Sterne als physikalische Laboratorien

Teil III
Sterne als physikalische
Laboratorien
69
Kapitel 9
Das Sonneninnere
9.1
Helioseismologie
Die Sonne ist ein Allerweltsstern niedrigerer Masse, der sein halbes Hauptreihenleben bereits hinter sich hat. Das Alter beträgt ziemlich genau 4.57 Milliarden Jahre,
dh. die Sonne ist vor weniger als der Hälfte des Galaxienalters entstanden. Aufgrund
ihres Metallgehalts von knapp 2% ist die Sonne ein mittelalter, typischer Vertreter
der Population I unserer Galaxis, auch “Scheibenpopulation” genannt.
Ihre besondere Bedeutung erschließt sich aus der großen Nähe zu uns, weswegen
Beobachtungen mit allerhöchster Genauigkeit möglich sind. Insbesondere das junge
Feld der Helioseismologie lebt davon. Dabei werden – erst 1960 entdeckte und 1970
verstandene – Oberflächenschwingungen (Abb. 9.1; rechts) mit typischen Perioden
von 5 Minuten (Frequenzen im Bereich von Millihertz) analysiert. Diese Oszillationen sind Zehntausende von stehenden Eigenschwingungen (Abb. 9.1; links) mit allen
möglichen Modenzahlen, die auch bis ins Zentrum der Sonne reichen. Da es sich um
sogenannte p-Moden handelt (Druck ist rückstellende Kraft; Schallwellen), hängt
ihre Frequenz vom Verlauf der (variablen) Schallgeschwindigkeit in dem Bereich
ab, in dem sie sich aufhalten (Schwingungsraum). Durch Analyse der Frequenzen
lässt sich damit der Verlauf der Schallgeschwindigkeit im Innern bestimmen, und
daraus dann einige Strukturgrößen, wie z.B. die Dichte. Um die Schwingungsfrequenzen zu trennen (△ν ≈ µ Hz), muss die Sonne über lange Zeiten kontinuierlich
beobachtet werden. Das geschieht entweder mit global Netzen von Teleskopen, vom
Abbildung 9.1: Schematische Darstellung der Wellenfronten einer stehenden Schallwelle in der Sonne (links) sowie der Schwingungen an der Oberfläche (rechts).
70
Abbildung 9.2: Verlauf der Schallgeschwindigkeit
in der Sonne (Modellrechnung),
P
sowie der thermodynamischen Größe Γ1 = ddln
= γad , die ein Maß für Ioniln ρ
ad
sation ist. Man beachte den Knick in der Schallgeschwindigkeit bei r/R = 0.713,
der eine Folge des Übergangs von Konvektion zu Strahlungstransport ist, und es
erlaubt, die Tiefe der Konvektionszone mit einer Genauigkeit von △r/R = 0.001 zu
bestimmen.
Südpol oder vom Weltraum (Satellit SOHO) aus. Man bedenke, dass die Bewegung
an der Oberfläche mit einer Geschwindigkeit von nur 10 cm/s für die einzelne Mode
stattfindet, wobei aber die thermische Dopplerverbreiterung der Fraunhofer-Linien
im Bereich 10 km/s liegt! Die Erfolge der Helioseismologie bei der Erschließung der
inneren Struktur der Sonne, wie z.B. konvektive Bewegungen, Rotationsprofil, etc.,
zählen mit zu den beeindruckensten Leistungen in der modernen Astrophysik. Zur
Zeit findet die Erweiterung zur Asteroseismologie statt.
9.2
Das Sonnenmodell
Unter einem Sonnenmodell verstehen wir die Struktur der Sonne zum jetzigen Zeitpunkt, wie sie erhalten wird, wenn wir die Entwicklung der Sonne von der Voroder Nullalter-Hauptreihe bis heute verfolgen. Ein Sonnenmodell kann nicht aus
den derzeitigen Beobachtungsdaten alleine konstruiert werden. Dabei gilt es, die
beobachteten globalen Parameter der Sonne mit bestmöglicher Genauigkeit zu reproduzieren. Welche das sind, zeigt Tabelle 9.1, ebenso wie die Methode, mit der sie
bestimmt werden. Man beachte, dass die Häufigkeit der schweren Elemente, ausgedrückt durch Z/X derzeit neu diskutiert wird, da neueste Häufigkeitsanalysen von
M. Asplund und Mitarbeitern eine drastische Reduzierung der Häufigkeiten von C,
N, und vor allem O ergaben, so dass die Sonne nach dieser Analyse nur noch 2/3 des
früheren (Standard-)Metallgehaltes hat. Ob die neuen oder die alten Werte richtig
sind, ist derzeit noch völlig offen.
Die traditionelle Berechnung des Sonnenmodells findet folgendermaßen statt:
zunächst werden M und Z/X festgelegt. Dann wird ein 1 M⊙ -Modell von der Vorhauptreihe bis zum Sonnenalter t⊙ entwickelt, was L(t⊙ ) und R(t⊙ ) bzw. Teff (t⊙ )
liefert. Diese Werte werden i.A. nicht mit L⊙ und R⊙ übereinstimmen. Daher muss
71
Tabelle 9.1: Solare Größen. (Z/X) ist zunächst Grevesse and Sauval (1998) folgend
gegeben; dies ist der bisherige Standardwert; darunter befindet sich der neueste
Wert von Asplund und Mitarbeitern (2004).
Größe
Masse
Radius
Leuchtkraft
Effektivtemperatur
Z/X
Wert
(1.9891 ± 0.0004) × 1033 g
695, 508 ± 26 km
(3.846 ± 0.01) × 1033 erg s−1
5779 ± 2 K
0.0230 ± 0.001
Alter
0.0165
4.57 ± 0.02 Gyr
Methode
3. Keplersches Gesetz
Winkelmessung
Solarkonstante
Stefan-Boltzmann Gesetz
Meteoriten und
Sonnenspektrum
Asplund-Werte
Radioaktive Datierung
von Meteoriten
die Rechnung mit veränderten Parametern wiederholt werden. Glücklicherweise hat
man auch zwei Freiheitsgrade: den anfänglichen Heliumgehalt Yi , der hier auch nicht
durch eine Beobachtung von Y⊙ eingeschränkt ist, sowie αMLT , also die Parametrisierung der Unwissenheit über die Konvektion. Es stellt sich auch heraus, dass L vor
allem von Yi , und R vor allem von αMLT abhängt (Tabelle 9.2). Durch wiederholte
Rechnungen werden diese Werte so bestimmt, dass L(t⊙ ) = L⊙ und R(t⊙ ) = R⊙ .
Damit hat man dann ein Standard-Sonnenmodell erhalten.
Seit etwa 15 Jahren, und durch die Erkenntnisse der Seismologie, werden allerdings Sonnenmodelle nur noch unter Berücksichtigung von Diffusion (vor allem Sedimentation) gerechnet. Der Effekt ist ein Absinken von Helium und anderen schwereren Elementen unter die Konvektionszone. Das bedeutet, dass auch
(Z/X)⊙ 6= (Z/X)0 . Daher ist der anfängliche Gehalt an Z ein weiterer freier Parameter geworden. Für ein typisches Garchinger Sonnenmodell GARSOM, das sehr
gut mit anderen hochgenauen Modellen in der Literatur übereinstimmt, ergeben
sich folgende Werte für die freien Parameter (noch kalibriert auf einen älteren Wert
von Z/X = 0.0245):
αMLT = 1.74
Yi = 0.2753
Zi = 0.0200
∂y
∂αMLT
∂y
∂Y0
∂y
∂Z
∂ ln L
∂x
0.01
13.3
-828
∂ ln R
∂x
-0.03
3.7
-218
0.01
0.35
1258
∂ ln(Z/X)
∂x
Tabelle 9.2: Abhängigkeiten solarer Größen von den freien Parametern bei einer
Berechnung des Standardsonnenmodells unter Einschluss von Diffusion. Die Hauptabhängigkeiten sind jeweils fett gedruckt. (Nach Schlattl, Dissertation TUM 2000)
72
Abbildung 9.3: Relative Differenz der Schallgeschwindigkeit zwischen StandardSonnenmodellen und der aus Helioseismologie bestimmten. Die Kurven entsprechen
einem Modell mit traditionellem Metallgehalt (durchgezogen und gestrichelt für
verschiedene Konvektionsbeschreibungen, sowie gestrichpunktet für eine alternative Zustandsgleichung), bzw. mit den neuen Häufigkeiten (lange gestrichelt).
9.3
Sonnenneutrinos
War man vor der Entwicklung der Helioseismologie mit der Reproduktion der globalen Sonnenwerte zufrieden, erlaubt die Seismologie heute auch den Vergleich
des inneren Zustandes. Zwei Größen seien hierbei erwähnt: die extrem genau seismisch bestimmte Ausdehnung der Konvektionszone und der derzeitige Heliumgehalt
der Hülle (bestimmt aus Γ1 , also der Zustandsgleichung). Ersteres wurde bereits
erwähnt: die besten Sonnenmodelle reproduzieren diesen Wert auf 0.001 R⊙ genau
(wenn die traditionellen Sonnenhäufigkeiten verwendet werden). Ys = 0.246 ± 0.002
wird reproduziert mit Werten von 0.245. Schließlich kann man die Schallgeschwindigkeit im Innern des Modells mit der seismischen vergleichen. Das ist in Abb. 9.3
gezeigt. Zu vergleichen sind hier insbesondere die durchgezogene und die langgestrichelte Linie, die den Effekt der neuen Zusammensetzung zeigt: obwohl auch
das neue Modell nur 1%-Abweichungen zeigt, ist das alte doch in wesentlich besserer
Übereinstimmung mit der Seismologie. Der Fehler der seismischen Schallgeschwindigkeit (Frequenzbestimmungen, Analyse, etc.) ist im größten Teil der Sonne unter
0.002. Nur ganz außen (Einfluss der Atmosphäre) und nahe dem Zentrum (wenige Moden) steigt er bis auf 1% an. Im Folgenden wollen wir nur noch das beste
Sonnenmodell als Referenz verwenden. Eine solche Genauigkeit theoretischer astrophysikalischer Modelle ist höchst ungewöhnlich.
Seit den 60er-Jahren des 20. Jahrhunderts gibt es auf der Erde Experimente,
die die in der Sonne entstehenden Neutrinos des H-Brennens messen. Die Pioniere dieser “Neutrino-Astrophysik” waren R. Davies (Experiment; Nobelpreis 2002)
und J. Bahcall (Theorie). Alle Experimente müssen unterirdisch stattfinden, um sie
vor kosmischer Strahlung abzuschirmen. Die Ereignis-Rate in den Detektoren war
73
Abbildung 9.4: Solares Neutrinospektrum und die Messbereiche einiger Experimente. Das Davies-Experiment heißt hier “Chlorine”, weil es auf einer Reaktion von
Neutrinos mit 37 Cl beruht, welches Teil der Detektorflüssigkeit (einem Reinigungsmittel) ist.
ursprünglich um 1/Tag! Im Buch Neutrino Astrophysics von Bahcall (Princeton
University Press) werden die Experimente im Detail vorgestellt.
Schon das erste Experiment von Davies zeigte zwei Resultate:
1. es wurden Neutrinos gemessen;
2. die Messrate war etwa um einen Faktor 2-3 geringer als die Vorhersage des
Standard-Sonnenmodells.
Ergebnis 1 bestätigte eindrucksvoll, dass in der Sonne tatsächlich Kernfusion
stattfindet, Ergebnis 2 dagegen ließ Zweifel an der Richtigkeit der Modelle aufkommen. Allerdings muss man bedenken, dass nur die hochenergetischen Neutrinos aus pp3 gemessen wurden (s. Abb. 9.4 zu den experimentellen Messbereichen),
die nur einen verschwindend geringen Anteil ausmachen. Wegen der ThermostatEigenschaft des Kernbrennens aber war es nicht trivial, die gemessenen Werte
zu reproduzieren. Daher wurden Nicht-Standard-Modelle erfunden, bei denen die
Physik des Sternaufbaus modifiziert wurde, z.B. durch Zusatzmischen im Kern,
durch erhöhtes Z im Kern, durch Energietransport durch neue Elementarteilchen
(WIMPS: weakly interacting massive particles, ein Dunkle Materie Kandidat). Das
Neutrinodefizit wurde in den folgenden Jahrzehnten immer wieder, wenn auch in
unterschiedlichem Maße bestätigt (Abb. 9.5).
In der Folge wurden drei Lösungen dieses solaren Neutrinoproblems vorgeschlagen:
1. nukleare Lösung: die Kernreaktionsraten sind falsch;
2. astrophysikalische Lösung: das Sonnenmodell ist falsch;
74
Abbildung 9.5: Vergleich von vorhergesagten und gemessenen Neutrinoraten. Die
theoretischen Werte sind nach Quellreaktion aufgeteilt; das Sonnenmodell ist das
von Bahcall und Pinsonneault (2000).
3. teilchenphysikalische Lösung: ein Teil der entstandenen Neutrinos (Elektronneutrinos νe ) wandelt sich zwischen Sonne und Detektor in Myon- (νµ ) bzw.
Tau-Neutrinos (ντ ) um.
Die erste Möglichkeit wurde bald ausgeschlossen, vor allem im Licht der Kombination der einzelnen Experimente und der Thermostat-Eigenschaft der Kernfusion.
Die zweite Möglichkeit konnte mit ähnlichen Argumenten ausgeschlossen werden (s.
dazu wieder die Nukleosynthese-Vorlesung). Das Hauptargument war aber in den
letzten 10 Jahren des Problems die hervorragende Übereinstimmung mit der seismischen Sonne. Es gab einfach keine Möglichkeit, das Innere der Sonne zu verändern.
Zuletzt wurden im Sudbury Neutrino Observatory (SNO in Kanada) ganz gezielt νµ
oder ντ gemessen. Zusammen mit den νe ergab sich fast exakt der 8 B-Neutrinofluss,
den die Modelle vorhersagen. Die Lösung war also Nummer 3, die sogenannten Neutrinoszillationen. Aus dem theoretischn Fluss und der Messung lassen sich die in
der Theorie dieses Effekts vorhandenen Parameter stark eingrenzen. (Es gab auch
schon andere Hinweise auf Oszillationen zwischen νµ und ντ aus der Höhenstrahlung.) Die Bedeutung dieses Ergebnisses liegt vor allem darin, dass die Standardtheorie der Teilchenphysik erweitert werden muss, weil darin Neutrinos masselose
Teilchen sind, die Oszillation aber nur möglich ist, wenn sie Masse haben. Aus den
Sonnenneutrinos lässt sich ein Massendifferenzquadrat, aber keine Neutrinomasse
bestimmen; dieses liegt im Bereich 10−4 eV2 .
9.4
Die Sonne als Labor
Ausgehend von der Erkenntnis, dass wir mit Standardphysik, wie sie im Teil I dieser
Vorlesung beschrieben wurde, ein sehr genaues Modell des Sonneninneren berechnen
75
können, ist die Idee jetzt, alternative oder zusätzliche physikalische Effekte in das
Modell einzubauen, um zu sehen, wie stark diese das Modell verändern, und ob das
Modell noch akzeptabel mit der beobachteten Sonne übereinstimmt. Dabei ist stets
zu bedenken, dass immer nur ein Effekt untersucht wird. Die Möglichkeit, dass
verschiedene Effekte sich gegenseitig kompensieren, ist gegeben, wird aber nicht
berücksichtigt.
9.4.1
Elektronenabschirmung in Kernreaktionen
Abbildung 9.6: Schallgeschwindigkeitsprofil von Sonnenmodellen mit abweichenden
f -Faktoren für die Coulombabschirmung in Kernreaktionen. Die Referenz ist die
Salpeter-Formulierung von Gleichung 9.1. Dieser Wert wurde mit Faktoren zwischen 0.9 und 1.1 multipliziert. Der graue Bereich ist der durch die Beobachtungsunsicherheiten akzeptable; die gestrichelten Linien stellen den Unsicherheitsbereich
ohne mögliche systematische Fehler dar, die für den grauen Bereich sehr groß angesetzt wurden.
Im Abschnitt 3.3 wurde bereits die Salpeter-Formel für Coulomb-Abschirmung
erwähnt. Sie lautet
h
i
f = exp 0.188Z1Z2 (ζρ)1/2 (T /106 )−3/2
(9.1)
P
wobei ζ := i (Zi2 + Zi )(Xi /Ai ). f ist ein Faktor & 1, mit dem die Reaktionsraten
multipliziert werden.
Allerdings wird diese Gleichung, die auf der Debye-Näherung für abgeschirmte
Potentiale beruht, immer wieder in Zweifel gezogen, und zum Teil abenteuerliche
Werte oder Funktionen für f vorgeschlagen. Da die Theoretiker zu keiner einhelligen
Lösung kommen, kann man die Sonne selbst als Labor nutzen.
In Abb. 9.6 sind Schallgeschwindigkeitsprofile gezeigt, die man erhält, wenn man
f aus Gleichung 9.1 beliebig variiert, in diesem Experiment um ±10%. Wie man
76
Abbildung 9.7: Einfluss von zusätzlicher Axionenkühlung auf die Schallgeschwindigkeit in Sonnenmodellen. Die Abbildung ist analog zu Abb. 9.6 zu verstehen. Die
Linien entsprechen Werten von g10 (s. Text) von 0 (durchgezogen) 4.5, 10, 15, 20
(verschiedene Strichelungen, in der Reihenfolge zunehmender Diskrepanz).
leicht sehen kann, erlaubt die “seismische Sonne” Abweichungen von maximal 5% bis +10%. Damit konnten viele alternative Electron-Screening Theorien bereits
ausgeschlossen werden.
9.4.2
Axionen-Emission im solaren Kern
Axionen sind hypothetische Elementarteilchen, die in einigen Erweiterungen des
Standardmodells der Elementarteilchenphysik auftreten, und zum Beispiel als Kandidaten für die Dunkle Materie gehandelt werden (s. das Buch von G. Raffelt “Stars
as Laboratories for Fundamental Physics”; University of Chicago Press, 1996). Ihre Eigenschaften, insbesondere Masse und Kopplungskonstanten an gewöhnliche
Materie sind unbekannt. Sie sollten aber Spin 0 haben, und elektroschwach wechselwirken. Insbesondere betrachten wir hier den Primakoff-Effekt
γ + Ze → Ze + a
d.h. die Erzeugung eines Axions a bei einer Photonstreuung an einem Kern mit
Ladung Ze. Die Wahrscheinlichkeit für diesen Prozess hängt von dem LagrangeOperator
L = gaγ (B · E) a
ab, in dem die Kopplungskonstante gaγ steckt, welche üblicherweise in Einheiten
von 10−10 GeV−1 angegeben wird (g10 ). Aus dieser Theorie kann man eine AxionenEmissionsrate berechnen, die man in die Energiegleichung als weiteren Term ǫa ∼
2
(T 7 /ρ) einbauen kann. Da die Axionen nur schwach wechselwirken, führen sie
gaγ
wie Neutrinos zu einer Kühlung des stellaren Inneren, die sich auf die Struktur
auswirkt.
77
Aufgrund der Ergebnisse, wie in Abb. 9.7 gezeigt, können Kopplungskonstanten
g10 & 10 ausgeschlossen werden, was einem oberen Grenzwert für die Axionenleuchtkraft La ≈ 0.2 L⊙ entspricht. Dieser Wert entsprach zum Zeitpunkt der Rechnungen
(1998) dem von terrestrischend Helioskopen, die den umgehrten Effekt nutzen, um
den Axionen-Fluss der Sonne zu messen.
Weitere Experimente desselben Ansatzes wurden gemacht, um das erlaubte
Overshooting im konvektiven Kern der späten Vorhauptreihensonne zu begrenzen,
die Emission von Weakly Interacting Massive Particels zu studieren, oder auch um
mögliche zeitliche Variationen der Newtonschen Konstante G zu untersuchen. Den
Wert von G selber kann man aus Sonnenmodellen nicht bestimmen. Warum nicht?
78
Kapitel 10
Rote Riesen
Die Kerne Roter Riesen sind die Vorläufer der Weißen Zwerge und weisen extreme
Zustandsbedingungen auf. So sind die Dichten im Bereich 106 g/cm3 und die Temperaturen jenseits von 50 Millionen Kelvin. Wegen der hohen Dichte ist die Materie
dennoch hoch entartet. Emission von Plasma-Neutrinos kühlt die Sterne stark und
verzögert das Zünden des Heliums, bis es schließlich im Helium-Flash doch dazu
kommt (s. Abschnitt 6.4). Diesen Effekt macht man sich nun zunutze: Variiert die
Kühlung, so variiert auch die Kernmasse und somit, nach (6.1), auch die Leuchtkraft der Spitze des Rote Riesen-Astes. Durch Vergleich mit Beobachtungen, z.B.
den Riesenästen in Kugelsternhaufen, können verschiedene Unsicherheiten in den
Emissionsprozessen eingegrenzt werden. Zwei Beispiele seien hier erwähnt.
1. Elektromagnetisches Dipol-Moment des Neutrinos. Es ist unklar, ob
Neutrinos ein (anomales) elektromagnetisches Dipol-Moment haben, wie z.B. Protonen, welches in Einheiten des Bohr-Magnetons
µB =
e
2me
angegeben wird. Sollte das der Fall sein, können Neutrinos an das elektromagnetische Feld ankoppeln, und daraus auch erzeugt werden. Das würde einen weiteren
Kanal zur Erzeugung von Neutrinos im Plasmon-Zerfall öffnen (die ja auf dem RGB
die Kühling dominieren, s. 3.4), und somit zu mehr Neutrinons und daher gesteigerter Emission und Kühlung führen. Experimentelle Grenzwerte bewegten sich (ca.
1994) im Bereich
µν < 3 · 10−11 µB .
Eine Fitformel für die visuelle absolute Helligkeit des Riesenastes lautet (aus
einer Arbeit von Raffelt & Weiss):
Mtip = −3m
. 37 +1m
. 1 (Ys −0.25)−0m
. 21 (3+log Z)+0m
. 30 (M −0.8)−0m
. 16 µν /10−12
(10.1)
Dabei wurde der letzte Term dadurch erhalten, dass man eine Formel für die Emission von Neutrinos aufgrund des neuen Kanals herleitet, in die µν als unbekannter
Parameter eingeht, diesen variiert, und modifizierte theoretische Modelle bis zur
Spitze des Riesenastes verfolgt.
Unter Variation mit Kugelsternhaufen-Riesenästen konnte eine neue Grenze von
µν < 4 · 10−12 µB
79
Abbildung 10.1: Änderung der Kernmasse (oben) und visuellen Helligkeit (unten)
beim Zünden des Heliums (Spitze des Riesenastes) in metallarmen Sternen von
0.80 M⊙ unter Einbeziehung der Neutrinoemission aufgrund eines anomalen magnetischen Dipolmomentes µν . Die Linien stellen diverse Fits an die numerischen
Ergebnisse (Symbole) dar (aus Raffelt & Weiss, Astrophys. Journal 425, 222, 1994).
gesetzt werden, die bisher in irdischen Laborexperimenten nicht unterboten wurde.
Vor Kurzem wurde diese Untersuchung mit den seit 1994 wesentlich verbesserten
Modellen und neuen, ebenfalls deutlich hochwertigeren Kugelsternhaufendaten wiederholt. Die Methode blieb dabei im Wesentlichen dieselbe, ebenso wie das globale
Ergebnis bezüglich µν . Allerdings sind die Fehler jetzt wesentlich besser verstanden und eingeschränkt. Terrestrische Experimente sind übrigens immer noch um
mindestens einen Faktor 10 ungenauer.
2. Axionen-Kühlung. In ähnlicher Weise können auch wieder die Eigenschaften
der bereits erwähnten Axionen untersucht werden, die auch zur Kühlung beitragen
könnten, wenn sie existieren. In diesem Fall geht es um die Kopplung der Axionen an
die freien Elektronen in einem Prozess, der Compton-Streuung und Bremsstrahlung
entspricht, also
e− + γ → e− + a
beziehungsweise
e− + (Z, A) → e− + (Z, A) + a.
Der Prozess wird wiederum durch einen (unbekannten) Kopplungsparameter gekennzeichnet:
αa =
g2
= [2.8 · 10−14 ma cos2 β]2 /4π = 0.64 · 10−28 m2a
4π
Dabei ist ma die Masse des Axions in 10−3 eV .
80
Aus der Theorie kann eine analytische Formel für die Axionenemission in Abhängigkeit von αa hergeleitet werden, und damit wieder Modelle für Rote Riesen berechnet werden. Tabelle 10 zeigt, wie sich die Kernmasse beim Heliumflash mit αa
verändert. Der fett gedruckte Wert ist die von Raffelt & Weiss (Phys. Rev. D, 31,
51, 1995) festgelegte obere Grenze.
αa (·10−26 )
0.0
0.5
1.0
2.0
4.0
8.0
δMtip (M⊙ )
0.000
0.022
0.036
0.056
0.080
0.111
Tabelle 10.1: Werte für αa (s. Text) und daraus resultierende Veränderung der
Kernmasse beim Heliumflash in einem Stern von 0.80 M⊙ und Z = 10−3 . Der
fett gedruckte Wert ist die obere Grenze, die mit der Helligkeit beobachteter
Kugelsternhaufen-Riesenäste vereinbar ist.
Insgesamt konnte αa auf Werte unterhalb 0.5·10−26 begrenzt werden, was einem
Massenlimit von ma ≤ 9 meV/ cos2 β entspricht (cos β ist ein Modell abhängiger
Parameter, der in der Nähe von 1 liegen sollte und daher keine entscheidende Rolle
spielt.).
3. Weitere Sternlaboratorien. Außer den hier vorgestellten Fällen wurden
auch untersucht:
1. der Einfluss von WIMPS auf die Sonnenentwicklung
2. der Einfluss des magnetischen Neutrinomoments auf Horizontalast- und RR Lyr
Sterne
3. Variationen von G und das Alter von Kugelsternhaufen
4. Neutrino- und Axionen-Emission und die Kühlung von Weißen Zwergen
5. Neutrino-Massen und andere Neutrino-Eigenschaften und die gemessenen Neutrinos von Supernova 1987A
6. . . .
Generell kann man unterscheiden zwischen Experimenten mit der Sonne, wo die
hohe Genauigkeit der Beobachtungen der Grund für die Verwendung als Labor ist,
und solchen mit Sternen extremer Dichten und Temperaturen, die im Labor nicht
einfach zugänglich sind.
81