Montag, 27. Februar 2012

Ein paar Berge - von Zittau (Oberlausitz) aus gesehen...


Es sind sicherlich nicht die schönsten Fotos. Aber gestern (27.2.2012) war am späten Nachmittag bei schon tiefstehender Sonne die Sicht so weidlich, daß man ein paar Fotos von den umliegenden Bergen machen konnte. Als Erstes ein Blick auf die Tafelfichte, dem höchsten Berg (1124 m) im böhmischen Isergebirge.


Hier ist etwas besser der neue, mit Schnee und Eis bedeckte Aussichtsturm zu erkennen. Wenn man den Berg vom Wittichhaus kommend besteigt, kann man zur Abkürzung die steile "Himmelsleiter" (der schräg nach oben gehende Weg links von der Mitte) hinauf stürmen - wenn man dafür noch die Puste hat...


Und hier zwei Ansichten des Hochwalds und des Berg Oybins mit leicht unterschiedlicher Perspektive...



Und hier erkennt man auf der Ausschnittsvergrößerung sehr schön die Schutzhütte der Camera obscura auf dem Oybin...


Der Jeschken  (1012 m) bei Reichenberg ist durch sein futuristisch aussehendes Berghotel weithin bekannt...



Und zum Schluß ein Blick zum höchsten Berg des Lausitzer Gebirges - der Lausche... Ganz oben, auf dem Plateau, träumt z.Z. die Alpenspitzmaus in ihrem kuscheligen Nest unter den Steinen von einem warmen, sonnigen Frühling.

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Sonntag, 26. Februar 2012

Planet Mars (35) - Marsatmosphäre I

Die Marsatmosphäre

Die Marsatmosphäre ist sehr dünn, durchsichtig und besteht zum überwiegenden Teil aus Kohlendioxid (95.3 %) sowie ein wenig Stickstoff (2.7 %) und Argon (1.6 %). Den Rest machen Spuren­gase wie Wasserdampf, Kohlenmonoxid, Sauerstoff sowie weitere Edelgase (Ne, Kr, Xe) aus. Auch konnte Methan in einer unerwartet hohen Konzentration nachgewiesen werden, was zu hitzigen Diskussionen über dessen Ursprung geführt hat. Das Kohlendioxid einen hohen Prozentsatz an der Zusammensetzung der Marsatmosphäre ausmachen muß, konnte bereits aus teleskopischen Beobachtungen vor dem Beginn des Zeitalters der Planetenmissionen durch IR-Spektroskopie ermittelt werden. Zuvor ist man von einer weitgehend der Erde ähnelnden, lebensfreundlichen Marsatmosphäre ausgegangen. Darüber hinaus ist die untere Marsatmosphäre stark mit Feinstaub belastet. Das Ausmaß dieser „Belastung“ ist saisonal sehr unterschiedlich und kann so stark werden, daß teleskopisch keine Oberflächendetails mehr zu erkennen sind. Man spricht dann von einem „Globalen Staubsturm“. 

Die geringe atmosphärische Dichte an der Marsoberfläche kann man sich folgendermaßen vor Augen führen: Würde man einen Kubikmeter „Marsluft“ einem Druck aussetzten, der dem irdischen Luftdruck (0.1 MPa) entspricht, dann würde dieser „Kubikmeter“ auf ein Volumen von gerade einmal 3 Kubik­zentimeter komprimiert werden. Diese geringe Dichte hat natürlich auch Auswirkungen auf den vertikalen Temperaturgradienten (auch die Marsatmosphäre wird im Wesentlichen wie die Erdatmosphäre von unten „geheizt“) sowie auf die Ausbreitung und Dämpfung von Schallwellen, d.h. der Mars ist in dieser Hinsicht ein sehr ruhiger Ort. Eine Unterhaltung mit Übertragung der Schallwellen über die Marsluft wäre aufgrund der starken Dämpfung kaum möglich. 

Chemische Zusammensetzung
Die heutige chemische Zusammensetzung der Marsatmosphäre ist das Resultat eines Entwicklungsprozesses über die ver­gangenen mehr als 4.5 Milliarden Jahre der Existenz des Pla­neten. Während dieser Zeit muß sich ihre Zusammensetzung dramatisch verändert haben. Zeugnisse dafür sind z.B. die anomalen Isotopenverhältnisse bei den Edelgasen bzw. das gemessene Deuterium-Wasserstoff-Verhältnis, welches von einer vergleichsweise dichten, wasserdampfreichen Atmosphäre in der Frühgeschichte des Mars berichtet. 

Durch die Messungen der Landesonden (beginnend mit Viking 1 und 2) ist die Zusammensetzung der Marsatmosphäre mittler­weile sehr genau bekannt und erlaubt damit detaillierte Unter­suchungen über die darin ablaufenden chemischen und physika­lischen Prozesse.



Bestandteil
Volumenanteil
Kohlendioxid 
0.953
Stickstoff 
0.027
Argon  Ar
0.016
Kohlenmonoxid  CO
0.0027
Sauerstoff 
0.0013
Wasser  
3*10^-4
Stickoxid  NO
1*10^-4
Neon  Ne
2.5*10^-6
Krypton  Kr
3*10^-7
Xenon  Xe
8*10^-8



Temperatur und Druck an der Marsoberfläche
Mars Pathfinder hat – wie Jahrzehnte zuvor die Viking-Lander – meteorologische Untersuchungen an seinem Landeplatz im Ares Vallis vorgenommen. Während der 83 „Marstage“, an denen er in Betrieb war, konnten folgende Meßergebnisse zur Erde über­mittelt werden: 
  • Die Temperaturen schwankten an der Landestelle im Mittel zwischen -75° C nachts und -11° C am frühen Nachmittag. Die Extremwerte lagen bei -81.5° C und -5.7° C. 
  • Auch die Luftdruckwerte schwankten in einem Nacht- und Tag-Rhythmus im Bereich zwischen 0.655 kPa (6.55 mbar) und 0.685 kPa (6.85 mbar). 
Diese Werte sind für den Marssommer in der nördlichen Mars­hemisphäre repräsentativ.

Die beiden Viking-Lander haben die Oberflächentemperatur und den Druck über einen noch längeren Zeitraum überwacht. Auch dazu einige Eckwerte: 

Viking 1
  • Mittlere tägliche Temperaturschwankungen zwischen -77° C und -14° C 
  • Im Winter ging der Luftdruck auf 0.68 kPa (6.8 mbar) zurück. Im Sommer lag er bei rund 0.9 kPa (9 mbar). 
Viking 2
  • Die tiefste Temperatur, die während der ~ 5 Jahre Missionsdauer gemessen wurde, lag bei -120° C. Die höchste Temperatur wurde während eines Staubsturms im Winter erreicht – ca. +4° C. 
  • Der Luftdruck schwankte saisonal bedingt zwischen 0.73 kPa (7.3 mbar) und 1.08 kPa (10.8 mbar).


Vertikaler Aufbau der Marsatmosphäre
Die Marsatmosphäre läßt sich grob in drei „Stockwerke“ einteilen, die man anlog zur Erdatmosphäre als „Untere Atmosphäre“ (0 bis 40 km Höhe), „Mittlere Atmosphäre“ (40 bis 100 km Höhe) und „Obere Atmosphäre“ (ab 100 km Höhe) bezeichnen kann.


Vertikaler Temperaturverlauf nach Messungen der beiden Viking-Lander, die während ihres Flugs durch die Marsatmosphäre durchgeführt wurden. Die Linie A repräsentiert den Temperaturgradienten der unteren Troposphäre, während C den ungefähren Verlauf des Temperaturgra­dienten im Bereich der Kohlendioxid-Kondensationen in der mittleren Atmosphäre wiedergibt. Quelle Lewis, 2004 

Durch Landesonden, Radio-Okkultationsexperimenten (man verfolgt das Funksignal einer Sonde während sie hinter dem Planetenrand verschwindet), IR-Mapping sowie durch die präzise Beobachtung von Sternbedeckungen konnte ihre vertikale Struk­tur, d.h. die Temperatur T, der Druck P, die Dichte ρ und teilweise auch die chemische Zusammensetzung als Funktion der Höhe z über der Marsoberfläche bestimmt werden.

Untere Atmosphäre
Die unteren 40 km der Marsatmosphäre enthalten fast ihre gesamte Masse (~10^13 kg). Der durchschnittliche Bodenluftdruck liegt bei lediglich 0.7 kPa (7 mbar), was ein klein wenig mehr ist als der Luftdruck in der irdischen Stratosphäre in ca. 50 km Höhe (~2 mbar). Der Temperaturverlauf im untersten Bereich (d.h. bis in eine Höhe von ~ 7 km) wird in etwa durch einen Temperatur­gradienten der Form 

T(z)=-31-0.000998 z 
T in °C, z in m

wiedergegeben. Für den Druckverlauf gilt für den gleichen Höhenbereich

P(z)=0.699∙exp(-0.00009 z) 
P in kPa, z in m.

In dieser unteren Schicht der Unteren Atmosphäre erfolgt der Energietransport analog zur Erde zum überwiegenden Teil durch Konvektion, wobei ein auffälliger Tagesgang zu beobachten ist. Nachts schwächt er sich ab oder verschwindet ganz; mit ein­setzender Erwärmung des Bodens am Vormittag nimmt er wieder zu, um am Nachmittag einen Höhepunkt zu erreichen. Durch die schnelle Abkühlung der Bodenschichten in der Nacht kann sich bis zum frühen Morgen u.U. eine Temperaturinversion direkt über den Boden aufbauen. 

Der Bodenluftdruck besitzt eine starke saisonale Komponente, die mit dem Ausfrieren von bis zu 30% des Kohlendioxids der unteren Atmosphäre während der Wintermonate zu tun hat. Dann erreichen die Bodentemperaturen in den Polgebieten ~148 K und das gasförmige  Kohlendioxid kondensiert direkt zu Trockeneis, was man teleskopisch als eine stetige Vergrößerung der ent­sprechenden Polkappe beobachten kann. Damit verbunden ist ein enormer meridionaler Massentransport, der sich dann im Frühjahr (Sublimation des Trockeneises) wieder umkehrt. Die sich dabei entlang der Längenkreise ausbildende atmosphärische Strömung wird als Kondensationswind bezeichnet. 

Erwärmt wird die untere Marsatmosphäre von „unten“ her, d.h. die Sonnenstrahlung erwärmt tagsüber den Boden und dieser wiederum die darüber liegende Luft. Daneben gibt es auch noch eine Komponente, welche die Atmosphäre von innen heraus erwärmt, nämlich der darin enthaltene Staub. Er ist – insbesondere zu den Zeiten der globalen Staubstürme – in der Lage, selbst Sonnenlicht zu absorbieren, sich dabei zu erwärmen und dann diese Wärme an die Atmosphäre abzugeben. Dabei kann es zu Störungen im Temperaturgradienten kommen, da eine starke Extinktion wiederum die Erwärmung des Bodens erschwert. 

Trotz des hohen  Kohlendioxid-Gehaltes ist der von diesem Gas bedingte Treibhauseffekt sehr gering. Er heizt die Marsatmosphäre gerade einmal um 5° über die theoretische Gleichgewichtstemperatur auf. 

Mittlere Atmosphäre
In der mittleren Atmosphäre, die sich zwischen 40 km und 100 km Höhe erstreckt, beobachtet man tendenziell eine moderate Abnahme der Temperatur, die dort auch ihren tiefsten Wert in der gesamten Marsatmosphäre erreicht. Die Temperaturkurve selbst schwankt aber relativ stark, mit einer „Wellenlänge“ von ungefähr 10 km in der Vertikalen. Die Ursache dafür ist in der selektiven Absorption von Sonnenlicht durch Kohlendioxid-Moleküle im nahen IR sowie durch die Präsenz atmosphärischer Wellen zu suchen. Sie sind hauptsächlich durch den Prozeß des Temperaturausgleichs zwischen der Tag- und der Nachtseite des Planeten bedingt. In der Atmosphärenphysik spricht man auch von sogenannten „Thermischen Gezeiten“, die sich aus den Druckunterschieden infolge der Temperaturdifferenz zwischen der Tag- und der Nachthemisphäre ergeben. Weiterhin setzen sich in der Mesosphäre Störungen fort, deren Ursachen in der darunter liegenden Troposphäre zu suchen sind. Außerdem hängt der Temperaturverlauf in dieser Region stark von der Präsenz verschiedener Aerosole und (saisonal) von mikrometergroßen Staubteilchen ab, die bei globalen Staubstürmen durchaus bis in diese Höhen gelangen können. Sie sind eine wesentliche Quelle für thermische Prozesse in der mittleren Atmosphäre und bestimmen dort den Verlauf des lokalen Temperaturgradienten. All das führt im Vergleich zu großen qualitativen Unterschieden zwischen Mesosphäre des Mars und der irdischen Stratosphäre. Insbesondere fehlt beim Mars das lokale Temperaturmaximum, welches in der Erdatmosphäre durch die Ozonschicht verursacht wird. 

Obere Atmosphäre
Über der Mesosphäre beginnt der Bereich der oberen Atmo­sphäre. Dort wird wieder ein allgemeiner Temperaturanstieg beobachtet, der sich im Wesentlichen durch die Absorption der solaren EUV-Strahlung im Wellenlängenbereich zwischen 10 und 100 nm erklären läßt. Die Wechselwirkung dieser kurzwelligen und damit energiereichen Strahlung mit den dort vorkommenden Molekülen (insbesondere wieder Kohlendioxid) führt zu einer Vielzahl photochemischen Reaktionsketten, bei denen auf der Tagseite große Mengen von Photoelektronen entstehen. Da die Intensität der solaren EUV-Strahlung bekanntlich stark von der Sonnen­aktivität abhängt, widerspiegelt auch die Aufheizung der oberen Atmosphäre deren Periodizität. 

Ab ungefähr 130 km Höhe liegt der größere Teil der Gase in nur noch in ionisierter Form vor. Deshalb wird dieser Bereich der oberen Atmosphäre analog zur Erdatmosphäre auch beim Mars als Ionosphäre bezeichnet. Energiereiche Atome aus dem hochenergetischen Schwanz der Maxwellschen Geschwindig­keitsverteilung können hier durch Jeans Escape die Marsatmosphäre in den interplanetaren Raum verlassen. Die Exobase wird in einer Höhe von 130 bis 150 km (Erde ~600 km) erwartet.


Nächstes Mal: Die Marsatmosphäre II - Atmosphärenchemie

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Schmelzwasserschäume


Jetzt bei der Schneeschmelze bilden sich an kleinen Bächen wunderschöne Schaumpolster. Grund dafür sind Tenside, die vom Wasser aus dem Boden ausgeschwemmt wurden und nun einen dünnen Film auf der Wasseroberfläche bilden. Steigen Luftblasen auf, dann bleiben sie darunter gefangen und bilden derartige zweidimensionale Muster.





Schäume können aber auch recht komplex werden, wie diese Fotos zeigen...



An manchen Stellen blubberd aber auch Wasser aus dem Untergrund und bildet Wasserblasen, die an der Oberfläche zerplatzen und dann schöne Wellen bilden.




In ihnen spiegelt sich auch manchmal ganz deutlich der Fotograf...




Übrigens, es gibt nicht nur Schmelzwasserschäume...

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Samstag, 25. Februar 2012

Zaubernuß

Aufnahme:  Werner Schorisch, Zittau
Eine der wenigen Sträucher, die im Winter blühen, ist Hamamelis - die Zaubernuß. Es gibt einige Arten davon, wobei die Hybride aus der Japanischen Zaubernuß und der Chinesischen Zaubernuß ab und an in Parkanlagen angepflanzt wird.

Aufnahme:  Werner Schorisch, Zittau

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Freitag, 24. Februar 2012

Ein kluger schwarzer Geselle - die Saatkrähe


Jetzt im Frühjahr, wenn sich die winterlichen Krähenschwärme (Saatkrähen und Dohlen) wieder gen Norden verzogen haben, treffen die weiter südwärts gewanderten "Zittauer" Saatkrähen wieder bei uns ein und man kann sie paarweise bei der Futtersuche beobachten.  Bald werden sie ihre bei den Ornithologen und Naturschützern beliebten (*) und bei den Anwohnern unbeliebten Kolonien beziehen, um für eine weitere  Generation dieser außergewöhnlich klugen Vögel zu sorgen. Meine Sympatie haben sie jedenfalls ... 

(*) es sei denn, sie sind auch Anwohner...


Hier gibt es näheres zu diesem geselligen Vogel zu erfahren...


Der "Kehlsack" ist bei den Saatkrähen (Corvus frugilegus) daß, was bei dem Hamster die "Hamsterbacken" sind. Außerdem ist diese Krähe ein Singvögel, obwohl sich das nur schwer vermitteln läßt. Wer jedoch mal etwas genauer hinhört - Saatkrähen haben sich immer viel zu erzählen...



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Dienstag, 21. Februar 2012

Montag, 20. Februar 2012

Das Klima, ja das Klima ändert sich - endlich bewiesen!

Weil z.Z. wieder mal über den Klimawandel diskutiert wird. Aufsehenerregende Untersuchungen an Eiskernen aus dem Grönlandeis haben vollkommen überraschend ergeben, daß sich in den letzten 4000 Jahren das Klima immer wieder mal hin- und her gewandelt hat. Ach so, wer Diagramme lesen kann, ist voll im Vorteil. Nur mit den Schlußfolgerungen sollte man vorsichtig sein, wenn man nicht ein Sarrazin der Klimatologie werden möchte, wie eben Herr Vahrenholt mit seiner "Kalten Sonne"... (werde es demnächst mal lesen um nachzuschauen, ob wirklich nur Müll drinsteht, wie mancherorts behauptet).

Und hier gehts zur Originalveröffentlichung...

Reconstructed Greenland snow surface temperatures for the past 4000 years and air temperature over the past 170 years (1840–2010) from three records. The thick blue line and blue band represents the reconstructed Greenland temperature and 1s error, respectively (this study). The reconstruction was made by two different methods before and after 1950. The “gas method” is as described in section 2, and the “forward model” is described by Kobashi et al. [2010]. Thick and thin black lines are the inversion‐adjusted reconstructed Summit annual air temperatures and 10‐year moving average temperatures, respectively [Box et al., 2009]. Thin and thick red lines are the inversion adjusted annual and 10‐year moving average AWS temperature records, respectively [Stearns and Weidner, 1991; Shuman et al., 2001; Steffen and Box, 2001; Vaarby‐Laursen, 2010]. (middle) Past 1000 years of Greenland temperature. Thick blue line and band are the same as above. Black and red lines are the Summit [Box et al., 2009] and AWS [Stearns and Weidner, 1991; Shuman et al., 2001; Steffen and Box, 2001; Vaarby‐Laursen, 2010] decadal average temperatures as above. (bottom) Past 4000 years of Greenland temperature. Thick blue line and band are the same as above. Thick green line represents 100‐year moving averages. Black and red lines are the Summit [Box et al., 2009] and AWS [Stearns and Weidner, 1991; Shuman et al., 2001; Steffen and Box, 2001; Vaarby‐Laursen, 2010] decadal average temperature, respectively. Blue and pink rectangles are the periods of 1000–2010 C.E. (Figure 1, middle) and 1840–2010 C.E. (Figure 1, top), respectively. Present temperature is calculated from the inversion adjusted AWS decadal average temperature (2001–2010) as −29.9°C (Figure 1, top). Present temperature and ±2s are illustrated by lines in the plots. Green circles are the current decadal average temperature as above (−29.9°C, 2001–2010).


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Eisschmelze auf der Mandau ...

Ein Gastbeitrag von Werner Schorisch, Zittau





Das die Kälte trotz der globalen Erwärmung auf der Mandau (Zittau, Oberlausitz, Biotop der Wasseramsel) über 30 cm starke Eisschollen hinterläßt, ist recht ungewöhnlich ...


Vom Eise befreit sind Strom und Bäche - nur die Ufer noch nicht...



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Sonntag, 19. Februar 2012

Planet Mars (34) - Historische Geologie der Marsoberfläche III

Das Amazonische Zeitalter

Dieses Zeitalter begann mit einiger Unsicherheit vor ~3.55 ... 1.8 Milliarden Jahren und erstreckt sich bis heute. Diese lange Zeit ist dem Umstand geschuldet, daß sich die für Datierungen notwen­dige Impaktkratererzeugungsrate N(t)/km² nur noch sehr wenig mit der Zeit änderte und auch die geologische Aktivität des Planeten während dieser Zeitspanne im Vergleich zu den früheren Epochen sehr gering war. Während sich der Vulkanismus episodisch auf die Tharsis- und Elysium-Region beschränkte, wurden Wind und Eis (besonders in hohen geographischen Breiten) zu den wichtigsten landschaftsformenden Prozessen. 

Man unterscheidet das frühe Amazonian, das mittlere Amazo­nian und das späte Amazonian mit unterschiedlich langen und schwer festlegbaren Übergangsbereichen. 

Vulkanismus
Während des gesamten Amazonians kam es in unterschiedlich großen zeitlichen Abständen zu episodischen vulkanischen Aktivitäten mit z.T. ergiebigen Lavaergüssen, welche insbesondere die großen Vulkanschilde der Tharsis-Region kontinuierlich anwachsen ließen. Die Resurfacing-Rate betrug zwar nur noch ~ 1/10 derjenigen des Hesperians und auch die Natur der vulkanischen Tätigkeit scheint sich geändert zu haben. Während die hesperischen Flutbasaltprovinzen (z.B. Syrtis Major) eine große Zahl gefalteter Bergrücken (wrinkle ridges) aufweisen, ist das bei den amazonischen vulkanischen Ebenen nur noch eingeschränkt der Fall. Letztere zeigen dagegen eine große Zahl von Lavakanälen, die besonders an den extrem flachen Flanken der Vulkanschilde zu finden sind. Sie weisen auf sehr fluide Laven hin. Auch primäre Lavaflußmerkmale, wie erstarrte Lavazungen, findet man an den Bergflanken. Mehrfachcalderen zeugen von verschiedenen, zeitlich nachgelagerten und unterschiedlich intensiven Ausbruchphasen. 

Auch ist von einer andersgearteten Zusammensetzung der geförderten Magmen auszugehen (Temperatur, mineralische Zusammensetzung, Gasgehalt, Fluidität etc.). Während im Hesperian Spalteneruptionen (oft verbunden mit Dikes) weit verbreitet waren, ergossen sich Laven im Amazonian hauptsächlich aus zentralen Vulkanschloten bzw. aus Rissen an den Hängen der Vulkanschilde. Man kann vermuten, daß dieses unterschiedliche Ausbruchverhalten etwas mit einer zunehmenden Krustenver­dickung zu tun hat.



Chronologie der Marsoberfläche, wie sie sich aus Impaktkrater­statistiken ergibt. Quelle Hartmann, Neukum, 2004 

Im frühen Amazonian bildeten sich die vulkanischen Ablagerungen um Olympus Mons, die man als dessen „Aureole“ bezeichnet. Der Vulkan selbst war über sehr lange Zeiten aktiv. Letzte Ausbrüche werden in das späte Amazonian datiert (vor 200 bis 20 Millionen Jahre). Lavaaustritte sollen sogar noch vor lediglich 2 bis 4 Millionen Jahren stattgefunden haben (Neukum, Hartmann, 2005), was die Frage aufwirft, ob sich die Tharsis-Vulkane gegenwärtig nicht etwa nur in einer ihrer vielen Ruhephasen befinden. 

Weiterhin werden die Lavadecken, die sich radial um den Krater des Vulkans Elysium Mons in der südlichen Elysium-Region erstrecken (Elysium Formation), dem frühen und mittleren Amazonian zugerechnet, wobei Elysium Mons der jüngste der drei großen Elysium-Vulkane ist. Selbst die Existenz sehr junger Lavaausbrüche in dieser Region (datiert ins späte Amazonian) ist nicht auszuschließen, seitdem entsprechende geologische Strukturen im Bereich des Elysium-Marte Valles gefunden wurden (Keszthelyi et al., 2000). 

Fluviale, glaziale und äolische Strukturen
Die Aktivität von Ausflußtälern nahm im frühen Amazonian stark ab - der mit dem Klimawechsel bedingten Austrocknungstendenz des Planeten folgend. Im Bereich der Elysium-Vulkanregion gelangten im Zusammenhang mit dem aktiven Vulkanismus jedoch weiterhin größere Mengen von Untergrundwasser an die Oberfläche und räumten in Form von Schlamm- und Schutt­strömen (Lahare) entsprechende Talstrukturen aus. Ein noch heute gut sichtbares Ablagerungsgebiet des dabei mitgeführten Schutts war beispielsweise das Utopia-Bassin. 

Während des frühen und späten Amazonian spielten glaziale Prozesse eine wichtige Rolle bei der Entstehung und Modi­fizierung der geschichteten Ablagerungen (layered terrain) im Bereich der Polkappen. Interessanterweise scheint in der „Zwischenzeit“ (d.h. im mittleren Amazonian) die Bildung derartiger Ablagerungen unterdrückt worden zu sein. Im späten Amazonian jedenfalls hat eine weitere Klimaänderung die Ausbildung der Late Amazonian Deposits begünstigt. Insbesondere ist auch ein verstärkter Einfluß äolischer Prozesse bei deren Sedimentation auszumachen. Weiterhin konnten im Bereich der Gipfel der großen Tharsis-Vulkane bis fast in die Gegenwart wirkende Vergletscherungen nachgewiesen werden, die sich mit den Milankovic-Zyklen des Mars korrelieren lassen.

Nächstes Mal: Die Marsatmosphäre I

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Samstag, 18. Februar 2012

Futterhäuschen ...




Mit einem kleinen Erlenzeisig...

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Essay: Primäre Entstehung von "Staub" im Kosmos


Das ist eine fachliche Ergänzung zu meinem Vorlesungsmanuskript "Astrobiologie"


Carina Nebula - Hubble-Telescope (Quelle APD)

Für die Entstehung von Planeten sind die ungefähr zu einem Masseprozent in einer protoplanetaren Scheibe vorhandenen Staubpartikel (ihre Konsistenz ist am ehesten mit den Partikeln in Zigarettenrauch, wenn auch in viel geringerer Anzahldichte, zu vergleichen) unabdingbar. Sie liefern zusammen mit gefrorenen volatilen Stoffen (insbesondere Wasser) das Material, aus dem sich zuerst Planetesimale und später aus den Planetesimale Planeten bilden. Die Frage, die sich stellt, ist, auf welche Weise aus einer Gas-und Staubscheibe mit mikrometergroßen Festkörperpartikel am Ende eines nicht sonderlich langen Entwicklungsprozesses (die Zeitskala liegt in der Größenordnung von 10^5  bis 10^6  Jahren) Planeten wie die Erde entstehen. Doch zuvor muß das Grundmaterial, der "Staub" in den kosmischen Raum und damit in die interstellare Materie gelangen. Wie und wo diese "primäre" Staubkomponente entsteht, ohne die es uns nicht geben würde, möchte ich in diesem kleinen Essay erklären - also wem's interessiert...

Interstellarer Staub
Der Staub in einer protoplanetaren Scheibe widerspiegelt den Staub in der interstellaren Materie (ISM) im Sternentstehungsgebiet - nur daß er hier bereits in einer konzentrierteren und z.T. modifizierten Form vorliegt bzw. „aufgelöst“ Bestandteil des Scheibengases ist. Typischerweise bezeichnet man als „Staub“ (engl. stardust) mikroskopisch kleine Festkörperpartikel, die insbesondere aus den Elementen Kohlenstoff, Silizium, Magnesium und Eisen in Verbindung mit Wasserstoff und Sauerstoff bestehen. Die größeren Staubteilchen haben einen typischen Durchmesser von 0.1 µm, was ungefähr 10^9 Atomen entspricht. Sie besitzen oftmals noch eine Hülle aus „Eis“, d.h. aus verschiedenen volatilen Stoffen (insbesondere Wasser). Andere Staubpartikel bestehen aus Cluster aus oftmals nur wenigen 100 Atomen (Durchmesser ~0.005 µm). Auch die als „polyzyklische aromatische Wasserstoffe“ (PAH’s) bezeichneten Makromoleküle, die, grob gesagt, nichts anderes als auf verschiedene Weise verbundene Benzolringe darstellen, werden aufgrund ihrer Absorptionseigenschaften im IR manchmal mit zum interstellaren Staub gerechnet. Das Größenspektrum (Durchmesser über Anzahl) des interstellaren Staubes besitzt ein Maximum bei einigen 10^(-2) bis 10^(-3) µm.

Entstehung der Staubkomponente der ISM
Staubproduktion ist im Wesentlichen ein Phänomen von Sternen in den Spät- und kataklysmischen Stadien der Sternentwicklung. Nur sie sind in der Lage in ihrem Inneren die für die Staubproduktion notwendigen Elemente C, O, Si, Mg, Fe … zu fusionieren. 

Primäre Staubbildung erfolgt immer durch direkte Kondensation aus der Gasphase heraus, sobald die Temperatur unter einem kritischen Wert (der Kondensationstemperatur) gefallen und im Gas eine Sättigung der entsprechenden Stoffe erreicht ist. 

Folgende stellaren Prozesse sind in der Lage, den interstellaren Raum mit Staubpartikeln anzureichern:

  • Sterne, die im Hertzsprung-Russel-Diagramm den Riesenast bzw. den Asymptotischen Riesenast (AGB, Asymptotic Giant Branch) bevölkern, sind in der Lage, Masse durch intensive Sternwinde abzuführen. In dieser Phase der Sternentwicklung kommt es oft zu radialen Pulsationen, wodurch Materie aus dem Inneren des Sterns in die kühle, ausgedehnte Sternatmosphäre transportiert wird. Dort kondensieren insbesondere Karbide (aber auch direkt Graphit und Ruß) aus, die z.T. bereits hier zu größeren Aggregationen koagulieren und durch den intensiven Sternwind, durch Stoßwellen sowie durch den Strahlungsdruck in den interstellaren Raum geblasen werden. Mira-Veränderliche und insbesondere R Coronae Borealis-Sterne gehören in dieser Beziehung zu den wichtigsten Produzenten kohlenstoffreicher „Sternstäube“. Abschließend müssen in dieser Beziehung auf jeden Fall noch die sogenannten Wolf-Rayet-Sterne (massereiche Sterne >10 M) erwähnt werden, die durch besonders intensive „Sternwinde“ und damit einhergehende Masseverlustraten auffallen.
  • Extrem massereiche Hyperriesen (100 bis 120 M) wie z.B. η Carinae, machen Ausbruchepisoden durch, bei denen große Mengen Staub (z.B. Silikate), aber auch schwerere Elemente in Form von Gas (z.B. Stickstoff, Sauerstoff) in den interstellaren Raum gelangen.
  • Ejekta von klassischen Novae. 
  • Besonders wichtig für die Anreicherung der ISM mit schweren Elementen sowie radioaktiven Stoffen sind Supernovaexplosionen vom Typ II (hydrodynamische Supernovae). Sterne mit mehr als 8 M, die am Ende ihrer Entwicklung (d.h. nach der letzten energieerzeugenden Kernfusionsphase) einen Kernkollaps zu einem Neutronenstern oder Black hole erleiden, können ihre gesamte äußere Hülle verlieren, wodurch die darin in einzelnen Schalen konzentrierten Stoffen in den interstellaren Raum gelangen. Voraussetzung für deren Kondensation ist, daß der Zeitraum, in der Teile der Ejekta durch den Zerfall eingelagerter radioaktiver Stoffe geheizt werden, klein ist im Vergleich der Expansionszeitskala, so daß das Gas unter 2000 K abkühlen und Staubpartikel auskondensieren können. Aber auch sogenannte „thermonukleare Supernovae“ (die in ihrem Aufbau durchaus klassischen Novae ähneln, nur daß der Massezuwachs des Weißen Zwerges letztendlich zu einem plötzlich einsetzenden „Kohlenstoffbrennen“ führt, der den Weißen Zwerg quasi zerreißt) reichern in gleicher Weise das interstellare Gas mit schweren Elementen und damit auch „Sternenstaub“ an.



Ausschnitt aus dem Hertzsprung-Russel-Diagramm mit den Entwicklungswegen eines Sterns mit 5  M⊙  und eines mit 15  M⊙ . Staubbildung wird möglich, wenn die effektive Temperatur unter 3500 K sinkt (rechts der senkrechten unterbrochenen Linie) und in der Sternatmosphäre Festkörperpartikelchen direkt aus der Gasphase auskondensieren können. Quelle D.C.B.Whittet, 2003

Auf die theoretische Möglichkeit der Staubbildung in  kühlen Hüllen von Riesensternen haben 1962 erstmals F.Hoyle und N.C.Wickramasinghe hingewiesen. Bedingung ist, das dort (d.h. oberhalb ihrer heißen Chromosphären) die Temperaturen im Bereich zwischen 3500 K und 2000 K (und darunter) liegen, was zur Keimbildung und Wachstum von Festkörperpartikel notwendig ist. Das betrifft Rote Riesen, Rote Überriesen sowie AGB-Sterne. Hauptreihensterne sind zur Staubbildung dagegen nicht in der Lage (massearme Rote Zwerge einmal ausgenommen, vorausgesetzt, sie sind genügend „metallreich“). Welche Art von „Sternenstaub“ entsteht, hängt entscheidend davon ab, ob die Hüllen reich an Kohlenstoff oder eher reich an Sauerstoff sind. Im ersten Fall entstehen hauptsächlich Karbide (oder direkt Graphit oder Ruß), im zweiten Fall eher Silikate.  

Kondensationsvorgang
Der Übergang eines als Gas vorliegenden Stoffes in den flüssigen bzw. festen Zustand, bezeichnet man als Kondensation. Man unterscheidet dabei inhomogene Kondensation (bei der ein Kondensationskern vorhanden sein muß - wie bei Regentropfen) sowie homogene Kondensation. „Sternstaub“ entsteht durch homogene Kondensation, bei der aus der Gasphase sofort Festkörperpartikel entstehen. Dieser Vorgang wird als (homogene) Keimbildung (engl. nucleation) bezeichnet und ist ein thermodynamisch eher gehemmter Prozeß. Damit er überhaupt stattfinden kann, müssen sich bei Stößen eine genügend große Anzahl von Atomen zu Cluster zusammenfinden, was nur unter der Bedingung eines übersättigten Gases und ausreichend tiefer Temperaturen möglich ist. Ist erst einmal solch ein Cluster entstanden, dann kann er durch Aufsammeln weiterer Atome oder Moleküle zu Nanopartikel anwachsen, in denen sich die Atome chemisch verbinden. Dazu ein Beispiel. Eines der ersten festen Stoffe, die aus der Gasphase auskondensieren können, ist Aluminiumoxid oder (als Mineral) Korund Al2O3. Seine kritische Kondensationstemperatur liegt bei ≈ 1760 K. Bei einem sauerstoffreichen Riesenstern (T_eff~3000 K) wird diese Temperatur in einem Abstand von ungefähr 3 bis 4 Sternradien von der Photosphärenobergrenze erreicht. Erst dort können sich Cluster aus einigen Dutzend Aluminiumatomen bilden, die sich dann chemisch gemäß der Reaktion

2Al+3H2O →Al2O3+3H2

in Aluminiumoxid-Keime umwandeln und dann weiter wachsen. Dieses Wachstum wird jedoch erst dann ein selbstablaufender Prozeß, wenn der Cluster bzw. der Komplex eine kritische Größe überschreitet. Erreichen die Partikel diese Größe nicht, dann lösen sie sich im Gas wieder auf. Außerdem benötigt das Keimwachstum natürlich Zeit. Während dieser Zeit dürfen sich die Umgebungsbedingungen aber nicht zu stark ändern, d.h. die Staubbildung in expandierenden Sternhüllen und in Sternwinden wird durch deren Zeitskalen eingeschränkt (eine gleichmäßige radiale Expansion verringert z.B. die Teilchendichte entsprechend n~r^(-2)). Danach gibt es außerhalb der Photosphäre eines Riesensterns eine Zone mit relativ hohen Teilchenzahldichten (n≈10^19  m^(-3)) und Temperaturen, die den Kondensationstemperaturen von (mineralischen) Festkörpern entsprechen. Dort wird schnelle Staubbildung möglich, insbesondere auch deshalb, weil radiale Pulsationen, vom Stern ausgehende Schallwellen (die u.U. zu Stoßwellen anwachsen) sowie andere, mehr lokale Instabilitäten, die Überwindung der thermodynamischen Barriere der Nukleation fördern. Insbesondere Pulsationen können dabei mehr oder weniger zyklische Phasen vermehrter Staubbildung triggern. 

Der primäre Staub ist aufgrund der zufälligen Art der Agglomeration (dem wichtigsten Prozeß des Keimwachstums) amorph und chemisch meist nicht abgesättigt. Erst unter nachfolgender Erhitzung erhält es seine kristalline oder polykristalline Struktur. Das muß aber nicht unbedingt in dem primären Staubentstehungsgebiet selbst passieren, sondern kann auch im weiteren zirkumstellaren Umfeld oder direkt im interstellaren Raum geschehen.

Je nach Umgebungsbedingungen (Temperatur, Teilchenzahldichten der an der Kondensation beteiligten monomeren Stoffe etc.) werden chemisch / mineralogisch unterschiedliche Stoffe auskondensieren. Dabei spielt insbesondere das Kohlenstoff – Sauerstoff-Verhältnis (C/O) eine grundlegende Rolle. So kann man M-Sterne der Leuchtkraftklasse III (Riesen) nach dem C/O-Verhältnis in zwei Klassen einteilen:

C/O<1 Sauerstoffreiche Sterne
C/O>1 Kohlenstoffreiche Sterne

Welches Verhältnis konkret einstellt, hängt von den Entwicklungsparametern des jeweiligen Sterns ab. Sterne mittlerer Masse (2.3 M  ≤ M*  ≤ 8  M) können durch Heliumbrennen einen C/O-Kern ausbilden. Erlöscht das Wasserstoff-Schalenbrennen über der den Kern umhüllenden He-brennenden Schicht, dann wandert der Stern im Hertzsprung-Russell-Diagramm auf den asymptotischen Riesenast (AGB), dehnt sich stark aus und wird bis in die Nähe der Brennzone konvektiv. Ab einer Sternmasse von 3.5  M  kann für kurze Zeit die Konvektionszone bis in die ehemals wasserstoffbrennende Zone hinabreichen und dabei die Brennprodukte in die Sternatmosphäre verfrachten. Man spricht hier von einem second dredge up

Während seines Aufenthalts im AGB kommt es zu regelmäßigen Änderungen im Brennregime des Sternkerns, wodurch kurzzeitig sogenannte „Thermische Pulse“ auftreten. Eine Folge davon ist der Transport von dort fusionierten Materials in die oberen Bereiche des Sterns – ein Vorgang, der als third dredge up bezeichnet wird. Von der Effizienz dieses Vorgangs hängt es letztendlich ab, ob sich der Riese zu einem Kohlenstoff-Stern entwickelt. Hält sich in der Sternatmosphäre Kohlenstoff- und Sauerstoffkonzentration in etwa die Waage, dann spricht man von Kohlenstoffsternen des Spektraltyps S. Alle AGB-Sterne bilden einen starken „Sternwind“ aus, der zu einem starken Masseverlust führt. Am Ende dieser Phase kann ein spezieller Planetarer Nebel entstehen.

Staubbildung in sauerstoffreichen Sternen
In solchen Sternen wird der Kohlenstoff bei Temperaturen unterhalb 3000 K weitgehend in Form von CO-Molekülen gebunden. Diese Moleküle besitzen eine genügend hohe Bindungsenergie (EB=11.1 eV), die sie als Partner in den meisten Gasphasen-Reaktionen ausschließen. Dafür können Stoffe wie Ca, Al, Mg, Fe, Ti und Si bei einer Temperatur unterhalb von 1500 K auskondensieren und dabei Metalloxide (z.B. CaO, TiO, Al2O3, FeO) sowie - bei weiter sinkenden Temperaturen - Mineralisationen wie Perowskit (CaTiO3), Enstatit (MgSiO3), Forsterit (Mg2SiO4), Fayalit (Fe2SiO4) sowie andere Silikaten bilden. Der interessanteste Temperaturbereich liegt dabei zwischen 1200 und 800 K, in dem bevorzugt die Bildung amorpher SiO-Cluster erfolgt. Sie können sich anschließend in SiO3-Komplexe und SiO4-Tetraeder umwandeln, die sich wiederum mit anderen Monomeren zu den oben genannten Silikaten verbinden. Welche Stoffe am Ende überwiegen, hängt jedoch von den konkreten physikalischen Umgebungsbedingungen ab. Wie Modellrechnungen zeigen, sind insbesondere Olivine (Mischkristall (Mg,Fe)2SiO4) bei derartigen Sternen ein häufiges Endprodukte der Staubbildung. 

Bei Temperaturen unterhalb 700 K sollten die meisten Metalle auskondensiert sein. Dann folgen bei weiter sinkenden Temperaturen volatile Stoffe, die sich dann oft in Form eines Wassereismantels um Metall- und Silikatkörner legen. 

Staubbildung in kohlenstoffreichen Sternen
Bei diesen Sternen dominieren bei Temperaturen zwischen 2500 K und 1500 K Kohlenstoff-Monomere wie Cn (n=1,2,3), C2H2 und CH4 die kühlen Außenhülle von Kohlenstoffsternen wobei Ethin wahrscheinlich am häufigsten vorkommt. Kohlenstoff kann in fester Form bekanntlich in mehreren allotropen Modifikationen vorkommen. Die amorphe Form kommt häufig als Ruß, die einfachste kristalline Form als Graphit vor. Daneben sind noch Mikrodiamanten sowie die sogenannten Fullerene von einer gewissen astrophysikalischer Bedeutung. In Verbindung mit Wasserstoff bildet Kohlenstoff eine Vielzahl von polymeren Molekülen, wobei im Zusammenhang mit der interstellaren Materie insbesondere die hexagonalen Ringmoleküle (Aromate) in Form der PAH’s eine wichtige Rolle spielen. Sie entstehen in Sternwinden durch Aufbrechen von Ethinmolekülen durch Stöße und anschließendes rearrangieren der dabei entstehenden Phenyl-Radikale zu Benzolringen. Letztere können sich dann zu planaren Polymeren verknüpfen die die Tendenz haben, sich zu übereinanderliegenden Schichtstrukturen zu verbinden. Am Ende entstehen ruß- und graphitähnliche Partikel, die durch den Strahlungsdruck des Sterns in den interstellaren Raum verfrachtet werden.

Eine weitere Möglichkeit (wie sie wahrscheinlich in R Coronae Borealis-Sternen realisiert ist), ist das direkte Auskondensieren von amorphem Kohlenstoff aus der Gasphase. Auch unter diesen Bedingungen können aus C und C2-Monomeren Ringcluster entstehen, die sich zu lockeren amorphen Kohlenstoff oder Graphitpartikel (und wahrscheinlich auch zu Fullerenen) entwickeln. 

Kohlenstoffatome können sich aber auch mit Metallatomen zu Karbiden (z.B. SiC, Fe3C) und mit Schwefel zu Sulfiden verbinden.  Einige Autoren (z.B. Frenklach et.al. 1989) vermuten, daß z.B. SiC-Cluster als Kondensationskerne für eine inhomogene Nukleation von Kohlenstoff-Staub dienen könnten.

Staubbildung in kataklysmischen Phasen der Sternentwicklung
Unter „kataklysmischen Phasen“ sollen in diesem Kontext insbesondere Nova-Ausbrüche sowie Supernovaexplosionen verstanden werden. Besonders Supernovae können die interstellare Materie mit Elementen großer Ordnungszahl (man denke an Gold, Platin, Uran) und mit einer Vielzahl radioaktiver Isotope anreichern. Die Entstehung sogenannter „klassischer“ Planetarischer Nebel gehört nicht dazu, da sie nicht „explosiv“ erfolgt. Auch spielen derartige Nebel kaum eine Rolle in der Staubentstehung. 

Klassische Novae sind bekanntlich sehr enge Doppelsternsysteme, deren eine Komponente ein kühler Hauptreihenstern (M*  ≤ 0.5  M) und die andere ein Weißer Zwergstern ist. Bei Letzteren handelt es sich um eine „Sternleiche“, die aus Kohlenstoff und Sauerstoff besteht und die durch ein entartetes Elektronengas dynamisch stabil gehalten wird. In solchen Systemen kann Materie vom Hauptreihenstern zum Weißen Zwerg fließen (meist über eine Akkretionsscheibe oder entlang von Magnetfeldlinien, wie bei den Polaren oder AM Herculis-Sternen) und um ihn herum eine Wasserstoffschale bilden. Wenn am „Boden“ dieser Schale plötzlich das Wasserstoffbrennen zündet (was zu einem enormen Anstieg der Leuchtkraft führt – man beobachtet gewöhnlich einen Helligkeitszuwachs um das ca. 50000 fache), dann entwickelt sich das Phänomen eines Novaausbruchs. Dabei wird das über der „Bodenschicht“ liegende Gas auf Geschwindigkeiten von 300 bis 4000 km/s beschleunigt und in den interstellaren Raum befördert. Dabei kann auch Material des Weißen Zwerges in Form von Kohlenstoff- und Sauerstoffatomen mitgerissen werden. Ab einer gewissen Entfernung vom Explosionsort erreicht die abdriftende Hülle Temperaturen unterhalb 2000 K, was zuerst einmal günstig für die Staubbildung ist. Andererseits sollte die von der Nova ausgehende intensive UV-Strahlung das Gas noch eine Zeitlang im ionisierten Zustand halten. Staubbildung ist aber aus physikalischen Gründen in einem vollionisierten Plasma schlicht unmöglich. Es müssen also Bedingungen eintreten, die trotzdem eine (durchaus intensive) Staubbildung ermöglichen. Man vermutet, daß hier die zeitliche Entwicklung der Ionisation der verschiedenen Elemente im Gas entscheidend für die Bildung (oder Nicht-Bildung) von Staubpartikeln ist. Auf jeden Fall scheint das Element Kohlenstoff hierbei eine Schlüsselrolle zu spielen, wobei die Zeitskala durch die CO-Bildung maßgeblich festgelegt wird (Rawlings et.al. 1989). Auf jeden Fall ist die im IR recht gut nachweisbare Staubproduktionsrate von Nova zu Nova unterschiedlich. Es gibt sogar Novae, bei denen überhaupt keine Staubbildung auftritt. In dieser Beziehung gibt es deshalb noch viel zu erforschen.

Eine ganz andere Liga stellen Supernovae dar, die am Ende der Entwicklung massereicher Sterne (M* > 8  M) stehen (was den Typ II betrifft – hydrodynamische Supernovae) oder die aus binären Systemen resultieren, deren eine Komponente – ein Weißer Zwerg – soviel Masse akkretiert, daß in seinem Innern plötzlich Kohlenstoff-Brennen einsetzen kann, die den Stern quasi zerreißt (Typ Ia, thermonukleare Supernova) . 

Im Folgenden sollen jedoch der Kürze halber nur hydrodynamische Supernovae betrachtet werden, obwohl natürlich beide Typen in der Lage sind, in ihren expandierenden Außenhüllen Staub zu produzieren.

Sterne ab einer Ausgangsmasse von 8  M (sogenannte „massereiche Sterne“) können im Laufe ihres Lebens (typische Zeitskala 10^7 Jahre) alle möglichen Kernfusionszyklen (bis hin zur Synthese von Eisen) durchlaufen und damit ihren Energiehaushalt bestreiten. Sie beginnen als Hauptreihensterne vom Spektraltyp O und Enden als Neutronenstern bzw. (wenn die Kernmasse dafür ausreicht) als Schwarzes Loch. Es werden sogar theoretisch Fälle diskutiert, bei dem der Stern am Ende völlig zerstört wird und sich nicht einmal ein Black hole bilden kann.

Während der Hauptreihenphase erzeugt der Stern Energie über den CNO-Zyklus. Sobald der Kernbereich „ausgebrannt“ ist, zündet das im Zentrum konzentrierte Helium und es beginnt das „Heliumbrennen“. Es entstehen jetzt zwei „Brennzonen“, im Kern wird Helium in Kohlenstoff und Sauerstoff sowie in einer äußeren Schale weiterhin Wasserstoff zu Helium fusioniert. Der Stern verläßt damit die Hauptreihe und entwickelt sich zum Überriesen. Wenn der Kern weiter kontrahiert, wird irgendwann die Zündtemperatur für das Kohlenstoffbrennen erreicht. Dann fusioniert der Stern im Kern Kohlenstoff zu Sauerstoff, Neon, Natrium und Magnesium, in einer darüber liegenden Schale Helium zu Kohlenstoff und Sauerstoff und in einer nochmals darüber liegenden Schale Wasserstoff zu Helium. Sobald der Kohlenstoff/Sauerstoff-Kern aufgebraucht ist, beginnt er zu kontrahieren wobei er sich aufheizt (Virialsatz) und weitere Fusionszyklen zünden:

Neon-Brennen → O, Mg
Sauerstoff-Brennen → Mg bis S
Silizium-Brennen → Fe und ähnlich schwere Elemente

Der Kern entartet schließlich während des Silizium-Brennens und der sich mittlerweile gebildete Eisenkern wird instabil und kollabiert zu einem Neutronenstern (Kernmasse unterhalb der Oppenheimer-Volkoff-Grenzmasse) oder Schwarzen Loch. Kurz bevor das geschieht, ist der supernova progenitor entweder ein Roter Überriese (M* ≤ 25 M), ein stickstoffreicher Wolf-Rayet-Stern (25 M ≤ M* ≤ 60  M) oder ein kohlenstoffreicher Wolf-Rayet-Stern (M* ≥ 60  M). Auf jeden Fall hat er einen zwiebelartigen Aufbau in Form von aufeinanderfolgenden Schalen unterschiedlicher Zusammensetzung.


„onion skin“-Modell des Aufbaus eines massiven Sterns kurz vor dem Kernkollaps

Der Kernkollaps des Eisenkerns wird unausweichlich, sobald das hydrostatische Gleichgewicht des Sterns wegen zu geringer Energieproduktion nicht mehr aufrechterhalten werden kann. Zuerst beginnt der Eisenkern zu kontrahieren, um das Energiedefizit auszugleichen, wobei ab einer gewissen Dichte das Elektronengas entartet. Übersteigt die Kernmasse die Chandrasekhar-Grenze (von dem man bei einer Supernova ausgehen kann), dann geht der Kern in den freien Fall über. Dabei treten weitere physikalische Prozesse auf, welche die Energiebilanz weiter verschlechtern, da sie endotherm ablaufen (z.B. Photodisintegration von Fe-Kerne entsprechend 56Fe → 13 4He + 4n -100 MeV  in He-Kerne, später die Photodisintegration von den He-Kernen selbst). Ab einem bestimmten Druck können die nun freien Protonen Elektronen unter der Emission von Neutrinos absorbieren (inverser β-Zerfall), was die Teilchenzahl im Plasma reduziert und erst einmal einer Druckentlastung entspricht (Elektronen „verschwinden“, was Auswirkungen auf den Entartungsdruck des Elektronengases hat). Der Kollaps geht aber weiter, bis ab einem kritischen Druck Pn, den man als Entartungsdruck der Neutronenflüssigkeit bezeichnet, der Kollaps gestoppt wird – es sei denn, die Kernmasse liegt oberhalb der Oppenheimer-Volkoff-Grenze von ~ 1.5 bis 3.2 M (der genaue Wert dieser Grenzmasse ist noch unbekannt), was dann die Entstehung eines Black hole zur Folge hat. Sollte der Kollaps gestoppt werden, hat sich bei diesem Vorgang ein Neutronenstern mit einer mittleren Dichte von ~10^18 kg/m³ gebildet. Sein Durchmesser liegt dann ungefähr bei 40 km.

Die Energie, die bei einem solchen Kernkollaps frei wird, kann man leicht abschätzen. Geht man von einer Kernmasse von 1.5  M und einem Kernradius (vor dem Kollaps) von 0.01 R  aus, dann setzt die Kompression dieses Kerns auf Neutronensterngröße (RNS~20 km) einen Energiebetrag von ~ 3∙10^46  J frei. Durch die endothermen Kernprozesse werden ca. 7 MeV pro Nukleon verbraucht, was absolut etwa 2∙10^45 J, also rund 10% der gravitativen Bindungsenergie, ausmacht. Damit stehen noch beachtliche  2.8∙10^46 J zum Wegschleudern der gesamten Außenhülle des Sterns zur Verfügung! So ist es nicht verwunderlich, daß eine hydrodynamische Supernova kurzzeitig eine Leuchtkraft von ~ 3∙10^10 L  (~10^37 Js) erreichen kann. Berechnet man analog zum Kern die Bindungsenergie der Hülle (für M=10  M), dann erhält man einen Wert von ~5∙10^44 J oder, wenn man davon ausgeht, daß die Hülle mit einer Geschwindigkeit von ~10000 km/s expandiert, ~10^45 J. 

Die Frage ist nun, durch welche Mechanismen wird die für die Expansion erforderliche Energie in die Hülle übertragen? Ohne hier näher auf Details einzugehen, lautet die Antwort auf diese Frage: durch die beim Kernkollaps entstehende extrem hohe Neutrinoflußdichte (~10^57 Neutrinos mit einer Gesamtenergie  von ~10^46 J) sowie durch die zeitverzögert auftretenden und den Stern durchlaufende Stoßwelle. Sie entsteht, wenn die nachstürzende Sternmaterie auf den leicht zurückschwingenden „Neutronenkern“ trifft. Da die Implosion des ehemals ca. 3000 km messenden Eisenkerns in freien Fall erfolgt, werden Kollapsgeschwindigkeiten erreicht, welche die Schallgeschwindigkeit im umgebenden Plasma bei weitem übersteigen. Das bedeutet, die Materie außerhalb des Kerns kann dem Kernkollaps nicht mehr folgen und erreicht die Oberfläche des entarteten und weitgehend inkompressiblen „Neutronenstern“ etwas zeitverzögert. Dadurch entsteht eine Druckwelle, die zwar dann durch den Stern nach außen wandert, aber nach Computersimulationen normalerweise bereits in Kernnähe stark gedämpft wird. Deshalb geht die heutige Lehrmeinung davon aus, daß im Wesentlichen der intensive „Neutrinoflash“ die ~10^46 J  Bindungsenergie nach außen trägt. Wird davon nur 1% in der Sternmaterie absorbiert, so reicht das völlig aus, die Stoßwelle wiederzubeleben und damit das Supernovaphänomen zu erklären. Dieser Vorgang ist mittlerweile mittels Computersimulationen (sogar in 3D) recht gut nachvollziehbar geworden (z.B. S.Benitez-Herrera et.al. 2011).

Im Zusammenhang mit der Anreicherung der interstellaren Materie mit dem bei einer Supernovaexplosion freigesetzten Materials spielen natürlich die kernphysikalischen Vorgänge, die beim Durchlaufen der Stoßwelle durch den zwiebelartig aufgebauten Stern stattfinden, eine ausschlaggebende Rolle. Das betrifft in erster Linie die Produktion und Freisetzung von schweren Elementen jenseits von Magnesium (Z=12) und Eisen (Z=26) sowie die Produktion einer Vielzahl radioaktiver Isotope unterschiedlich langer Zerfallsdauer. Der Schlüsselbegriff ist hier „r-Prozeß“. Darunter versteht man die „schnelle“ („r“=rapid) Fusion von Elementen durch Neutroneneinfang („schnell“ bedeutet hier bezogen auf den begleitenden β-Zerfall) bei sehr hohen Temperaturen (~10^9  K). Dazu sind extrem hohe Neutronenflußdichten notwendig, wie sie beim Ausbruch einer Supernova auftreten.

Wenn also die Stoßwelle die einzelnen Schichten des Sterns durchläuft und dessen Materie extrem aufheizt (bis 5∙10^9 K), dann setzt für einige Sekunden ein Vorgang ein, den man als „explosives nukleares Brennen“ bezeichnet. Die ersten Schichten, die von diesem Vorgang betroffen sind, sind offensichtlich die innersten, Silizium- und Sauerstoff-brennenden Schichten. Das darin enthaltene Material wird dabei in Elemente der Eisengruppe (Fe, Co, Ni) umgewandelt, über die wiederum durch Neutroneneinfang (r-Prozeß) Elemente und Isotope mit Massenzahlen A>60 produziert werden. 

Ein Schlüsselelement ist dabei das Isotop 56Ni mit einer Halbwertszeit τ von 6.1 Tagen, welches sich letztendlich zu Eisen (56Fe) über die Zerfallskette

56Ni  →  56Co  (τ≈77.1 d)  → 56Fe

umwandelt. Eine Abschätzung zeigt, daß beim Zerfallsprozeß (16.55) eine Energie von ~10^13 J frei wird und die sich interessanterweise direkt in der Form der Lichtkurve einer Supernova widerspiegelt. 

Das „explosive nukleare Brennen“ endet, wenn die Temperatur in der Schock-Zone unter 2 Milliarden Kelvin fällt. Das ist gewöhnlich schon in der Ne-brennenden Schale der Fall. Lediglich thermonukleare Reaktionen, die auf dem Triple-Alpha Prozeß beruhen, halten noch etwas an. Instabilitäten führen zu einer Durchmischung des Plasmas, welches mit einer anfänglichen Geschwindigkeit von 5000 bis 15000 km/s und mehr in den kosmischen Raum expandiert. Der „Nebel“ der sich daraus bildet und der den „nackten“ Neutronenstern (oder ein Black hole) hinterläßt, wird als „Supernova-Überrest“ (supernova remnant, SNR) bezeichnet. Er enthält alle die in der vorexplosiven Phase sowie explosiven Phase gebildeten Elementen und in ihm findet schließlich – sobald die Bedingungen dafür günstig geworden sind - auch die eigentliche „Staubbildung“ statt. 

Solche SNR’s bestehen viele Tausende bis Hunderttausend Jahre und erreichen Ausdehnungen von einigen Hundert Parsec bis sie schließlich vollständig in der interstellaren Materie aufgehen. Dabei lassen sich mehrere Entwicklungsphasen unterscheiden:
  • Freie Expansion (200 bis 300 Jahre)
  • Adiabatische oder Taylor-Sedov-Phase (~20000 Jahre)
  • Radiative oder „Schneepflug-Phase“ (bis 500000 Jahre)
  • Verschmelzung mit der interstellaren Materie
Die erste Phase ist dadurch ausgezeichnet, daß die Gashülle ohne Abbremsung (d.h. mit konstanter Geschwindigkeit) in den interstellaren Raum expandiert, wobei die Expansionsgeschwindigkeit in der Größenordnung von 10^4 km/s liegt. Die vorhandene interstellare Materie stellt für diese Expansion kein Hindernis dar. Sie wird vielmehr durch das mit Überschallgeschwindigkeit einfließende, von der Supernova stammende Gas extrem stark aufgeheizt (T~10^7 - 10^8 K) sowie durch Stoßionisation ionisiert. Die sich in die ISM „fressende“ Stoßfront wird dabei leicht abgebremst und die ungehindert nachlaufende Materie bildet eine zweite, innere Stoßfront aus, die ihre Richtung umkehrt, wenn die Dichte der ausfließenden Materie die Dichte des interstellaren Gases erreicht. Man spricht dann von einem reverse shock. Diese Erscheinung gehört schon der physikalisch viel interessantere Taylor-Sedov-Phase an. Denn hier beginnt die kontinuierliche „Abbremsung“ der Expansion des SNR’s. (L.I.Sedov, 1946; J.Taylor, 1955). Das ist – wie bereits erwähnt - dann der Fall, wenn die Masse der durch die Ejecta verdrängten interstellaren Materie größer wird als die einfließende Materie selbst. Die Wechselwirkungen, die im Bereich der Stoßfront auftreten, sind sehr komplex und energiereich und können dadurch hochenergetische (relativistische) Teilchen produzieren. Man vermutet zu Recht, daß sie einen Teil der kosmischen Höhenstrahlung ausmachen.

In der sogenannten „Schneepflug-Phase“, die sich an die Sedov-Taylor-Phase anschließt, wird die im Supernova-Rest angesammelte kinetische Energie abgestrahlt, wodurch sie selbst kaum mehr zur Expansion beitragen kann. Schwere Atomkerne fangen nach und nach Elektronen ein, wodurch optische Strahlung frei wird, die sich gut beobachten läßt. Physikalisch entspricht das einer Kühlung. An der Grenzfläche zwischen der ISM und dem SNR bilden sich Instabilitäten aus, die letztendlich zu einer guten Durchmischung führen. Die weitere Ausdehnung ist dann nur noch rein thermodynamischer Natur und durch die hohe Temperatur im Innern der Gasblase (die ein Supernovarest nun mal darstellt) bedingt. Nach ungefähr 10^5 Jahren hat sich der Supernovarest dann endgültig mit der interstellaren Materie vereinigt. Kühle, staubreiche Gebiete (Molekülwolken) können dann zu Geburtsstätten einer neuen Sterngeneration werden und das Spiel der Sternentwicklung beginnt von neuem. 

Für die Physik von Supernova-Überresten sind (Überschall-) Stoßwellen, die sie in radialer Richtung durchlaufen  und primär von der Supernova-Explosion stammen und sekundär durch Reflektion an Grenzflächen entstehen (reverse shock), von außerordentlich großer Bedeutung. Sie komprimieren und erhitzen Gas, können es hoch ionisieren und damit anregen, z.B. nichtthermische Röntgenstrahlung zu emittieren. Das macht Supernova-Überreste zu einem dankbaren Objekt der Röntgenastronomie. Stoßwellen spielen aber auch für die Staubphysik eine wichtige Rolle, da sie feste Staubpartikel zu zerstören oder zu modifizieren in der Lage sind (z.B. Umwandlung von Graphitpartikelchen in Mikrodiamanten). 

Mittels der charakteristischen Röntgenstrahlung läßt sich die Verteilung von Sauerstoff, Neon, Magnesium, Silizium, Schwefel, Argon, Kalzium und Eisen in einem Supernovarest recht gut analysieren. Um jedoch Staubpartikel nachweisen zu können, sind Beobachtungen im IR notwendig wie sie z.B. mittlerweile an bekannten Supernova-Überresten mit dem Spitzer- und dem Herschel-Weltraumteleskop durchgeführt wurden. Sie konnten einige theoretische Vorhersagen bestätigen, warfen aber auch eine Vielzahl neuer Fragen auf. 


Überrest von „Tycho’s“ Supernovae, aufgenommen mit dem XMM-Newton – Röntgenteleskop. Gezeigt wird die Verteilung einzelner Elemente anhand ihrer charakteristischen Röntgenstrahlung.  Quelle MPE, 2001

Auch für die Staubbildung in Supernovaüberresten gilt erst einmal die klassische Theorie der Keimbildung (Nukleation) durch homogene Kondensation aus der Gasphase. Die Bedingungen dafür sollten ein paar Hundert Tage nach der Supernovaexplosion gegeben sein (Clayton et.al. 2001). Danach startet der Kondensationsprozeß bei Temperaturen zwischen ~1800 K (amorpher Kohlenstoff) und ~1200 K (Silizium-reiche Mineralisationen). Während der ersten 1000 Tage (in der die „Explosionswolke“ bei einem Radius von ~0.01 Lj noch recht kompakt ist) sollten nach der Theorie bei einer Ausgangsmasse der Postnova von ~14  M ungefähr ~0.1 bis 1  M an Staub produziert werden. Allein an dem angegebenen Massebereich sieht man, daß diese Abschätzung sehr unsicher ist. Das liegt u.a. darin, daß schon die thermodynamischen Eigenschaften einer schnell expandierenden Gashülle die Anwendbarkeit der klassischen Staubbildungstheorie einschränken. (Bianchi, Schneider, 2007). Neuere Modellansätze ergeben dann auch eher niedrigere Staubbildungsraten, die auch besser mit Beobachtungen realer Supernova-Überreste in Übereinstimmung zu bringen sind. Simone Bianchi und Raffaella Schneider (2007) erhielten z.B. für die Staubmenge eines 12 M-progenitors rund 0.1  M und für einen Supernova-Vorläuferstern von 40  M  ungefähr 0.6  M. Diese Staubmenge ist aber nicht die Staubmenge, die am Ende übrigbleibt. Ungefähr 40000 bis 80000 Jahre nach der Staubbildung durchläuft der reverse shock die Staubbildungsregion, wobei nur ungefähr 2% bis 20% der Staubpartikel überleben. Die größeren Teilchen werden dabei durch sputtering zerstört oder in eine Anzahl kleinerer Fragmente zerteilt. 

Dieses Bild konnte mittlerweile durch Beobachtungen mit dem Herschel-Teleskop am Supernova-Überrest SN 1987a bestätigt werden (M.Matsuura et. al. 2011). Dabei war zuerst gar nicht klar, ob dieser jüngste aller bekannten Supernova-Überreste (Ausbruch am 23. Februar 1987 in der Großen Magellanschen Wolke) überhaupt genügend IR-Strahlung aussendet, um vom Herschel-Teleskop wahrgenommen zu werden. Man wußte zwar bereits aus Beobachtungen eines Strahlungsexzesses im mittleren IR-Bereich, daß Staub vorhanden sein muß (Lucy et.al. 1989). Trotzdem war man überrascht, als die Aufnahmen ein Emissionsgebiet am Ort der Supernova zeigten, wo offensichtlich Staub bei einer Eigentemperatur um die 20 K merklich IR-Strahlung emittiert. Eine Hochrechnung ergab, daß in diesem Supernova-Rest ~ 0.48 – 0.7  M „kalter Staub“ vorhanden sein muß, um diese Emission zu erklären. Die Masse des Vorläufersterns, Sanduleak −69° 202, schätzt man auf etwa 17  M⊙.  Aber auch in anderen Supernova-Überresten konnten sowohl „kalter“ als auch „warmer“ (80 – 300 K) Staub nachgewiesen werden. So z.B. mit dem Spitzer-Weltraumteleskop innerhalb von Cas A (Ausbruch um 1680). Die Theorie sagt hier die Bildung von ungefähr 0.17  M an Staub vorher, während die IR-Beobachtungen ~ 0.008  M an erhitzten (warmen) Staub und ~0.08  M an kalten Staub ergeben haben. Wenn man bedenkt, daß sich u.U. ein Teil des Staubes bereits durch Wechselwirkung mit dem umgebenden Plasmas aufgelöst hat (oder der reversal shock früher eingetroffen ist, als erwartet), dann ist die Übereinstimmung zwischen Theorie und Beobachtung doch recht befriedigend.

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