegt wesentlich höher. Der Massenverlust setzt auf dem Roten-Riesen-Ast durch
Sternwinde ein.
Die mittlere Dichte des WD liegt bei 106 g/cm3. Die physikalischen Eigenschaften werden durch das Fermigas der „entarteten“
Elektronen bestimmt. Man geht davon aus, dass die Atomrümpfe ein kristallines Gitter von hohen Härtegraden bilden. Wir können also
die Eigenschaften eines WD gut mit denen eines Metalls vergleichen: hohe Elektronen- und Wärmeleitfähigkeit. Dazu kommt, dass der
Druck des Elektronengases unabhängig von der Temperatur ist.
3. Weiße Zwerge in Doppelsternsystemen
Doppelsterne, deren eine Komponente ein WD ist, Kommen ziemlich häufig vor. Sie sind die Folge der Entwicklung von Sternen
unterschiedlicher Massen. Wir sahen bereits dass sich die Dauer auf der Hauptreihe des HRDs abschätzen läßt
= 10
,
Jahre
(1)
3
wobei M in Sonnenmassen zu rechnen ist. Damit gibt auch die Dauer des Waserstoff-Brennens an. In der Roten-Riesen-Phase dehnt
sich die Hülle des entwickelteren, also massereicheren Sterns sehr weit aus. Nehmen wir an, der Begleiter befindet sich noch auf der
Hauptreihe und hat dabei nicht zu viel Masse von seinem Riesen-Begleiter abgezogen. Dann entwickelt sich der Rote Riese derweil zu
einem WD. Inzwischen ist auch der Hauptreihenstern in sein Rote-Riesen-Stadium eingetreten. Jetzt kann Massenaustausch zwischen
dem Riesen und dem WD beginnen. Diesen Fall wollen wir jetzt näher betrachten.
Fig 1.a
Fig.1. b
Das Potential eines Doppelsternsystems mit zwei verschiedenen Massen aufgetragen als ( , , ) Dabei liegt die x,y-Ebene in der
Bahnebene: a) ( , = 0, ) und b) Die Schnittlinien ( , ) der Flächen ( , , ) = z = konst.
Wir stellen in Fig. 1 das Gravitations-Potential eines Doppelsternsystem mit zwei unterschiedlichen Massen in einem 3-dimensionalen
Diagramm dar. Links ist in der Vertukalen das Potential aufgetragen ( Fig.1.a), die x,y-Koordinaten beschreiben die Bahnebene des
Systems (Fig.1.b). Die Schnitte durch die Äquipotential-Flächen parallel zur Bahnebene ( , , ) = z = konstant, bilden in der Fig.1. b
Äquipotentiallinien und sind für verschiedene Werte des Potentials auf die x,y-Ebene projiziert. Die niedrigsten Äquipotentiallinien sind
Kreise um die beiden Massen, die wir uns in der Realität um eine weitere Dimension ergänzt denken müssen, so dass aus den Kreisen
Kugeln werden. Die erste Fläche, die beiden Massen gemeinsam ist, heißt Roche-Fläche. Das Hüllenmaterial des Sterns, der sich gerade
im Rote-Riesen-Zustand befindet, sammelt sich in der Roche-Fläche. Der Schnittpunkt wirkt dabei wie eine Düse, aus dem sich das heiße
Plasma auf den Begleiter, hier ein weißen Zwerg, ergießt und eine Akkretions-Scheibe bildet. Im Zentrum (s.Fig.2) muss man sich den
WD denken.
Fig.2. Künstlerische Darstellung eines Doppelstern-Systems mit einem Stern, der gerade die Hauptreihe verlässt, und einer
Akkretionsscheibe (rechts oben. In ihrem Mittelpunkt befindet sich der WD. (Credit: NASA)
Gelegentlich zündet ein explosives Wasserstoffbrennen (CNO-Prozess), das zu einer 10 000 bis 100 000 -fachen Erhöhung der
Leuchtkraft des Systems führt. Das Phänomen ist als Nova bekannt. Der Ausbruch klingt über Monate oder Jahre wieder ab. Er kann
nach Jahren oder Jahrhunderten wieder auftreten. Man spricht dann von rekurrierender Nova. Im Grunde sind wohl alle Novae
rekurrierend, nur erleben wir die Wiederkehr bei zu lange Perioden nicht. Untersuchungen haben ergeben, dass nur ein kleiner Teil der
akkretierten Schicht (ca. 5%) in der Explosion abgeworfen wird. Der größere Teil trägt zur Erhöhung der Masse des WDs bei.
4. Die SN Ia .
Sie ist in unserer galaktischen Nähe selten, gehört aber zu den lichtstärksten vorüber gehenden Erscheinungen, die durch die
Jahrhunderte beobachtet wurden. Fig.3 zeigt eine typische Lichtkurve einer SN Ia, die über ein knappes Jahr beobachtet wurde. Im
sichtbaren Licht steigt die Helligkeit bis auf -19,7 Magnitude absoluter Helligkeit, worunter die Helligkeit zu vwestehem ist, welche der
Stern in einer Entfernung von 10 pcs annehmen würde (1 pc = 3,086 ∙ 10 m).
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Fig.3. Lichtkurve einer SN I. Die Daten
stammen aus verschiedenen
Beobachtungen.
Credit: Doggett and Branch,Astron J. 90,
2303, 1985 (aus Carroll, Ostlie: Modern
Astrophysics)
Die Lichtkurve in Fig.3 fällt nach dem Maximum steil ab und geht dann in ein langames Abklingen über, dass der Abklingzeit des
Beta-Zerfalls von 56Co entspricht.
Die konstante absolute Helligkeit der SN Ia-Ereignisse läßt darauf schließen, dass es sich jeweils um einen WD mit einer konstante n
Masse handeln muß, der als SN Ia explodiert. Wie ist das zu verstehen?
Kalte Materie, also Materie ohne innere Energiequellen, ist nicht für beliebige Massen stabil. Die Grenze zur Instabilität definiert die
Chandrasekhar-Masse MCh = 1,44 MO, d.h. für Massen M > 1,44 M0 gibt es keine hydrodynamische Stabilität mehr. Wir zeigen das im
nächsten Absatz durch eine Dimensionsanalyse. Wenn ein nukleares Brennen des WDs bei einer Masse von 1,44 MO zündet, kann der
WD die plötzliche Temperaturerhöhung nicht durch Aufblähen einer Hülle, also durch Expansionsarbeit, ausgleichen, denn der Druck
des WD ist unahängig von der Temperatur. Daher explodiert der Stern.
5. Weiße Zwerge: M(r) und Mch
Wir betrachten den Gravitations-Druck im Zentrum des WD. Diesem Druck muß der Gas-Druck des Elektronengases widerstehen. Wir
haben bereits bei der Sternentwicklung gesehen, dass ohne ausreichende Energiequellen die Materie im Zentrum sehr hohe Dichte n
annimmt. Die Elektronen „entarten“ und bilden ein Fermigas. Der Druck ist jetzt eine Folge des Pauliprinzips. In allen betrachteten
Fällen ist die Temperatur des Systems so niedrig, dass immer ≪ ist, dabei ist TF die Fermi-Temperatur, die sich wie folgt
ermitteln läßt
(3
=
)
=
(2)
Hier ist m die Masse und n die Teilchendichte der Elektronen. Ist
der Temperatur
=
≪
erfüllt, dann ist der Druck des Fermi-Gases unabhängig von
(3)
Der Polytropen-Index ist gegeben durch das Verhältnis der beiden spezifischen Wärmen.
mit
=
=
Im Gleichgewicht ist der Druck des Fermi-Gases gleich dem Gravitationsdruck.
= -g = −
(4)
=
(5)
=-GM/
ρ = -4πGρ
r
Integration ergibt
=
(
- )
Wir beziehen uns auf den zentralen Druck Pc = P(0)
=
(6)
5
Wir setzen PC in Gl. (6) dem Druck der Polytropen Gl. (2) gleich . Ist die Dichte und damit die kinetsche Energie der Elektronen nicht zu
hoch (ρ < 107) dann ist
=
und
=
= Pc
(7)
Nach dem Gleichsetzen von Pc und Polytropendruck, bringen wir den Ausdruck in die Form
MaRb = konst.
Dazu drücken wir wieder die (mittlere) Dichte
in (5) durch M und R aus. Das Ergebnis ist a = 1/3 und b = 1
M1/3 R = konst.
(8)
Dieses Ergebnis widerspricht unserer Intuition, denn es bedeutet: ein WD im hydrodynamischen Gleichgewicht wird kleiner, wenn
seine Masse wächst.
Lassen wir die Dichte weiter anwachsen (ρ > 107), dann wächst auch die kinetische Energie
und es wird
P2 > m2c2
Das passiert etwa ab einer Dichte von ρ >, 5· 106 g/cm3. Man spricht in diesem Fall von relativistischer Entartung, und es wird
P=
(9)
Wir setzen wieder den Druck der Polytropen dem Druck im Zentrum gleich und drücken die Dichte wieder durch Masse und Radius
aus, dann wird erstaunlicher Weise M konstant gleich der Chandrasekhar-Masse und unabhängig von R. Mit einem etwas besseren
Modell für Pc erhalten wir die Chandrasekhar-Masse
∙ 1,459
=
= 1,44 ∙
6. „Core Collaps“.
Fig. 4. Schalenbrennen in
einem Stern auf dem RotenRiesen-Ast mit M > 8MO
Credit: GNU Free
Documentation License
In entwickelten massereichen Sternen werden bei steigenden Temperaturen immer schwerere Elemente gebildet:
+
→
→
→
g+ n
+ p
+
→
+
6
+
→
+
+
+
+
Der Energiegewinn wird bei jeder weiteren Fusion geringer. Außerdem wächst die Emission von Neutrinos, was zu einem erheblich en
Energieverlust führt. Das Sauerstoff-Brennen findet bei etwa 109 K statt. Formal könnten wir fortfahren und das Si-Brennen bei ca. 3
·109 K dazuschlagen. Aber die Intensität der Strahlung (Dichte der Photonen) nimmt mit T4 zu. Die Absorption der Kerne, führt nun
wieder zu ihrem Abbau, ein Prozess der Photodisintegration genannt wird. Daneben läuft ein Netzwerk von Fusionsprozesse weiter ab.
Im Ergebnis stellt sich ein nukleares statistisches Gleichgewicht ein, in welchem die stabilsten nuklearen Produkte überleben. Das sind
4He-Kerne und Kerne der Masse 56 (Fe, Co, Ni), die erst bei 7 ·109 K durch Photonen zerstört werden.
Im Bereich jenseits von 7·109 K und einer Dichte von 107 g/cm3 tritt der Fall der relativistische Entartung der Elektronen auf, d.h. P =
. Der Core aus Elementen mit Massenzahl 56 (kurz „iron core“ genannt) wird instabil und bricht im freien Fall in Bruchteilen
einer Sekunde zusammen. Dabei bildet sich im Zentrum ein Neutronenstern (NS), der in den meisten Fällen die Masse von etwa 1,4 MO
hat. Die außerordentlich feste Außenschicht des NSs lenkt die Richtung der weiter einfallenden Materie um. Sie bildet nun eine nach
außen gerichtete Schockwelle, in welcher wahrscheinlich auch die neutronenreichen Kerne für r-Prozesse gebildet werden.
Simulationen einer SN II -Explosion sind bis jetzt auf ein rätselhaftes Phänomen gestoßen: nach einigen Kilometern bleibt die
Schockwelle stecken. Nur die Injektion zusätzlicher Energie kann den Fortlauf der Explosionswelle retten. Woher sollte diese Energie
kommen? Nun wird der Energietransport im Wesentlichen von Neutrinos geleistet. Das optische Aufleuchten wird vom radioaktiven
Zerfall induziert. Es enthält nur 1% der Energie, welche die Neutrinos davon tragen. Um der Schockwelle zur weiteren Ausbreitung zu
verhelfen, sind etwa 2% der Neutrino-Energie notwendig. Allerdings, wie diese Energie auf die Materie übertragen wird und ob sich
dabei der Streuquerschnitt der Neutrinos bei den extremen Dichten ändern muss, ist z. Zt. noch unklar. Der entstandene NS kühlt
schnell von den hohen Temperaturen (einige MeV bzw. einige 109 K) durch Neutrino-Emission auf keV (0,5- 1·106 K) ab.
7. Abklingkurven von SNe.
In allen SN-Explosionen werden genügend Elemente der Eisengruppe freigesetzt. Diese Elemente der Massenzahl 56 wurden durch
Fusion aus leichten Kernen gebildet, deren Neutron zu Proton- Verhältnis (A – Z)/Z = 1 : 1 beträgt. Schwerere stabile Kerne benötigen
aber mehr Neutronen als Protonen um stabil zu sein. So haben auch die 56Ni-Kerne aus einer SN noch das Nukleonen-Verhältnis 1:1, d.
h. sie haben einen Neutronen-Defizit, den sie durch einen − Prozeß ausgleichen werden
+
=
+
e
+
n
+v
Der Prozess ist wie folgt zu verstehen: Der Nickelkern absorbiert ein Elektron aus der K – Schale des Atoms. Das Loch in der K-Schale wird durch ein
Hüllenelektron wieder aufgefüllt. Dabei wird ein Photon im keV-Bereich emittiert. Die Emission kann von weiteren Prozessen kaskadenförmig gefolgt werden,
was im Eimzelnen vom Ionisationszustan des Atoms abhängt. Der entstandene Kobaltkern entsteht in einem angeregten Zustand und emittiert ein GammaQuant. Die Halbwertszeit des Prozesses beträgt 6,075 Tage. Er ist in der steilen Abklingkurve von Fig. 3 direkt abzulesen. Die emittierten Gamma- und
Röntgen-Quanten regen die Atome der abgestgoßenen Materie zur Emission von sichtbarem Licht an. Mit dem entstandenen Kobaltkern stzt sich die Kette
der − Prozese weiter fort
+
=
+
+
+v
mit einer Halbwertszeit von 77,7 Tagen. Am Ende verbleibt der stabile 56Fe-Kern.
Wenn lange genug beobachtet wird, können auch noch weitere Abklingprozesse sichtbar gemacht werden, wie die Abklingkurve von SN 1987A unten zeigt
7
Fig. 5. SN 1987 A
Diese Typ II-Supernova leuchtete in
Magellanschen Wolke auf, einer relativ
Zwerggalaxie,
In einer Enfernung von 48 000 pcs.
der Großen
nahen
Der Unterschied von SN I und SN II ist fundamental. Die Energie des ersten und lichtstärkeren Typs stammt im Wesentlichen aus dem
explosiven Kohlenstoffbrennen eines WDs, die des zweiten Typs ist die Gravitationsenergie des Eisen-Cores.
SN II-Explosionen mit besonders großem Energie-Inhalt (ca. 50mal höher als in „normalen“ SN II) hat man Hypernovae genannt und sie
mit der Entstehung eines BH in Verbindung gebracht. Ein schnell rotierendes Objekt kann im Kollaps einen relativistischen Jet bilden.
Wenn dieser auf Hüllen abgestoßener Materie trifft, entstehen hochenergetische Gammastrahlen. Es kann vorkommen, dass der enge
Kegel des Jets in unserer Sichtlinie liegt. Dann wird ein Gamma-Blitz in den Satelliten-gestützten Gammaobservatorien (von Compton
bis Integral) detektiert. Diese Blitze dauern länger als eine Sekunde, manche klingen viele Minuten lang ab. Sie werden international
Gamma Ray Bursts (GRBs) genannt.
Fig.6. Satellitenmessungen: Das von INTEGRAL beobachtete γ -Spektrum der Typ Ia-Supernova
SN2014J, 50 bis 100 Tage nach der Explosion. Es ist das erste charakteristische Spektrum eines
radioaktiven Zerfalls nach einem SN-Ereignis. SN2014J befindet sich in der Spiralgalaxie M 82,
also relativ nahe, (10 Mill. L J. entfernt). Es wurden speziell die charakteristischen Gammalinien
des 56Co bei 847 keV und 1 238 keV detektiert. Man schätzt aus der Intensität, dass das 56Co
sich aus einer Menge von ca. 0,3 M O des Isotops 56Ni gebildet hatte. Die Röntgenstrahlung aus
der K-Schale wird in astrophysikalischen Prozessen kaum zu beobachten sein, weil wie oben
erwähnt, die Intensität über mehrere Kanäle verteilt ist je nach dem Ionisationszustand des
Atoms.
Die weitere Unterteilung der SN II in Plateau (=p) und linear (= L) bezieht sich auf die Dynamik und Gestalt der Abklingkurven und ist
für unser Seminarthema weniger relevant.
8 Supernova-Überreste (SN Remnants = SNR)
Die bisher bekannten SNR haben ein Alter von 30 Jahren bis 40 000 Jahren. Manche fallen durch Radiofrequenz-Strahlung und/oder
durch Röntgen-Emission auf. Die Radiofrequenzen stammen aus Synchrotron-Strahlung der Elektronen und weisen auf das
Vorhandensein von Magnetfeldern hin. Die Röntgenspektren im keV-Bereich stammen von hochionisierten Atomen der Elemente, wie
z.B. Mg, Si, Ne und Fe (s. Abb.7 im Skript „Wann und Wo entstehen die Elemente“: SNR von Tychos SN. Gammaspektren von
radioaktiven Kernen konnten nur kurz nach der Explosion gemessen werden, obwohl Strahlung von 26Al (Halbwertszeit 717 000 Jahre)
detektiert wurde, ohne dass noch ein SNR gefunden wurde. Wenn im Zentrum des SNR sich ein Pulsar befindet, lässt sic h etwas mehr
über die Vorgeschichte sagen, z.B. ist der Massenbereich anzugeben, in welchem sich der Vorgänger-Stern befand (8 MO < M < 20 MO).
Oft ist das Zentrum des SNR durch Staub verdeckt, sodass wir keine Information darüber haben, ob sich dort ein NS oder ein BH befindet.
Bei der SN 1987 A hat man in den Jahren nach der Explosion die Ausbreitung der Schockwelle direkt beobachten können. Es kam z u
einem dramatischen Aufleuchten, als die Schockwelle auf Hüllenmaterial traf, welche der massereiche Stern in einer früheren Phase
abgeworfen hatte. Die Schockwelle hatte dabei eine Geschwindigkeit von 0.03·c.
8
Fig. 7. Spagetti Nebel (Simeis 147) im Sternbild Stier (Tqurus) und
Fuhrmann (Auriga). Peak Heliigkeit 6,5 m, Alter ca. 40 000 Jahre.
Credit: Davide
De Martin & the ESA/ESO/NASATaurus )
Fig.8. Keplers SN von 1604.
Das Bild ist eine Kombination aus infrarotem und
optischen Licht sowie Röntgenlicht,aufgenommen
mit den 3 Satelliten-Teleskopen :
Spitzer, Hubble und Chandra.
Farbkodierung: Blau (Röntgen 4,6 eV) von
Regionen direkt hinter der Schockfront; grün
(Röntgen 0.3 – 1.4 eV) heißes Plasma des
explodierten Sterns; gelb 10 000 K heißes Plasma,
wo die Schockfront auf das interstellare Gas
der Umgebung trifft; rot warme Staubpartikel
Fast alle schweren Elemente bilden feste Phasen, die als Nanopartikel zum interstellaren Staub beitragen!
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Fig.9. Crab Nebel, SNR einer in China und Japan beobachtete SN von 1054. Bild aufgenommen vom Hubble-Teleskop. Blau
Synchrotron-Strahlung der Elektronen, Rot Rekombinationsleuchten von atomarem Wasserstoff. Die Sruktur der „Wolkenfetzen“
stammt von Magnetfeldern, die von leuchtendem Wasserstoff sichtbar gemacht werden. Entfernung 6500 Lj. Im Zentrum befindet
sich ein NS, der 30mal pro Sekunde einen Lichtpuls emittiert (Crab-Pulsar). Außerdem wurde hochenergetische Gamma-Strahlung bis
zu Energien von TeV gemessen. Das Spektrum der pulsartige Emission reicht von Radiofrequenzen bis in den TeV-Bereich.
NASA, ESA, J. Hester and A. Loll (Arizona State University)
Fig.10. Zentraler Bereich des Crab-Nebels.
Rot sind die sichtbaren Bereiche (Hubble-Tel.), blau sind Röntgen-Emissionen, die die von dem Röntgenteleskop
aufgenommen wurden. Der NS ist im Zentrum der wirbelartigen Struktur zu sehen.
Chandra
Daten des Crab-Pulsars: M = 1,4 MO, Te = 1,6 106 K
Rotationszeit 33,50 ms, die sich um 38 ns pro Jahr verlangsamt.. Wo der äquatoriale Pulsarwind auf die Materie des SNR trifft,
entsteht eine wolkige Struktur, welches die gebremste Schockwelle erkennen läßt und schwächer wird mit wachsendem Abstand vom
Pulsar. Credit: NASA/CXC/ASU/J. Hester et a
10
SNR sind eine wichtigeQuelle, welche die Interstellare Materie mit schweren Elementen anreichert. Diese wiederum ermöglicht am
Ende auch die Bildung von Gesteinsplaneten. Für das Thema unseres Seminars ist besonders wichtig, dass SNR als Kosmische
Beschleuniger für Elektronen, Protonen und leichtere Kerne wirken; sie beschleunigen die Partikel auf Lichtgeschwindigkeiten und
Energien bis etwa 1014 eV.
9. Literatur
B.W. Carroll, D.A. Ostlie: An Introdution to Modern Astrophsics. Addison Wesley Pub. Com. 1996
Umfangreiche elementare Einführung in Theorie und Beobachtung. Enthält wichtige Kapitel über Sternaufbau, Sternentwicklung und
Endphasen (WDs, NSs, BHs). Einzelkapitel können separat gelesen werden. (in der Bibliothek vorhanden).
D. Prialnik: An Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution. Cambridge University Press, 2000
Knappe aber verständliche Einführung in die Theeorie des Sternaufbaus und der Evolution.
Hans-Thomas Janka: Supernovae und kosmische Gammablitze. Spektrum Verlag Reihe: Astrophysik aktuell 2011
Eine sehr empfehlenswerte leichtverständliche Einführung in die „kosmischen Katastrophen, geschrieben von einem ausgewiesenen
Fachmann. Setzt nur Abiturwissen voraus, strebt aber dennoch beim Leser ein physikalisch wohlfundiertes Wissen an
C.J. Hansen, St.D. Kawaler, V. Trimble: Stellar Interior. Physical Priciples, Strucure and Evolution- 2nd Edition. Springer 2004.
Drei bekannte Astrophysiker schreiben über das genannte Thema. Gut verständlich mit vielen beobachteten Beispielen. Setzt
Grundkenntnisse voraus.
R.Kippenhahn, A.Weigert: Stellar Structure and Evolution.2nd printing Springer 1991
Zwei Pioniere der Modellierung von Sternentwicklungen geben in diesem klassischen Lehrbuch eine gründliche Einführung in die
physikalischen Grundlagen und die Rechenmethoden des Sternaufbaus.
Die Wikipedia-Artel zu Supernovae, SN 1987 A, SNR sind sehr zu empfehlen, weil sie zuverlässig sind und alle wichtigen neuen
Ergebnisse eingearbeitet werden.