pdf-file - Institut für Theoretische Astrophysik
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SS 2011 Institut für Theoretische Astrophysik, Heidelberg H.-P. Gail bei Sternen hoher Leuchtkraft Massenverlust und zirkumstellare Hüllen page: 2.1 Die Entwicklung eines Sterns ist hauptsächlich durch die Masse des Sterns zum Zeitpunkt, zu dem die Massenakkretion auf den neu entstehenden Stern abgeschlossen ist, und – falls er mit weiteren Sternen ein Doppel- oder Mehrfachsternsystem bildet– durch deren Massen und Abstand bestimmt. Die Entwicklung von Einzelsternen und von Sternen in Mehrfachsystemen mit weit voneinander entfernten Komponenten unterscheidet sich ganz wesentlich von der von Sternen in engen Doppel- oder Mehrfachsternsystemen. Auch die Art der Massenverlustprozesse ist bei Einzelsternen und weiten Doppel- und Mehrfachsystemen einerseits und engen Doppel- und Mehrfachsystemen andererseits sehr unterschiedlich. Bei der ersten Kategorie wird Masse direkt an das interstellare Medium abgegeben, bei der zweiten Kategorie kommt es zunächst zu Phasen eines intensiven Masseaustauschs zwischen den Komponenten. Hier sind andere Prozesse im Spiel als bei Einzelsternen. 2. Sternentwicklung page: 2.2 Braune Zwerge und Sterne mit M∗ < 0.8 M erleiden keinen signifikanten Massenverlust und sind hier ohne Interesse. 4. Massereiche Sterne: 8 M ≤ M∗. 3. Sterne mittlerer Masse: 2.3 M ≤ M∗ ≤ 8 M 2. Sterne kleiner Masse: 0.08 M ≤ M∗ ≤ 2.3 M 1. Braune Zwerge: M∗ ≤ 0.08 M Bei der Entwicklung von Einzelsternen oder Mitgliedern in weiten Mehrfachsystemen sind, je nach Anfangsmasse, einige grundsätzlich verschiedene Typen von Entwicklungswegen zu unterscheiden, die von Sternen aus unterschiedlichen Bereichen der Anfangsmasse auf der Hauptreihe durchlaufen werden. Dementsprechend unterscheidet man vier Typen von Sternen: Die meisten Objekte, die in den späten Entwicklungsphasen starken Massenverlust erleiden, gehören zur Kategorie der Einzelsterne oder sind Mitglieder in weiten Systemen. Hier werden hauptsächlich diese behandelt; auf das Problem enger Systeme wird anschließend nur kurz eingegangen. Sternentwicklung page: 2.3 Abbildung 2.5: Schematischer Entwicklungsweg im Hertzsprung-Russell Diagramm für Sterne kleiner (1 M), mittlerer (5 M) und hoher (25 M) Anfangsmasse Sternentwicklung page: 2.4 Abbildung 2.6: Entwicklungswege im Hertzsprung-Russell Diagramm und charakteristische Typen von leuchtkräftigen Sternen Sternentwicklung page: 2.5 Sobald etwa 10% dieses Energiereservoires verbraucht sind (Schönberg– Chandrasekhar Grenze), beginnt der ausgebrannte, isotherme Kern zu kontrahieren. Innerhalb kurzer Zeitspanne entwickelt sich ein kompakter Heliumkern von etwa 0.15 M, während die äußeren, wasserstoffreichen Teile des Sterns stark expandieren und die Effektivtemperatur des Sterns stark abnimmt. Der Wasserstoff beginnt in einer Schalenquelle über dem ausgebrannten Kern zu brennen. Der Stern landet auf dem Roten-Riesen-Ast (RGB = ’red giant branch’) oder auch ersten Riesenast, auf dem die Wasserstoff-Schalenquelle über einem zunächst noch nicht entarteten Heliumkern brennt. • oder im CNO–Zyclus bei M∗ ≥ 1.5M. • entweder durch die p–p–Kette bei Sternen mit einer Anfangsmasse M∗ ≤ 1.5 M, Den größten Teil iherer Lebensdauer verbringen die Sterne auf der Hauptreihe, wo sie H zu He verbrennen, 2.1.1. Entwicklung zum und auf dem RGB 2.1. Sterne kleiner und mittlerer Masse page: 2.6 Abbildung 2.7: Die Reaktionen im CNO–Zyklus. Dünne Pfeile markieren die langsamen Reaktionen im Zyklus. Bei niedrigen Brenntemperaturen ist nur der CN– Unterzyklus aktiv, bei hohen Brenntemperaturen der volle Zyklus Sternentwicklung page: 2.7 Im Verlaufe der weiteren Entwicklung auf dem Roten Riesenast frißt sich die Wasserstoffschalenquelle immer weiter auswärts und der Heliumkern wird immer kompakter. Die Leuchtkraft des Sterns nimmt stetig zu und seine Effektivtemperatur nimmt ab. Der Stern bewegt sich im Hertzprung Russell Diagramm steil auwärts und etwas nach rechts. Der Rote Riesennast ist der Ort im Hertzsprung-Russel-Diagramm aller Sterne, die in einen Schalenquelle über eine Heliumkern Wasserstoff zu He verbrennen. Die Temperatur in der Schalenquelle ist so hoch, daß das Brennen nach dem CNO-Zyklus stattfindet. Der Stern besteht in dieser Phase aus einem sehr dichten, zunächst noch nicht entarteten Heliumkern, und einer sehr stark ausgedehnten, wasserstoffreichen äußeren Hülle. Die Elementhäufigkeiten in der Hülle sind für die Elemente schwerer als O die ursprünglichen Elementhäufgkeiten, mit der der Stern entstanden ist, und für H bis O die durch den ersten ’DredgeUp’ veränderten Häufigkeiten. 2.1.2. Entwicklung auf dem RGB page: 2.8 Auf dem Roten Riesenast nimmt der Massenverlust durch einen Sternwind mit zunehmender Leuchtkraft erheblich zu. Während er auf der Hauptreihe und bei der Entwicklung zum Roten Riesenast bei Sternen kleiner und mittlerer Masse sehr klein ist (< 10−9 M yr−1, vergl. Abb. 1.3) und praktisch völlig vernachlässigt werden kann, steigt er auf dem Roten Riesenast bei den leuchtkräftigsten Sternen auf Werte von bis zu 10−6 M yr−1 an und kann zu einer merklichen Reduzierung der Sternmasse führen. Für die massenärmsten der Sterne auf dem RGB kann der Sternwind zum totalen Verlust der wasserstoffreichen äußeren Hülle führen, ehe im Kern das Heliumbrennen zündet. Entwicklung auf dem RGB page: 2.9 Sterne kleiner Mass mit 0.5 M ≤ M∗ ≤ 2.3M: Bei diesen Sternen entartet das Elektronengas im Heliumkern, ehe das Heliumbrennen zündet. Wenn die Temperatur im Kern später die Zündtemperatur für das Heliumbrenen überschreitet, dann findet die Zündung fast explosiv in einem sog. Helium-Blitz (He-‘flash’) statt, weil in dem elektronenentarteten Kern der Druck zunächst mit steigender Temperatur nicht zunimmt und dadurch die freigesetzte Energie nicht zur Expansion des Kerns führt. Erst wenn die Temperatur die Entartungstemperatur überschreitet, beginnt der Kern zu expandieren und das Heliumbrennen geht schließlich in ein ruhiges, stationäres Brennen über. Sterne sehr kleiner Masse mit M∗ ≤ 0.5M: Diese Sterne werden nie heiß genug, um im Zentrum das Heliumbrennen zu zünden. Ihre Entwicklungszeit zum Roten Riesenast ist allerdings länger als das Alter des Kosmos, sodaß es noch keine Sterne sehr kleiner Masse auf dem Roten Riesenast gibt. Diese Sterne sind hier ohne Interesse. Für die meisten Sterne endet die Entwicklung auf dem Roten Riesenast durch Zündung des Heliumbrennens. Die Einzelheiten der Entwicklung sind je nach Anfangsmasse des Sterns auf der Hauptreihe unterschiedlich (siehe Abb. 2.6): Entwicklung auf dem RGB page: 2.10 Das Maximum der Leuchtkraft, das auf dem Roten Riesenast erreicht wird, ist für Sterne kleiner Masse sehr viel größer als für Sterne mittlerer Masse, wie aus Abb. 1.2 zu entnehmen ist. Durch die Entartung des Elektronengases wird die Zündung des Heliumbrennens stark verzögert. Sterne mittlerer Masse mit 2.3 M ≤ M∗ ≤ 8M: Bei diesen Sternen zündet das Heliumbrennen im Kern bevor das Elektronengas im Heliumkern entartet. Die Zündung des Heliumbrennens ist nicht mit einer starken Veränderung der Struktur der Kernregion verbunden und hat deswegen für die Position des Sterns im Hertzsprung Russell Diagramm keine so weitreichenden Konsequenzen wie für Sterne kleiner Masse. Der Stern bewegt sich durch die Zündung des Heliumbrennens nur geringfügig in Richtung zu etwas kleinerer Gesamtleuchtkraft und etwas höherer Effektivtemperatur. Der Stern geht dann in eine neue Gleichgewichtskonfiguration über, in der er kleiner, deutlich weniger leuchtkräftig und sehr viel heißer als auf dem Roten Riesenast ist. Er landet auf dem sog. Horizontalen Riesenast im Hertzsprung Russell Diagramm. Entwicklung auf dem RGB page: 2.11 Der langsamste Reaktionsschritt im CNO–Zyklus ist die 14N(p, γ)15O Reaktion. Dadurch sammelt sich im CNO–Zyklus fast der gesamte ursprüngliche Bestand an C und N Kernen im 14N an. Dadurch wird 14N im Rückstand des Wasserstoffbrennens stark angereichert. Die äußere, sehr stark ausgedehnte Hülle ist bis fast zum Zentrum konvektiv. Am unteren Ende des Roten Riesen Astes reicht sie für kurze Zeit in das Gebiet hinein, in dem H bereits teilweise zu He verbrannt ist. In dieser Entwicklungsphase ist die Temperatur im Bereich der Wasserstoffschalenquelle so hoch, daß dort das Wasserstoffbrennen stets nach dem CNO-Zyklus erfolgt, auch dann, wenn der Stern auf der Hauptreihe den Wasserstoff in der p–p–Kette verbrannt hat. Die einzelnen Raktionsschritte im CNO-Zyklus sind in Abb. 2.7 dargestellt. 2.1.3. Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.12 Das Häufigkeitsverhältnis 14N/15N der Stickstoffisotope entwickelt sich in Richtung auf einen Gleichgewichtszustand, der bei einem Wert des Häufikeitsverhältnisses von etwa 104 liegt. Zum Vergleich: In der interstellaren Materie liegt das 14N/15N Häufigkeitsverhältnis bei etwa 273. Im Rückstand des Wasserstoffbrennens wird 15N also sehr stark abgereichert. Für die Kohlenstoffisotope 12C und 13C stellt sich ein Gleichgewicht zwischen den Häufigkeiten dieser beiden Kerne ein, das bei einem Isotopenverhältnis von ca. 12 C/13C ≈ 2 . . . 3 je nach Brenntemperatur liegt. Gemessen am interstellaren Wert von 12 C/13C ≈ 89 wird also das Kohlenstoffisotop 13C im Rückstand des Wasserstoffbrennens sehr stark angereichert. Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.13 Auf dem unteren Ende des Roten Riesenastes sind die Temperaturen aber zu niedrig, als daß die 16O(p, γ)17F Reaktion mit großer Rate ablaufen könnte. Deswegen wird nur ein kleiner Teil des Bestandes an O in 14N umgewandelt. Wegen der geringen Ausgangshäufigkeit des Sauerstoffisotops 17O wird dieses aber durch die Reaktionskette 16O(p, γ)17F(β +ν)17O im Rückstand des Wasserstoffbrennens erheblich angereichert und aus dem gleichen Grund wird das Sauerstoffisotop 18O durch die Reaktion 18 O(p, α)15N deutlich abgereichert. Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.14 Abbildung 2.8: Verhältnis der Elementhäufigkeiten an der Oberfläche nach der ersten (gestrichelte Line) und der zweiten (durchgezogene Linie) ‘dredge-up’ Episode in Abhängigkeit von der Anfangsmasse für Pop I Sterne (Daten aus Bothroyd & Sackmann (1999) Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.15 4. Eine Zunahme des 14N/15N Isotopenhäufigkeitsverhältnisses, was sich ebenfalls aus den Banden des CN Moleküls bestimmen läßt. 3. Eine Abnahme des 17O/16O und eine Zunahme des 18O/16O Isotopenhäufigkeitsverhältnisses. Das ist allerdings spektroskopisch nicht so leicht feststellbar. 2. Eine starke Abnahme des 12C/13C Isotopenverhältnisses, das sich aus den Banden des CN Moleküls bestimmen läßt. 1. Eine Abnahme der C-Häufigkeit und eine Zunahme der N-Häufigkeit. Die O-Häufigkeit bleibt praktisch unverändert (siehe Abb. 2.8). Wenn nun kurzfristig die Konvektionszone am unteren Ende des Roten Riesenastes in eine Zone hineinreicht, in der vorher schon Wasserstoffbrennen nach dem CNO-Zyklus stattgefunden hat, dann wird das Hüllenmaterial mit einer gewissen Menge der Rückstände des Wasserstoffbrennens vermischt woraufhin sich die Elementhäufigkeiten und die Isotopenhäufigkeiten der Elemente C, N und O verändern. Da die gesamte Hülle konvektiv ist, werden diese Veränderungen auch im Material der Sternatmosphäre sichtbar. Durch Häufigkeitsanalysen an den Spektren Roter Riesen stellt man deswegen folgendes fest: Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.16 Bei der weiteren Entwicklung auf den Roten Riesenast zieht sich die Unterkante der Konvektionszone weiter nach außen zurück und der ‘first dredge-up’ endet. Die Häufigkeiten der Elemente und ihrer Isotopen ändern sich dann nicht mehr, bis auf dem Asymtotischen Riesenast weitere ‘dredge-up’ Episoden auftreten. Wenn in dem Sternwind eines kühlen Riesensterns in dem Material, dessen Häufigkeiten durch den ‘first dredge-up’ verändert wurden, Staubteilchen auskondensieren, dann finden sich die ungewöhnlichen Isotopenhäufigkeiten auch im Material der Staubteilchen. Dies läßt sich an Präsolaren Staubteilchen nachweise, wodurch der Typ des Elternsterns individueller Prädsolarer Staubteilchen identifiziert werden kann. Dieser Mischungsprozeß mit seinen charkteristischen Häufigkeitsänderungen wird als das ‘first dredge-up’ Ereignis bezeichnet. ‘First’ deswegen, weil sich im Verlaufe der weiteren Entwicklung noch weitere derartige Mischungsepisoden ereignen. Der erste ’dredge-up’ Prozeß page: 2.17 Nach dem Zünden des Heliumbrennens ist der Kern zunächst noch nicht (oder nicht mehr) entartet. Der Stern brennt im Zentrum He zu C und O und in einer Schalenquelle H zu He. Es existiert keine vollständig konvektive äußere Hülle mehr. Sterne kleiner Masse befinden sich dann auf dem Horizontalast im Hertzsprung-Russel-Diagramm und bewegen sich im Verlaufe der Entwicklung auf diesem langsam nach rechts. Sterne mittlerer Masse wandern nach dem Zünden des Heliumbrennens zu etwas höherer Temperatur und niedrigerer Leuchtkraft, also nach links und unten, und beschreiben im Verlaufe der weiteren Entwicklung eine Schleife im Hertzsprung-Russell Diagramm. Diese Schleife führt bei kleiner Metallizität weit nach links zu höheren Temperaturen, bleibt aber bei Pop I Metallizität in der Nähe des Roten Riesenastes (siehe Abb. 1.2). 2.1.4. Übergang zum AGB page: 2.18 Wenn der Zentralbereich ausgebrannt ist, dann kontrahiert der Kern rasch und das Elektronengas entartet. Das Helium brennt dann in einer dünnen Schalenquelle über dem entarteten C+O–Kern. Der Stern dehnt sich während der Kontraktion des Zentralbereichs sehr stark aus und wird wieder sehr kühl. Er entwickelt sich im HertzsprungRussell-Diagramm fast senkrecht aufwärts längs einer Linie nahe des Roten-Riesen-Astes. Er hat dann den Asymptotischen Riesenast (oder zweiten Riesenast) erreicht, der abgekürzt als ABG bezeichnet wird (von engl. ’asymptotic giant branch’). Dieser ist der Ort der Sterne im Hertzsprung-Russell Diagramm, die Helium in einer Schalenquelle über einem C+O–Kern brennen. Übergang zum AGB page: 2.19 Auf dem AGB hat der Stern eine riesig ausgedehnte, vollständig konvektive Hülle, deren Ausdehnung viele hundert R beträgt, während sich im Zentrum ein vorgeformter C+O Weißer Zwerg mit einem Radius von nur etwa 104 km befindet. Die Sterne haben auf dem AGB wieder eine vollständig konvektive äußere Hülle, die bis in die Nähe der Brennzone reicht. Bei Sternen mit M∗ > 3.5 M reicht auf dem unteren Ende des AGB die Unterkante der Konvektionszone zeitweilig erneut bis in Bereiche hinein, in denen Wasserstoff nach dem CNO-Zyklus gebrannt hat. Wieder werden Produkte dieses Brennprozesses durch turbulente Mischung in der Konvektionszone bis in die sichtbare Atmosphäre transportiert. Dieser Prozeß wird als zweite ’dredge-up’ Episode bezeichnet. Das verstärkt bei diesen Sternen noch einmal die Effekte des ersten ‘dredge-up’, siehe Abb. 2.8. 2.2. Entwicklung auf dem AGB page: 2.20 Durch die zunehmende Masse des C+O–Kerns wird die Zentralregion immer heißer und an einem gewissen Punkt der Entwicklung erreicht die Temperatur an der Grenze zwischen der Heliumschale und der wasserstoffreichen äußeren Hülle wieder die Temperatur für das Zünden einer Wasserstoffschalenquelle. Ab diesem Punkt beginnt eine wichtige neue Entwicklungsphase, in der wesentliche Prozesse der kosmischen Nukleosynthese und des Massenverlustes ablaufen. Wenn sich die Heliumschalenquelle während der Entwicklung auf dem AGB langsam nach außen frißt und der C+O–Kern dadurch an Masse zunimmt, wird die Zentralregion allmählich immer kompakter und heißer. Der Stern entwickelt sich auf dem AGB bei langsam abnehmender Effektivtemperatur und stark zunehmender Leuchtkraft im Hertzsprung-Russell Diagramm fast senkrecht nach rechts oben. Entwicklung auf dem AGB page: 2.21 Die Temperatur an der Grenze zum C+O–Kern wird mit zunehmender Masse der Heliumschale immer größer, bis schließlich das Heliumbrennen wieder zündet. Die Zündung erfolgt nahezu explosiv in einem Helium-flash, wodurch in kurzer Zeit eine sehr große Energiemenge freigesetzt wird. Davon dringt aber nur sehr wenig nach außen; die Energie wird hauptsächlich zur Expansion der inneren Bereiche verbraucht und in potentielle Gravitationsenergie umgewandelt, die bei späterer Kontraktion langsam wieder freigesetzt wird. Durch die Expansion des inneren Bereichs erlischt die Wasserstoffschalenquelle. Es brennt dann für einige hundert Jahre eine Heliumschalenquelle, die allmählich einen Teil der Heliumschale aufbraucht und den C+O–Kern weiter anwachsen läßt. Damit verbunden ist ein weiteres schrumpfen des Kerns, verbunden mit einem Anstieg der Temperatur an der Grenze zwischen der Heliumschale und der wasserstoffreichen Hülle. Schließlich zündet wieder das Wasserstoffbrennen. Nach dem Zünden der Wasserstoffschalenquelle geht zunächst die Heliumschalenquelle (fast) aus. Es brennt für einige tausend bis einige zehntausend Jahre, je nach Masse des C+O–Kerns, eine Wasserstoffschalenquelle. Diese speist die Leuchtkraft des Sterns und baut weiteres Helium für die Heliumschale über dem C+O–Kern auf. Entwicklung auf dem AGB page: 2.22 Abbildung 2.9: Der Zyklus von abwechselndem He-Brennen und H-Brennen in zwei Schalenquellen auf dem thermisch pulsenden AGB. Die Pfeile deuten an, daß sich die Schalenquelle nach außen frißt. Entwicklung auf dem AGB page: 2.23 Ab dann wiederholen sich diese Vorgänge nahezu periodisch: Wasserstoff und Helium brennen abwechselnd in einer Schalenquelle, die Wasserstoffschalenquelle für etliche tausend bis einige zehntausend Jahre, die Heliumschalenquelle für einige hundert Jahre. Schematisch ist dieser Zyklus in Abb. 9 dargestellt. Der Stern ist in das Stadium des thermischen Pulsens übergegangen. Seine Leuchtkraft beträgt zum Zeitpunkt des Eintritts in dieses Stadium einige 103 L. Diesen oberen Teil des AGBs, auf dem thermisches Pulsen stattfindet, bezeichnet man auch als thermisch pulsenden AGB, manchmal abgekürzt als TP-AGB. Die vorangehende Entwicklungsphase wird auch als früher AGB bezeichnet, manchmal abgekürzt als EAGB (von ‘early asymptotic giant branch’). Entwicklung auf dem AGB page: 2.24 2. Später reicht die äußere Wasserstoffkonvektionszone, die sich beim Helium-flash etwas nach außen zurückgezogen hatte, bis in den Bereich der Oberkante der Heliumschale hinein. Dadurch werden die Produkte des Heliumbrennens, hauptsächlich 12C, zusammen mit He der äußeren Hülle beigemischt. 1. Nach dem Zünden der Heliumquelle ist die Heliumschale für kurze Zeit konvektiv instabil. Dabei wird frisch synthetisiertes 12C (und etwas 16O) aus dem Heliumbrennen an der Grenze zwischen dem C+O–Kern und der He-Schale an die Oberkante der Heliumschale transportiert. Beim thermischen Pulsen kommt es erneut zu Mischungsvorgängen, in denen nuklear prozessiertes Material im sog. dritten ‘dredge-up’ an die Oberfläche gebracht wird. Der wichtigste Effekt ist ein zweistufiger Mischungsprozeß: 2.2.1. Dritter ’dredge-up’ page: 2.25 Abbildung 2.10: Zeitliche Entwicklung der Brennzonen (H-Brennen im CNO-Zyklus, He-Brennen im 3α-Prozeß) und der Konvektionszonen in der thermisch pulsenden Phase Dritter ’dredge-up’ page: 2.26 Im thermischen Puls wird praktisch die gesamte He-Schicht durch Konvektion durchmischt. Dabei werden Produkte des He-Brennens an der Unterkante der He-Schicht, also frisch synthetisierter 12C und 16O, über die ganze He-Schicht verteilt. Gleichzeitig werden 13C, 14N und 22Ne aus der Oberkante der He-Schicht in Bereiche sehr hoher Temperatur an der Unterkante gemischt, wodurch in der Reaktionskette 14 N (α, γ) 18F (β +ν) 18O (α, γ) 22Ne der 14N Bestand in 22Ne umgewandelt wird. Durch die Reaktion 12 C (α, n) 16O werden in den unteren Bereichen der He-Schicht freie Neutronen erzeugt und, wenn nach etlichen Pulsen die Temperaturen hoch genug sind, werden zusätzlich auch durch die Reaktion 22 Ne (α, n) 25Mg freie Neutronen erzeugt. Durch die freigesetzten Neutronen werden dann im s-Prozeß schwere Elemente sysnthetisiert. Dieses Zusammenwirken von konvektiver Durchmischung in der HeZone und Eindringen der äußeren Wasserstoffkonvektionszone in die Oberkante der He-Zone, das sich nach jedem Puls wiederholt, ist schematisch in Abb. 2.11 dargestellt. Es ist dafür verantwortlich, daß frisch synthetisierte Elemente aus der He Zone des Sterns bis in die Sternatmosphäre gelangen. Dritter ’dredge-up’ page: 2.27 Durch die Vermischung von Material der He-Schicht mit der wasserstoffreichen, äußeren Hülle nimmt nach jedem einzelnen Puls die Kohlenstoff- und die Heliumhäufigkeit in der äußeren Hülle etwas zu. Der Durchmischungsvorgang für die ganze äußere Hülle dauert nur wenige Jahre, sodaß die Produkte der Nukleosynthese praktisch instantan die sichtbare Sternatmosphäre erreichen. Wenn die Konvektion in der He-Schale erlischt, dann liegt ein homogenes Gemisch aus He, 12C (ca. 22% Massenanteil), 16O (ca 2% Massenanteil), 22Ne, den Produkten der s-Prozeß Nukleosynthese, und den Überresten der schon vorher vorhandenen Elemente zwischen Mg und der Fe vor. In diese He-Schale reicht kurz nach dem Ende der Pulsphase für kurze Zeit die äußere Konvektionzone der wasserstoffreichen Sternhülle hinein. Dabei wird das Material der oberen Teile der He-Schicht mit der äußeren Hülle vermischt. Dadurch wird neben He und Ne vor allem frisch synthetisierter Kohlenstoff der äußeren Hülle zugeführt, aber auch etwas frisch synthetisierter O, die frisch synthetisierten s-Prozeß Elemente, und die in Zone A ins Isotopengleichgewicht gelangten Kerne der Elemente C, N und O. Dritter ’dredge-up’ page: 2.28 Abbildung 2.11: Zeitliche Entwicklung des Häufigkeitsverhältnisses von Kohlenstoff zu Sauerstoff (C/O) auf dem Asymptotischen Riesenast Dritter ’dredge-up’ page: 2.29 Die Sauerstoffhäufigkeit der äußeren Hülle bleibt fast unverändert, da die Temperatur beim Heliumbrennen auf dem AGB nicht hoch genug ist um größere Mengen 16O durch die Reaktion 12C (α, γ) 16O zu bilden. Wichtig ist, daß durch diesen Prozeß praktisch nur die 12C Häufigkeit zunimmt. Die 13C Häufigkeit im Bereich zwischen der äußeren Konvektionszone und der He-Schale entspricht zwar dem Isotopengleichgewicht im CNO-Zyklus, d.h 12C/13C≈ 3, aber effektiv wird in diesem Bereich Kohlenstoff zu Gunsten von 14N abgebaut, sodaß beim Mischungsprozeß aus dieser Zone kein frisches 13C der äußeren Hülle zugeführt wird. Durch den dritten ‘dredge-up’ entwickelt sich das 12C/13C Isotopenhäufigkeitsverhältnis von Werten im Bereich von 15. . . 30, die nach dem ersten und zweiten ‘dredge-up’ Prozeß erreicht wurden, zu Werten 12 C/13C 90, weil der äußeren Hülle 12C zugeführt wird, aber kein frisches 13C. Ein Isotopenhäufigkeitsverhältnis von ca. 90 ist charakteristisch für das interstellare Medium und unser Sonnensystem (in diesem ist 12C/13C= 89). Dritter ’dredge-up’ page: 2.30 Bei Sternen mit M∗ > 4.5 M tritt ein besonderes Phänomen auf, das als hot bottom burning bezeichnet wird. Bei den massereicheren AGB-Sternen reicht die Unterkante der äußeren Hülle etwas in den Bereich der Wasserstoffbrennzone hinein. An der Unterkante der konvektiven Hülle findet deswegen bereits mit geringer Rate Wasserstoffbrennen nach dem CNO-Zyklus statt. Das Resultat dessen ist, daß der Kohlenstoff, der nach jedem Puls aus der Heliumzone in die Wasserstoffzone gemischt wird, relativ schnell in 14N umgewandelt wird. Solche Sterne werden deswegen keine Kohlenstoffsterne. Von normalen M Sternen unterscheiden sie sich aber dadurch, daß die Elemente C, N und O relative Häufigkeiten wie im CNO-Zyklus haben und daß sProzeß Elemente angereichert sind. Sterne entwickeln sich auf dem AGB nur dann zu Kohlenstoffsternen, wenn ihre Anfangsmassen im Bereich 1.6 < M∗ < 4.5 M liegen. Die Sterne mit einer Masse M∗ < 1.6 M werden nicht zu Kohlenstoffsternen, weil nach einigen wenigen Pulsen noch nicht genügend Kohlenstoff aus dem Zentrum der Wasserstoffhülle beigemischt wurde, um das C/O Häufigkeitsverhältnis auf Werte über eins zu treiben. Dritter ’dredge-up’ page: 2.31 Allerdings könnte es sein, daß die Sterne mit Anfangsmassen M∗ > 4.5 M in der letzten Phase ihrer Entwicklung doch noch zu Kohlenstoffsternen werden, wenn sie ihre äußere Hülle weitgehend verloren haben, sodaß die Temperatur an der Unterkante der äußeren Konvektionszone nicht mehr hoch genug für das hot bottom burning’ ist. Dritter ’dredge-up’ page: 2.32 Die Zahl der Pulse wird begrenzt durch den Umstand, daß auf dem oberen Teil des AGB sehr starker Massenverlust durch einen staubgetriebenen Wind einsetzt. Die Massenverlustraten steigen bis auf Werte von über 10−5 M a−1 an. Durch diesen starken Massenverlust verliert der Stern innerhalb weniger hunderttausend Jahre fast seine gesamte äußere Wasserstoffhülle bis auf einen kleinen Rest von ca. 10−4 M. Da der C+O–Kern zu diesem Zeitpunkt auf eine Masse von 0.6. . . 0.7 M angewachsen ist und in den vorangehenden Entwicklungsphasen vor dem TP-AGB nur wenig Masse durch einen Sternwind abgegeben wurde, hat die äußere Hülle vor Beginn des thermischen Pulsens noch eine Masse von fast 0.4. . . 7.3 M für Sterne mit Anfangsmassen von 1. . . 8 M. Die Anzahl der Pulse, die ein Stern auf dem AGB erleidet, reicht je nach Masse von ca. drei Pulsen bei Sternen mit M∗ < 1 M bis zu höchstens etwa fünfzig Pulsen bei Sternen mit M∗ ≈ 8 M. 2.2.2. Massenverlust page: 2.33 Abbildung 2.12: Entwicklung von Kern- und Hüllenmasse für zwei verschiedene Anfangsmassen. Die Zeit ist die Zeit seit dem ersten thermischen Puls. Massenverlust page: 2.34 Abbildung 2.13: Beziehung zwischen Anfangsmasse und Endmasse bei Sternen mit M < 8 M. Punkte = beobachtete Endmassen. Massenverlust page: 2.35 Der Massenverlust auf dem oberen AGB bewirkt, daß die Sterne die Hälfte bis fast 90% ihrer ursprünglichen Masse, die sie zum Zeitpunkt der Entstehung aus der interstellaren Materie hatten, während ihrer Entwicklung auf dem AGB wieder an das interstellare Medium zurückgeben. Dabei werden die im ersten bis dritten ‘dredge up’ aus der Brennzone in die Wasserstoffhülle gemischten Produkte der Nukleosynthese im Sterninneren freigesetzt und dem interstellaren Medium zugeführt, zum größten Teil als Gas, die schweren Elemente zum Teil auch in kondensierter Form als Staub. Massenverlust Abbildung 2.14: Staubhülle des Kohlenstoffsterns CW Leo = IRC+10216. Massenverlust page: 2.36 page: 2.37 Der Stern entwickelt sich nach dem Verlassen des AGB rasch, innerhalb weniger hundert Jahre, zu einem sehr heißen Stern mit einer Effektivtemperatur Teff > 50 000 K und entwickelt erneut einen Sternwind, der wie bei allen heißen Sternen durch Strahlungsdruck auf Linien angetrieben wird. Zunächst ist der Stern noch hinter der dicken Staubwolke aus der vorangehenden AGB-Phase verborgen, die langsam expandiert und optisch dünn wird. Ab einer Effektivtemperatur von ca. 20 000 K fängt der Stern an, seine Umgebung zu ionisieren, was aber zunächst wegen der Staubabsorption der alten Staubhülle im optischen Spektralbereich noch nicht sichtbar ist. Im Radiobereich kann aber bereits die Emission des heißen, ionisierten Gases im Inneren festgestellt werden. In diesem Stadium der Entwicklung wird der Stern als Protoplanetarischer Nebel (abgekürzt PPN) bezeichnet. Die nachfolgende Phase der Entwicklung des Sterns nach dem Verlust seiner äußeren Hülle wird als die post-AGB Phase seiner Entwicklung bezeichnet. 2.2.3. Die post-AGB Entwicklung page: 2.38 Wenn die Temperatur weiter ansteigt und der Überrest der Staubhülle, die auf dem AGB gebildet wurde, optisch dünn wird, dann bildet der Stern einen Planetarischen Nebel um sich herum aus, bei dem die UVStrahlung des Sterns das früher abgeworfene Sternmaterial ionisiert und zum Leuchten anregt. In dieser Phase verharrt der Stern je nach Restmasse für einige tausend bis einige 104 Jahre, in denen er den noch verbliebenen Vorrat an H und He verbrennt. Die post-AGB Entwicklung
