Kapitel 4 Anwendungen aus der Astrophysik

Kapitel 4
Anwendungen aus der Astrophysik
4.1
4.1.1
Strömungsinstabilitäten in Supernovahüllen
Rayleigh–Taylor Instabilität
Eine Rayleigh–Taylor Instabilität tritt dann auf, wenn auf zwei aneinander grenzende,
unterschiedlich dichte Flüssigkeiten (oder auch auf eine Flüssigkeit mit Dichtegradient) eine
Kraft wirkt (z.B. Schwerkraft oder eine Beschleunigung), die von der dichteren Flüssigkeit
in Richtung auf die spezifisch leichtere Flüssigkeit weist (siehe Chandrasekhar (1961), Seite
428ff). In der Astrophysik findet man Rayleigh–Taylor Instabilitäten in einer Vielzahl von
Situationen, unter anderem in Supernovaexplosionen infolge der Propagation der Stoßwelle
durch die Sternhülle.
Abbildung 4.1:
Als einfachsten Fall betrachten wir zwei ruhende, homogene, inkompressible Flüssigkeiten der Dichten ρ1 und ρ2 , die durch eine ebene Grenzfläche (z = 0) voneinander getrennt
sind, und die eine Beschleunigung g erfahren, die in negative z–Richtung weist (Abb. 4.1
91
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
92
Abbildung 4.2: Computersimulation einer Rayleigh–Taylor Instabilität. Zwei homogene
Flüssigkeiten konstanter Dichte ρ1 (hellbraun) und ρ2 = 2ρ1 (dunkelbraun) sind anfänglich durch eine horizontale Grenzfläche (weisse Linie) voneinander getrennt und erfahren
beide eine konstante Beschleunigung g, die senkrecht nach unten gerichtet ist. Diese Anordnung der Flüssigkeiten ist Rayleigh-Taylor instabil. Stört man die Anordnung durch ein
vertikal konstantes und horizontal sinusförmiges Geschwindigkeitsfeld von kleiner Amplitude, dann ergibt eine hydrodynamische Simulation die gezeigte Entwicklung. Die dichte
Flüssigkeit (dunkelbraun) dringt in das Gebiet der weniger dichten Flüssigkeit (hellbraun)
ein und umgekehrt. Die pilzförmigen Köpfe an den Enden der eindringenden “Finger ,
”
sowie die wirbelförmigen Strukturen an ihren Rändern werden durch Kelvin–Helmholtz
Instabilitäten verursacht. Diese treten immer auf, wenn eine Scherströmung vorliegt, und
bewirken ein Aufrollen“ der Scherschicht.
”
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
93
Abbildung 4.3:
und 4.2). Wir nehmen nun an, dass die Grenzfläche leicht gestört wird und betrachten die
zeitliche Entwicklung der Störung mit Hilfe einer linearen Stabilitätsanalyse nach Fouriermoden. Dazu suchen wir Lösungen der Form
ξ ∝ exp(ikx x + iky y + nt) ,
(4.1)
wobei kx , ky und n Konstanten sind. Setzt man diesen Störungsansatz in die hydrodynamischen Gleichungen ein und vernachlässigt alle Terme, die nichtlinear in der Störung sind,
erhält man die folgende Dispersionsrelation:
ρ2 − ρ1
−2
2
τRT = n = gk
.
(4.2)
ρ2 + ρ1
Hierbei ist τRT ≡ n−1 die Anwachszeitskala und k = (kx2 + ky2 )1/2 der Absolutwert des Wellenvektors der Störung. Demnach ist die Anordnung der Flüssigkeiten stabil, falls
ρ2 < ρ1 , d.h. wenn sich die leichtere Flüssigkeit oberhalb der schwereren Flüssigkeit befindet, da dann n2 < 0 ist. Im Falle ρ2 > ρ1 ist die Anordnung der Flüssigkeiten instabil.
Gemäß der Dispersionsrelation wachsen kurzwellige Störungen am schnellsten (exponentiell) an.
Die Rayleigh–Taylor Instabilität kann man in Fallturmexperimenten untersuchen
(Abb.4.3). Man verwendet dazu einen Behälter mit zwei übereinander geschichteten
Flüssigkeiten unterschiedlicher Dichte in einem Schwerefeld. Die leichtere Flüssigkeit ρ2
befindet sich dabei oberhalb der schwereren Flüssigkeit ρ1 > ρ2 , d.h. die Anordnung ist
Rayleigh–Taylor stabil. Nun beschleunigt man den Behälter nach unten, und zwar mit
einer Kraft Fb , die größer als die Schwerkraft Fg ist. Die Flüssigkeiten spüren infolge der
Beschleunigung eine nach oben gerichtete Trägheitskraft −Fb . Die Nettokraft auf die Anordnung ist −Fb + Fg 0. Sie ist wegen |Fb | > |Fg | nach oben gerichtet und macht die
Schichtung instabil.
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
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Abbildung 4.4:
4.1.2
Kelvin–Helmholtz Instabilität
Eine Kelvin–Helmholtz Instabilität tritt dann auf, wenn zwischen zwei aneinander
grenzenden Flüssigkeiten (oder auch innerhalb einer Flüssigkeit) ein Scherströmung (d.h.
ein Geschwindigkeitsgradient senkrecht zur Richtung der Strömung) vorhanden ist (siehe Chandrasekhar (1961), Seite 481ff). In der Astrophysik findet man Kelvin–Helmholtz
Instabilitäten in einer Vielzahl von Situationen, unter anderem in Jets. Sie treten auch immer als Folge von Rayleigh–Taylor Instabilitäten auf, wenn sich die auf- und absteigenden
Blasen oder Finger relativ zur Umgebung bewegen (Abb. 4.2).
Als einfachsten Fall betrachten wir zwei homogene, inkompressible Flüssigkeiten der
Dichten ρ1 und ρ2 < ρ1 , die durch eine ebene Grenzfläche (z = 0) voneinander getrennt
sind, und die sich parallel zu der Grenzfläche in x–Richtung mit konstanten Geschwindigkeiten u1 und u2 bewegen (~v = u~ex . Die beiden Flüssigkeiten erfahren außerdem eine
Beschleunigung g, die in negative z–Richtung weist (siehe Chandrasekhar, 1961, Seite 481ff;
Abb. 4.4). Wir nehmen nun an, dass die Grenzfläche leicht gestört wird und betrachten die
zeitliche Entwicklung der Störung mit Hilfe einer linearen Stabilitätsanalyse nach Fouriermoden ganz analog wie im Fall der Rayleigh–Taylor Instabilität. Setzt man den Störungsansatz (4.1) in die hydrodynamischen Gleichungen ein und vernachlässigt alle Terme, die
nichtlinear in der Störung sind, erhält man die folgende Dispersionsrelation:
1/2
−1
τKH
= n = −ikx (α1 u1 + α2 u2 ) ± gk(α2 − α1 ) + kx2 α1 α2 (u1 − u2 )2
,
(4.3)
wobei
α1 =
ρ1
,
ρ1 + ρ2
α2 =
ρ2
ρ1 + ρ2
(α2 < α1 )
und τ die Anwachszeitskala und k = (kx2 + ky2 )1/2 der Absolutwert des Wellenvektors der
Störung.
• Im Falle kx = 0 gilt:
p
n = ± gk(α2 − α1 )
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oder
n2 = gk
ρ2 − ρ1
ρ1 + ρ2
d.h. das Auftreten von Instabilitäten (RT) transversal zur Strömungsrichtung bleibt
unbeeinflusst von der Scherströmung.
• Im Falle kx 6= 0 ist die Strömung instabil, falls
gk(α2 − α1 ) + kx2 α1 α2 (u1 − u2 )2 > 0 ,
bzw. falls
k>−
g(α2 − α1 )
α1 α2 (u1 − u2 )2 cos2 θ
wobei θ der Winkel zwischen dem Wellenvektor der Störung ~k und der x–Richtung
(d.h. der Strömungsrichtung) ist. Falls weiterhin ky = 0 (oder allgemein, falls ~k||~v )
und damit θ = 0, folgt
k > kmin ≡
4.1.3
g(α1 − α2 )
.
α1 α2 (u1 − u2 )2
Instabilitäten in Supernovahüllen
Einige Fakten zu Supernovae allgemein:
• Supernovae (= Sternexplosionen) gehören zu den energiereichsten Phänomenen im
Universum. Sie entfesseln so viel Energie, wie die Sonne in zehn Milliarden Jahren
erzeugt. Dabei erreichen sie für mehrere Wochen die Helligkeit einer ganzen Galaxie (Lmax ≈ 1043 erg/s). Der weitaus größere Teil der Energie, rund 1051 erg, wird
aber nicht als elektromagnetische Strahlung abgegeben, sondern steckt in der kinetischen Energie des stellaren Gases, das mit bis zu 0.1 c in den interstellaren Raum
geschleudert wird. Radioaktive Elemente, die bei der Explosion entstehen, heizen
durch ihren Zerfall die expandierende Gaswolke und lassen ihre Helligkeit über viele
Jahre exponentiell abklingen.
Wenn ein massereicher Stern als Supernova explodiert, sind selbst diese Energiemengen winzig im Vergleich zu der Energie, die in Form von Neutrinos abgestrahlt
wird: Einige 1053 erg oder das Äquivalent von ∼ 0.1 M werden freigesetzt, wenn der
stellare Kern zu einem Neutronenstern oder Schwarzen Loch kollabiert.
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
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• Die Suche nach Supernovae wird heute systematisch durch automatische Teleskope betrieben. Jedes Jahr gelingt es so, weit über 100 Ereignisse in fernen Galaxien aufzuspüren. In unserer Milchstraße ereignen sich Supernovae recht selten, nach
Schätzungen nur wenige pro Jahrhundert. Rund 200 diffuse oder sphärische Gasnebel zeugen jedoch von vergangener Aktivität. Der wahrscheinlich bekannteste ist der
Krebsnebel, der Überrest einer Supernova, die im Jahr 1054 als Gaststern“ von chi”
nesischen, japanischen, koreanischen und arabischen Astronomen beobachtet wurde.
Die letzte mit freiem Auge sichtbare Supernova in unserer Galaxie war die Keplersche
im Jahr 1604. Ein noch jüngerer Supernovaüberrest ist Cassiopeia A (Abb.4.5), der
mit einer Sternexplosion um das Jahr 1680 in Verbindung gebracht wird.
Seit ihrer Entstehung vor etwa 12 Milliarden Jahren haben viele 100 Millionen Supernovae das Gas der Milchstraße unter anderem mit Fe, Si, O, C und Ca angereichert
und damit die Entstehung von Planeten und des Lebens auf der Erde erst ermöglicht.
Die durch den interstellaren Raum pflügenden Explosionswellen haben das Gas verdichtet und die Geburt neuer Sterne eingeleitet. Supernovae spielen deshalb eine
zentrale Rolle im kosmischen Kreislauf der Materie und beim Werden und
Vergehen von Sternen.
Supernovae sind auch die wichtigste Quelle der hochenergetischen kosmischen
Strahlung, von der die Erde getroffen wird, und beeinflussen mit ihrer riesigen Energiefreisetzung die Entwicklung der Galaxien. Durch ihre enorme Helligkeit können sie
selbst am Rand des sichtbaren Universums beobachtet werden.
• Jüngste Beobachtungen belegen einen Zusammenhang zwischen den kosmischen
Gammablitzen und gewissen Supernovaexplosionen (Typ Ic). Astrophysiker haben
daher ein starkes Interesse zu klären, welche Sterne als Supernovae explodieren, welche Vorgänge zur Explosion führen und welche Prozesse die beobachtbaren Eigenschaften der Explosion bestimmen.
• Empirisch unterscheidet man traditionell Supernovae vom Typ I und II. Bei ersteren
fehlen Balmerlinien des Wasserstoffs im Spektrum, während bei letzteren stark dopplerverbreiterte Emissions- und Absorptionslinien von Wasserstoff gemessen werden,
die auf hohe Expansionsgeschwindigkeiten der Sternmaterie hindeuten. Desweiteren
unterteilt man Supernovae vom Typ I in die Untertypen Ia, Ib und Ic abhängig vom
Auftreten oder Fehlen von Spektrallinien von Silizium bzw. von Helium während des
Helligkeitsmaximums (Abb. 4.6).
• Theoretisch sind nur zwei mögliche Energiequellen für eine Supernovaexplosion bekannt: Thermonukleare Energie und Gravitationsbindungsenergie (Abb. 4.6).
– Supernovae vom Typ Ia zeigen im Spektrum Si-Linien, aber keine H-Linien,
und die Form ihrer Lichtkurve und ihre maximale Helligkeit ist erstaunlich ähnlich. Sie eignen sich daher als extrem helle Standardkerzen“ zur Vermessung
”
von kosmischen Entfernungen. Man erklärt sie als thermonukleare Explosionen
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
Abbildung 4.5:
97
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
keine H−Balmerlinien
thermonukleare
98
H−Balmerlinien
Siliziumlinien
SN I a
Explosion
−/−
keine Siliziumlinien
Gravitations−
kollaps
He
SN I b
kein He
SN Ic
SN II
Abbildung 4.6: Klassifikationsschema von Supernovae mit empirischer und theoretischer
Unterteilung.
Abbildung 4.7:
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
99
von Weißen Zwergen, die aus Helium oder Kohlenstoff und Sauerstoff bestehen.
Der Weiße Zwerg wird bei der Explosion vollständig zerstört und es bleibt nur
ein diffuser Gasnebel als Überrest (siehe auch Kpa. 4.2).
– Typ II, Typ Ib und Typ Ic Supernovae sind das Endprodukt massereicher
Sterne (M >
∼ 10 M ) und beziehen ihre Explosionsenergie aus der gravitativen
Bindungsenergie des kollabierenden stellaren Eisenkerns. Solche Sterne durchlaufen die komplette Abfolge möglicher nuklearer Brennphasen, in deren Verlauf
im Zentrum immer schwerere chemische Elemente bis hin zu Eisen aufgebaut
werden. Am Ende ihrer Entwicklung besitzen diese Sterne eine Zwiebelscha”
lenstruktur“, bei der ein stellarer Eisenkern von Schichten umgeben ist, die
vorwiegend aus Silizium, Sauerstoff, Kohlenstoff, Helium und Wasserstoff bestehen (Abb.4.7). Wenn die Masse des stellaren Eisenkerns schießlich zu groß wird,
kommt es zum Gravitationskollaps, wodurch die Explosion des Sterns ausgelöst
wird.
Besitzt der Stern zum Zeitpunkt der Explosion noch seine Wasserstoffhülle, erscheinen in den Supernovaspektren Balmerlinien (Typ II). Hat er dagegen seine
Hülle in vorangegangenen Entwicklungsphasen durch Sternwind abgeblasen, fehlen diese Linien (Typ Ib). Wurde über Sternwinde oder durch Gasaustausch mit
einem Begleitstern auch die Heliumschale abgestreift, sind Heliumlinien in den
Spektren ebenfalls nicht vorhanden (Typ Ic). Im Zentrum des expandierenden
Explosionsnebels bleibt – im Gegensatz zu Typ Ia Supernovae – eine kompakter
Überrest zurück, in der Regel ein Neutronenstern. Wenn jedoch der explodierende Stern eine anfängliche Masse von mehr als dem 25-fachen der Sonnenmasse
hatte, entsteht wahrscheinlich ein Schwarzes Loch.
Rayleigh–Taylor–Instabilitäten in Gravitationskollapssupernovae:
• Supernova 1987A: Es war ein historischer Glücksfall für die Astronomen, als am
23. Februar 1987 eine Supernova in der Großen Magellanschen Wolke, einer Satellitengalaxie der Milchstraße, in nur 170.000 Lichtjahren Entfernung explodierte. Mit
den Methoden der modernen astronomischen Beobachtung war es möglich, eine beispiellose Fülle von Daten in allen Wellenlängenbereichen des elektromagnetischen
Spektrums über die gesamte Entwicklung der Explosion bis heute zu sammeln.
• Hinweise auf Mischvorgänge in der Supernova 1987A: Röntgen- und Gammastrahlung aus radioaktiven Zerfällen wurde schon nach drei Monaten und nicht wie
vorher vermutet erst nach Jahren beobachtet (Abb.4.8). Dies lässt sich nur verstehen,
wenn die Zwiebelschalenstruktur des Vorläufersterns durch nichtradiale Instabilitäten
zerstört wird und großskalige Mischprozesse radioaktive Nuklide aus Regionen nahe
dem Neutronenstern, wo sie synthetisert werden, bis in die Wasserstoffhülle transportieren, wo die beim radioaktiven Zerfall entstehende Röntgen- und Gammastrahlung
aus dem Stern entweichen kann (Abb.4.9). Wären nämlich die radioaktive Nuklide
nicht nach außen gemischt worden, so hätte die Röntgen- und Gammastrahlung erst
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
100
Supernova 1987A
42
40
39
Ginga: Entdeckung
41
Ginga: kein Signal
Log Leuchtkraft [erg/s]
bolometrische Lichtkurve
GRAD
SMM
CIT
Mischgebiet
LM
40%
20%
10%
37
0
des
Stern−
radius
]
38
100
200
300
400
Tage seit der Explosion
500
Abbildung 4.8:
nach Jahren entweichen können, wenn die Sternhülle infolge der durch die Explosion
bewirkten Expansion genügend verdünnt worden wäre. Andere Beobachtungsergebnisse lassen sich nur verstehen, wenn umgekehrt Helium und Wasserstoff tief ins
Innere des explodierenden Sterns verfrachtet werden. Die hydrodynamischen Instabilitäten, die das Mischen bewirken, führen auch zu starken Inhomogenitäten in der
Explosionswolke. Dopplereffekte in den Spektren zeigen, daß Nickelklumpen mit bis
zu mehreren tausend Kilometern pro Sekunde expandieren. Diese Geschwindigkeiten
sind typisch für die Wasserstoffhülle des Sterns und damit viel höher als in sphärisch
symmetrischen Modellen für Nickel vorhergesagt.
• Hinweise auf Mischvorgänge in anderen Supernovae: Die anisotrope und geklumpte Verteilung der chemischen Elemente in der Explosionswolke scheint ein generisches Phänomen, für das es mittlerweile Evidenzen aus Lichtkurven und Spektren einer ganzen Reihe von Supernovae gibt. Auch Röntgenaufnahmen der diffusen,
gasförmigen Überreste von Supernovae zeigen derartige Inhomogenitäten. Besonders
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
Abbildung 4.9:
101
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
102
Abbildung 4.10:
eindrucksvoll sind die schnell fliegenden, dichten Fragmente auf Aufnahmen des Vela Überrests durch den Röntgensatelliten ROSAT, die den durch das zirkumstellare
Medium jagenden Supernovastoß bereits überholt haben und durch ihre überschallschnelle Bewegung Machkegel ausformen (Abb.4.10). Die Rekonstruktion ihrer Bewegungsrichtungen deutet auf einen gemeinsamen Ursprungsort nahe dem Zentrum
des Supernovaüberrests, so daß ihre Entstehung bereits zu Beginn der Sternexplosion
vermutet wird. Aufnahmen des Cassiopeia A Überrests durch das CHANDRA Röntgenobservatorium der NASA offenbaren räumlich getrennte Filamente, die dominante
Anteile von Eisen, Kalzium, Silizium oder Schwefel enthalten (Abb.4.5). Die eisenreichen Strukturen scheinen am äußeren Rand des Überrests zu liegen, was bedeuten
könnte, daß das Material, das in der Explosion am weitesten innen entstand, später
mit den höchsten Geschwindigkeiten expandierte. Ein solches Ergebnis steht im Widerspruch zu sphärisch symmetrischen Modellen, die das genaue Gegenteil erwarten
lassen.
• Stoßpropagation: Wenn der Supernovastoß durch den Stern nach außen rast, beschleunigt er in Schichten mit einem Dichtegradienten steiler als r−3 und wird abgebremst, wenn er Zonen mit flacherer Dichteschichtung durchläuft. Dadurch kommt
es nach dem Stoßdurchgang zum Aufbau von lokalen Dichtemaxima in der Nähe der
Grenzen zwischen Sternschichten unterschiedlicher chemischer Komposition, wo der
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
Abbildung 4.11:
103
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
104
Dichtegradient flacher ist (Abb.4.11). Stabilitätsanalysen zeigen (siehe weiter unten),
dass dort hohe Anwachsraten für Rayleigh–Taylor Instabilitäten zu erwarten sind.
Da die Energie der Stoßwelle in einer Gravitationskollapssupernova (Typ II, Ib, Ic)
viel größer ist als die gravitative Bindungsenergie der ausgeschleuderten Hüllenmaterie, ist die Gravitation für die Ausbreitung der Stoßwelle dynamisch irrelevant.
Ausserdem bestehen die Sternhüllen aus kompressiblem Gas, d.h. es sind Dichteund Druckgradienten vorhanden.
• Die obigen Überlegungen zur Rayleigh–Taylor Instabilität (Kap. 4.1.1) sind daher
nicht direkt auf Supernovae anwendbar. Trotzdem können auch in Supernovahüllen
Rayleigh–Taylor Instabilitäten auftreten. In diesem Fall wird die Rolle der Schwerebeschleunigung g vom negativen Druckgradienten übernommen
g =⇒ −
1 ∂p
,
ρ ∂r
und das (lokale) Instabilitätskriterium lautet: Supernovahüllen (i.A. kompressible Gase) sind Rayleigh–Taylor instabil, wenn die (lokale) Druckskalenhöhe P ≡
∂ ln p/∂r und die (lokale) Dichteskalenhöhe R ≡ ∂ ln ρ/∂r die Bedingung
1
R
<
P
γ
(4.4)
erfüllen, wobei γ der (lokale) Adiabatenindex des Gases ist. Diese Bedingung ist
immer erfüllt, wenn Druck- und Dichtegradient ein unterschiedliches Vorzeichen besitzen. Für die Anwachsrate der Instabilität gilt
σRT =
cs p 2
P − γPR ,
γ
wobei cs die (lokale) Schallgeschwindigkeit ist.
• Damit Rayleigh–Taylor Instabilitäten auch Konsequenzen für eine Supernovaexplo−1
sion haben, muss ihre Anwachszeitskala τRT ≡ σRT
offensichtlich kürzer als die hydrodynamische Zeitskala τhyd ≡ rsh /vsh sein. Hierbei sind rsh und vsh der Radius und
die Ausbreitungsgeschwindigkeit der Stoßwelle.
• Simulationen: Mehrdimensionale hydrodynamische Simulationen bestätigen, daß
sich am Si/O-, (C+O)/He- und He/H-Übergang innerhalb weniger Minuten die
charakteristischen Rayleigh–Taylor Pilzstrukturen entwickeln und in die aneinander grenzenden Schichten einzudringen beginnen (Abb.4.12). Nachdem die Stoßfront
durch die Sternschichten mit vorwiegend Sauerstoff, Kohlenstoff und Helium nach
außen gerast ist, beginnen Rayleigh–Taylor Instabilitäten die Kompositionsgrenzen
zu zerfransen. Die radioaktiven Produkte der explosiven Nukleosynthese, ebenso wie
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
Abbildung 4.12:
105
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
106
Silizium und Sauerstoff des Vorläufersterns, werden über eine weiten Bereich von Radien und Geschwindigkeiten verteilt. Helium und Wasserstoff werden tief ins Innere
des explodierenden Sterns gemischt. Nickel findet sich schließlich hoch konzentriert in
schnell fliegenden Klumpen und Knoten entlang ausgedehnter Filamente aus verdichtetem Gas, die auch mit Sauerstoff, Kohlenstoff und Silizium angereichert sind. Die
schnellsten dieser Nickelklumpen bewegen sich mit Geschwindigkeiten von mehreren
tausend Kilometern pro Sekunde schneller als das umgebende Helium. Allerdings
gelang es mit diesen Simulationen nicht, das beobachtete Ausmaß des radialen Mischens und die gemessenen hohen Nickelgeschwindigkeiten zu reproduzieren. Um die
Beobachtungsdaten zu erklären, ist sehr wahrscheinlich bereits ein nicht–radialer Explosionsbeginn erforderlich, d.h. bereits bei der Entstehung der Stoßwelle müssen
merkliche Abweichungen von der Radialsymmetrie auftreten.
• Laser-Experimente: Seit wenigen Jahren ist es auch möglich, die Rayleigh–Taylor
Instabilitäten in Supernovahüllen im Labor durch den Einsatz extrem leistungsstarker
Laser zu untersuchen (Abb.4.13).
KAPITEL 4. ANWENDUNGEN AUS DER ASTROPHYSIK
Abbildung 4.13:
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