Betrachtet wird ein Einzelstern mit einer Anfangsmasse im Bereich von $M_\odot < M < 10M_\odot$ .
Dieser Massenbereich ist astrophysikalisch besonders interessant, weil die Sterne deutlich schneller evolvieren als die Sonne und am Ende ihres Lebens einen anderen Entwicklungsweg einschlagen können.
Für Sterne mit $M\lesssim2M_\odot$ ist die Entwicklung durch den Aufbau eines entarteten Heliumkerns und den Heliumblitz geprägt.
Für Sterne mit ungefähr $M\gtrsim2M_\odot$ wird der Heliumkern dagegen bereits vor Erreichen einer starken Elektronenentartung heiss genug, sodass die Heliumfusion ohne klassischen Heliumblitz beginnt.
Die genaue Grenzmasse hängt von Metallizität, Rotation, Massenverlust und dem verwendeten Sternentwicklungsmodell ab.
Die Entstehung des Sterns beginnt in einer kalten interstellaren Molekülwolke.
Das Material besteht hauptsächlich aus Wasserstoff und Helium sowie aus kleinen Anteilen schwererer Elemente.
Typische Temperaturen liegen bei ungefähr $T\approx10,20,\mathrm{K}$ .
Durch lokale Dichteerhöhungen kann die Gravitation gegenüber dem thermischen Druck dominieren.
Eine charakteristische Bedingung für den Gravitationskollaps liefert die Jeans-Masse:
$M_J\propto T^{3/2}\rho^{-1/2}$
Sinkt die Temperatur oder steigt die Dichte ausreichend an, kann ein Wolkenbereich gravitativ instabil werden.
Die Wolke fragmentiert in kleinere Bereiche.
Aus einem dieser Bereiche kann ein Stern mit $M>M_\odot$ entstehen.
Während des Kollapses wird gravitative potentielle Energie in thermische Energie umgewandelt.
Die gravitative Energie eines näherungsweise kugelförmigen Objekts ist
$E_\mathrm{grav}\approx-\dfrac{3}{5}\dfrac{GM^2}{R}$
Durch die Kontraktion steigt die zentrale Temperatur.
Gleichzeitig bildet sich häufig eine Akkretionsscheibe.
Materie fällt aus der Umgebung auf den Protostern.
Die Akkretionsleistung kann näherungsweise durch
$L_\mathrm{acc}\approx\dfrac{GM\dot{M}}{R}$
beschrieben werden.
Bei massereicheren Protosternen kann die Strahlung bereits während der Akkretionsphase einen erheblichen Einfluss auf die weitere Massenaufnahme besitzen.
Der Protostern kontrahiert weiter.
Die zentrale Temperatur steigt.
Bei Temperaturen von mehreren Millionen Kelvin beginnen erste Fusionsreaktionen, allerdings ist die Wasserstofffusion noch nicht die dominierende Energiequelle.
Die Hauptenergiequelle ist weiterhin die gravitative Kontraktion.
Der Stern nähert sich der Hauptreihe.
Der Protostern liegt zunächst rechts von der Hauptreihe.
Durch die Kontraktion bewegt er sich im HR-Diagramm im Allgemeinen in Richtung höherer Temperatur und niedrigerer Leuchtkraft.
Der genaue Entwicklungsweg hängt stark von der Masse ab.
Bei einer ausreichenden zentralen Temperatur beginnt Wasserstofffusion.
Für Sterne mit einer Sonnenmasse dominiert die Proton-Proton-Kette.
Mit zunehmender Sternmasse gewinnt dagegen der CNO-Zyklus an Bedeutung.
Die Netto-Reaktion lautet auch hier
$4\,{}^1\mathrm{H}\rightarrow{}^4\mathrm{He}+2e^++2\nu_e+26.7,\mathrm{MeV}$
Der CNO-Zyklus verwendet Kohlenstoff, Stickstoff und Sauerstoff als Katalysatoren.
Die Energieerzeugungsrate des CNO-Zyklus besitzt eine wesentlich stärkere Temperaturabhängigkeit als die Proton-Proton-Kette.
Näherungsweise gilt: $\epsilon_\mathrm{CNO}\propto\rho X_\mathrm{H}X_\mathrm{CNO}T^n$
mit ungefähr: $n\approx15,20$
im für Hauptreihensterne relevanten Temperaturbereich.
Sobald die Wasserstofffusion dauerhaft die Energieverluste ausgleicht, erreicht der Stern die Hauptreihe.
Es stellt sich ein hydrostatisches Gleichgewicht ein.
Die grundlegende Gleichung lautet: $\dfrac{dP}{dr}=-\dfrac{Gm(r)\rho(r)}{r^2}$
Zusätzlich gilt die Energieerhaltung: $\dfrac{dL}{dr}=4\pi r^2\rho\epsilon$
Die Energie wird durch Strahlung, Konvektion oder Kombinationen beider Transportmechanismen nach aussen transportiert.
Der wesentliche Unterschied zur Sonne liegt im Energieerzeugungsmechanismus.
Bei Sternen deutlich oberhalb der Sonnenmasse dominiert der CNO-Zyklus.
Da dessen Reaktionsrate extrem stark von der Temperatur abhängt, konzentriert sich die Energieerzeugung auf den zentralen Bereich.
Dadurch entsteht ein konvektiver Kern.
Ausserhalb des Kerns befindet sich bei vielen Sternen dieser Masse eine ausgedehnte Strahlungszone.
Die Struktur ist daher ungefähr:
$\text{Konvektionskern}\rightarrow\text{Strahlungszone}\rightarrow\text{Photosphäre}$
Im Kern wird Wasserstoff in Helium umgewandelt.
Durch Konvektion wird der Brennstoff innerhalb des konvektiven Kerns effektiv durchmischt.
Dadurch kann ein grosser Teil des vorhandenen Wasserstoffs im Kern für die Fusion zur Verfügung stehen.
Der Heliumanteil steigt im Kern kontinuierlich an.
Der Wasserstoffanteil nimmt entsprechend ab.
Während der Hauptreihenphase verändert sich die chemische Zusammensetzung des Kerns.
Es gilt näherungsweise:
$X_\mathrm{H}\downarrow$ und $Y_\mathrm{He}\uparrow$ .
Die mittlere Molekülmasse steigt.
Der Kern muss sich daher langsam zusammenziehen, damit der notwendige Druck und die notwendige Temperatur aufrechterhalten werden können.
Die zentrale Temperatur steigt.
Dadurch nimmt die Fusionsrate zu.
Die Leuchtkraft des Sterns steigt während seiner Hauptreihenentwicklung typischerweise an.
Die Hauptreihenlebensdauer kann näherungsweise mit $t_\mathrm{MS}\propto\dfrac{M}{L}$ abgeschätzt werden.
Für Hauptreihensterne kann grob $L\propto M^{3,4}$ angenommen werden.
Damit folgt $t_\mathrm{MS}\propto M^{-2,3}$ .
Die Lebensdauer sinkt daher sehr stark mit zunehmender Masse.
Beispiele für Grössenordnungen sind:
| Masse | Hauptreihenlebensdauer |
|---|---|
| $1M_\odot$ | $\approx10^{10},\mathrm{Jahre}$ |
| $2M_\odot$ | $\approx10^9,\mathrm{Jahre}$ |
| $5M_\odot$ | $\approx10^8,\mathrm{Jahre}$ |
| $10M_\odot$ | $\approx2\times10^7,\mathrm{Jahre}$ |
Die Werte sind nur typische Grössenordnungen und hängen von der chemischen Zusammensetzung und dem Sternmodell ab.
Wenn der Wasserstoff im zentralen Bereich weitgehend verbraucht ist, endet die zentrale Wasserstofffusion.
Es entsteht ein heliumreicher Kern.
Ausserhalb des Kerns beginnt beziehungsweise verstärkt sich die Wasserstofffusion in einer Schale.
Die Struktur lautet nun:
$\text{Heliumkern}\rightarrow\text{Wasserstoffbrennschale}\rightarrow\text{Hülle}$
Der Heliumkern kontrahiert.
Die Hülle expandiert.
Nach dem Ende der zentralen Wasserstofffusion steigt die Energieproduktion in der Wasserstoffbrennschale.
Die äusseren Schichten expandieren.
Der Radius nimmt stark zu.
Die effektive Temperatur sinkt zunächst.
Die Leuchtkraft steigt.
Der Stern verlässt das Hauptreihenband nach rechts und oben.
Die Entwicklung kann schematisch als
$T_\mathrm{eff}\downarrow$ und $L\uparrow$
beschrieben werden.
Je nach Masse und chemischer Zusammensetzung entwickelt sich der Stern in Richtung Riesenast oder Roter Überriese.
Für Sterne am oberen Ende des betrachteten Massenbereichs kann der Stern einen sehr grossen Radius erreichen.
Die Oberfläche wird relativ kühl.
Typische Temperaturen können ungefähr
$T_\mathrm{eff}\approx3000,5000,\mathrm{K}$
betragen.
Gleichzeitig kann die Leuchtkraft mehrere tausend bis zehntausende Sonnenleuchtkräfte erreichen.
Wenn die Temperatur im Heliumkern ungefähr
$T_\mathrm{c}\approx10^8,\mathrm{K}$
erreicht, beginnt die Heliumfusion.
Der zentrale Prozess ist der Triple-Alpha-Prozess.
$3\,{}^4\mathrm{He}\rightarrow{}^{12}\mathrm{C}+\gamma$
Anschliessend kann Kohlenstoff mit Helium reagieren.
${}^{12}\mathrm{C}+{}^4\mathrm{He}\rightarrow{}^{16}\mathrm{O}+\gamma$
Es entstehen daher zunehmend Kohlenstoff und Sauerstoff.
Dies ist eine der wichtigsten Stellen der Entwicklung.
Bei Sternen mit ungefähr Sonnenmasse ist der Heliumkern beim Erreichen der erforderlichen Temperatur stark elektronendegeneriert.
Dadurch kann ein Heliumblitz entstehen.
Bei Sternen oberhalb einer bestimmten Masse ist der Kern dagegen bereits ausreichend heiss und weniger stark entartet.
Die Heliumfusion beginnt daher wesentlich ruhiger.
Für Sterne mit
$M\gtrsim2M_\odot$
tritt typischerweise kein klassischer Heliumblitz auf.
Die genaue Übergangsmasse hängt von den Sternparametern ab.
Während der Heliumbrennphase befindet sich der Stern in einem neuen annähernden Gleichgewicht.
Im Kern gilt
$\text{He}\rightarrow\text{C}+\text{O}$
Ausserhalb des Kerns läuft weiterhin Wasserstofffusion in einer Schale.
Der Stern besitzt daher
Nach Beginn der Heliumfusion kann der Stern seine Position im HR-Diagramm deutlich verändern.
Die Leuchtkraft kann gegenüber der vorherigen Riesenphase zurückgehen.
Die effektive Temperatur kann wieder steigen.
Der Stern bewegt sich daher häufig wieder etwas nach links.
Bei bestimmten Massen entstehen sogenannte Blau-Schleifen.
Während des Heliumbrennens können Sterne im HR-Diagramm eine Schleife in Richtung höherer Temperaturen durchführen.
Dies wird als Blau-Schleife bezeichnet.
Der Stern bewegt sich dabei
$\text{nach links}\rightarrow\text{zu höherer Temperatur}$
und später wieder
$\text{nach rechts}\rightarrow\text{zu niedrigerer Temperatur}$
Die genaue Form und Ausprägung der Blau-Schleife hängt unter anderem von
ab.
Nachdem der Heliumvorrat im Kern erschöpft ist, bleibt ein Kohlenstoff-Sauerstoff-reicher Kern zurück.
Bei Sternen mit
$M<10M_\odot$
reicht die Temperatur typischerweise nicht aus, um anschliessend eine vollständige Folge von schweren Kernfusionen bis zum Eisenkern durchzuführen.
Der Stern besitzt nun einen Kohlenstoff-Sauerstoff-Kern.
Ausserhalb des Kerns können wieder mehrere Brennschalen entstehen.
Der Stern entwickelt sich erneut zu einem sehr leuchtkräftigen Riesen.
Die typische Schalenstruktur ist
$\text{C/O-Kern}$ $\downarrow$
$\text{Heliumbrennschale}$ $\downarrow$
$\text{Wasserstoffbrennschale}$ $\downarrow$
$\text{Konvektive Hülle}$
Die äusseren Schichten expandieren stark.
Der Stern wird sehr gross und kühl.
Die Heliumbrennschale kann thermisch instabil werden.
Es kommt zu periodischen Helium-Schalenblitzen.
Während eines solchen thermischen Pulses steigt die Energieproduktion der Heliumbrennschale sehr stark an.
Nach dem Puls fällt die Aktivität wieder ab.
Dieser Vorgang kann sich mehrfach wiederholen.
Während der späten Riesenphase können durch Neutroneneinfang schwere Elemente erzeugt werden.
Besonders wichtig ist der sogenannte s-Prozess.
Dabei werden Atomkerne durch langsamen Neutroneneinfang schrittweise schwerer.
Ein Teil dieser neu erzeugten Elemente kann durch Konvektion an die Oberfläche gelangen.
Der Stern kann dadurch seine chemische Zusammensetzung verändern.
Während der Riesenphase steigt der Massenverlust stark an.
Es gilt: $\dot{M}=-\dfrac{dM}{dt}$
Bei starkem Sternwind können grosse Mengen Materie in den interstellaren Raum gelangen.
Der Stern verliert dadurch einen beträchtlichen Teil seiner ursprünglichen Masse.
Der Massenverlust beeinflusst wiederum den weiteren Entwicklungsweg.
Wenn die äusseren Schichten weitgehend abgestossen sind, wird der heisse Kohlenstoff-Sauerstoff-Kern sichtbar.
Die effektive Temperatur steigt sehr stark.
Der Stern kann Temperaturen von $T_\mathrm{eff}\gtrsim10^5,\mathrm{K}$ erreichen.
Die Leuchtkraft bleibt zunächst relativ hoch.
Die starke ultraviolette Strahlung ionisiert die zuvor abgestossene Hülle.
Die abgestossene Hülle bildet einen planetarischen Nebel.
Die Bezeichnung ist historisch und hat keinen direkten Zusammenhang mit Planeten.
Der Zentralstern liefert die ultraviolette Strahlung zur Ionisation des Gases.
Typische Emissionslinien entstehen beispielsweise durch
$\mathrm{H}$ , $\mathrm{He}$ , $\mathrm{O}$ , $\mathrm{N}$
und andere Elemente.
Der freigelegte Kohlenstoff-Sauerstoff-Kern wird zu einem Weissen Zwerg.
Die Masse liegt typischerweise deutlich unter der Chandrasekhar-Grenze.
Die Chandrasekhar-Masse beträgt ungefähr $M_\mathrm{Ch}\approx1.44M_\odot$ .
Der Weisse Zwerg wird durch Elektronenentartungsdruck stabilisiert.
Für nichtrelativistische Elektronen gilt näherungsweise
$P_\mathrm{deg}\propto\rho^{5/3}$
Der Weisse Zwerg besitzt keinen aktiven Kernbrennprozess mehr.
Seine Energie stammt zunächst aus gespeicherter thermischer Energie.
Der Weisse Zwerg verliert kontinuierlich Energie durch Strahlung.
Seine Leuchtkraft nimmt ab.
Seine Temperatur nimmt ab.
Im HR-Diagramm bewegt sich der Weisse Zwerg zunächst nach unten.
Später verläuft die Abkühlungskurve zunehmend in Richtung niedrigerer Temperaturen.
Damit gilt $L\downarrow$ und $T_\mathrm{eff}\downarrow$ .
Für einen Einzelstern im Bereich $M_\odot<M<10M_\odot$ ist der typische Endzustand ein Kohlenstoff-Sauerstoff-Weisser-Zwerg.
Der Stern endet daher normalerweise nicht als Neutronenstern oder Schwarzes Loch.
Die ursprüngliche Sternmasse wird durch Sternwind und Hüllenabstossung teilweise an das interstellare Medium zurückgegeben.
Der Entwicklungsweg kann vereinfacht als Folge dargestellt werden:
$\text{Molekülwolke}$ $\rightarrow$
$\text{Protostern}$ $\rightarrow$
$\text{Vorhauptreihe}$ $\rightarrow$
$\text{Hauptreihe}$ $\rightarrow$
$\text{Unterriesenphase}$ $\rightarrow$
$\text{Riesenphase}$ $\rightarrow$
$\text{Heliumbrennen}$ $\rightarrow$
$\text{Blau-Schleife}$ $\rightarrow$
$\text{Roter Riese / Überriese}$ $\rightarrow$
$\text{AGB}$ $\rightarrow$
$\text{Planetarischer Nebel}$ $\rightarrow$
$\text{Weisser Zwerg}$
Die Temperaturachse des HR-Diagramms ist üblicherweise von heiss nach kalt orientiert.
Leuchtkraft
↑
│
│ Roter Riese
│ ●
│ ╱
│ ╱
│ ●─────────●
│ ╱ Blau-Schleife
│ ╱
│ ●
│ ╱
│ ╱
│ ● Hauptreihe
│
│
│ ● AGB
│ ╱
│ ╱
│ ●
│ ╲
│ ╲
│ ●
│ \
│ ● Weisser Zwerg
│ \
│ ●
└────────────────────────────────────────────────────→
heiss kühl
effektive Temperatur
Die tatsächliche Evolutionsbahn hängt stark von der Sternmasse und der chemischen Zusammensetzung ab.
Der Bereich $M_\odot<M<10M_\odot$ ist kein vollständig homogener Entwicklungsbereich.
Mit zunehmender Masse verändern sich die Entwicklungszeiten und die inneren Brennprozesse erheblich.
Diese Sterne zeigen noch viele Gemeinsamkeiten mit der Sonne.
Der Heliumkern kann während der Riesenphase teilweise entartet sein.
Bei ausreichend geringer Masse kommt es zu einem Heliumblitz.
Nach dem Heliumbrennen entstehen typischerweise Kohlenstoff-Sauerstoff-Weisse Zwerge.
Der Heliumkern ist beim Beginn der Heliumfusion weniger stark entartet.
Die Heliumfusion beginnt daher relativ ruhig.
Die Sterne können ausgeprägte Blau-Schleifen durchlaufen.
In der späten Entwicklung entstehen thermische Pulse auf dem asymptotischen Riesenast.
Je nach Anfangsmasse kann zusätzlich Kohlenstofffusion im Kern einsetzen.
Hier wird die Entwicklung wesentlich komplexer.
Die Temperatur kann hoch genug werden, um Kohlenstofffusion zu ermöglichen.
Die weitere Entwicklung hängt stark von der Kernmasse, der Metallizität, der Rotation und dem Massenverlust ab.
Es kann zur Bildung eines entarteten Sauerstoff-Neon-Kerns kommen.
In einem Teil dieses Massenbereichs kann schliesslich eine Elektroneneinfang-Supernova auftreten.
Die genaue Grenze zwischen Sternen, die als Weisse Zwerge enden, und Sternen, die eine Supernova durchlaufen, ist daher nicht exakt bei einer einzigen Masse festgelegt.
Wenn die Zentraltemperatur ausreichend hoch wird, kann Kohlenstofffusion beginnen.
Eine wichtige Reaktion ist ${}^{12}\mathrm{C}+{}^{12}\mathrm{C}\rightarrow{}^{20}\mathrm{Ne}+\alpha$
Daneben treten weitere Reaktionskanäle auf.
Es können Sauerstoff, Neon und weitere Kerne entstehen.
Die weitere Entwicklung kann schliesslich zu einem Sauerstoff-Neon-Magnesium-reichen Kern führen.
Bei ausreichend hoher Dichte können Elektronen von Atomkernen eingefangen werden.
Eine vereinfachte Reaktion lautet $p+e^-\rightarrow n+\nu_e$ .
Dadurch nimmt der Elektronendruck ab.
Gleichzeitig werden Neutrinos erzeugt.
Wenn der Kern dadurch instabil wird, kann ein gravitativer Kollaps einsetzen.
Je nach Kernmasse und physikalischen Bedingungen kann daraus eine Elektroneneinfang-Supernova entstehen.
Der genaue Entwicklungsweg hängt stark von der ursprünglichen Masse und der Massenverlustrate ab.
Ein Stern mit $M=M_\odot$ entwickelt sich wesentlich langsamer.
Bei einem Stern mit $M>M_\odot$ sind die zentralen Temperaturen höher.
Die Energieerzeugung ist stärker temperaturabhängig.
Die Leuchtkraft ist deutlich höher.
Die Hauptreihenlebensdauer ist wesentlich kürzer.
Ausserdem besitzt der Stern einen konvektiven Kern.
Ein typischer Stern mit Sonnenmasse besitzt dagegen während der Wasserstoffbrennphase keinen ausgedehnten konvektiven Kern.
Die Sternentwicklung wird durch das Zusammenspiel mehrerer Grundprinzipien bestimmt.
$\dfrac{dP}{dr}=-\dfrac{Gm(r)\rho(r)}{r^2}$
$\dfrac{dm}{dr}=4\pi r^2\rho$
$\dfrac{dL}{dr}=4\pi r^2\rho\epsilon$
$\dfrac{dT}{dr}=-\dfrac{3\kappa\rho L}{64\pi\sigma r^2T^3}$
$P=P(\rho,T,\mu)$
Diese Gleichungen bilden zusammen mit den Kernreaktionsraten die Grundlage moderner Sternentwicklungsmodelle.
Die Energiequellen ändern sich im Laufe des Lebens.
| Entwicklungsphase | Dominierende Energiequelle |
|---|---|
| Protostern | Gravitative Kontraktion |
| Hauptreihe | Wasserstofffusion |
| Unterriese | Wasserstoffbrennschale |
| Roter Riese | Wasserstoffbrennschale |
| Heliumbrennen | Heliumfusion |
| AGB | Wasserstoff- und Heliumbrennschalen |
| Planetarischer Nebel | Restwärme des Kerns |
| Weisser Zwerg | Abkühlung |
Während der Hauptreihe steigt die Leuchtkraft langsam.
Nach dem Wasserstoffverbrauch steigt die Leuchtkraft stark an.
Während der Riesenphase sinkt die Oberflächentemperatur.
Beim Heliumbrennen kann die Temperatur wieder steigen.
Während der AGB-Phase steigt die Leuchtkraft erneut stark an.
Nach dem Verlust der Hülle steigt die effektive Temperatur des Zentralsterns sehr stark.
Danach nimmt die Leuchtkraft während der Weissen-Zwerg-Abkühlung kontinuierlich ab.
Die wichtigsten Bewegungen lassen sich qualitativ zusammenfassen.
$T_\mathrm{eff}\uparrow$ , $L\downarrow$
$T_\mathrm{eff}$ verändert sich relativ langsam, $L\uparrow$
$T_\mathrm{eff}\downarrow$ , $L\uparrow$
$T_\mathrm{eff}\uparrow$ , $L$ kann abnehmen
$T_\mathrm{eff}\uparrow$ , anschliessend $T_\mathrm{eff}\downarrow$
$T_\mathrm{eff}\downarrow$ , $L\uparrow$
$T_\mathrm{eff}\uparrow\uparrow$ bei zunächst hoher Leuchtkraft
$T_\mathrm{eff}\downarrow$ , $L\downarrow$
Die Lebensdauer nimmt mit zunehmender Masse drastisch ab.
Eine grobe Orientierung ist:
| Masse | Hauptreihe | Gesamtentwicklung bis Weisser Zwerg |
|---|---|---|
| $1M_\odot$ | $\approx10^{10},\mathrm{Jahre}$ | $\approx10^{10},\mathrm{Jahre}$ |
| $2M_\odot$ | $\approx10^9,\mathrm{Jahre}$ | $\approx10^9,\mathrm{Jahre}$ |
| $5M_\odot$ | $\approx10^8,\mathrm{Jahre}$ | $\approx10^8,\mathrm{Jahre}$ |
| $8M_\odot$ | einige $\times10^7,\mathrm{Jahre}$ | stark modellabhängig |
| $10M_\odot$ | $\approx2\times10^7,\mathrm{Jahre}$ | möglicher Kollaps statt Weissem Zwerg |
Die Übergänge sind nicht scharf und hängen von den Sternparametern ab.
Für den grössten Teil des Bereichs $M_\odot<M<10M_\odot$ ist der Endzustand ein
$\boxed{\text{Kohlenstoff-Sauerstoff-Weisser-Zwerg}}$ .
Für die massereichsten Sterne nahe dem oberen Rand dieses Bereichs kann jedoch ein anderer Entwicklungsweg auftreten.
Je nach genauer Anfangsmasse und physikalischen Parametern kann sich ein
$\boxed{\text{Sauerstoff-Neon-Magnesium-Kern}}$ bilden.
Unter geeigneten Bedingungen kann daraus eine
$\boxed{\text{Elektroneneinfang-Supernova}}$ entstehen.
Die Grenze zwischen diesen Entwicklungswegen ist nicht exakt durch $M=8M_\odot$
oder eine andere einzelne Masse definiert.
Der Lebensweg eines Sterns mit $M_\odot<M<10M_\odot$ ist durch wesentlich höhere Temperaturen, höhere Leuchtkräfte und wesentlich kürzere Entwicklungszeiten als bei der Sonne gekennzeichnet.
Der typische Ablauf lautet:
$1.$ Molekülwolke $\rightarrow$
$2.$ Protostern $\rightarrow$
$3.$ Vorhauptreihe $\rightarrow$
$4.$ Hauptreihe mit Wasserstofffusion $\rightarrow$
$5.$ Unterriese $\rightarrow$
$6.$ Roter Riese beziehungsweise Roter Überriese $\rightarrow$
$7.$ Heliumfusion $\rightarrow$
$8.$ mögliche Blau-Schleife $\rightarrow$
$9.$ erneute Riesenphase $\rightarrow$
$10.$ asymptotischer Riesenast $\rightarrow$
$11.$ thermische Pulse $\rightarrow$
$12.$ starker Massenverlust $\rightarrow$
$13.$ planetarischer Nebel $\rightarrow$
$14.$ Weisser Zwerg
Für die massereichsten Sterne des Bereichs kann die Entwicklung stattdessen über
$\text{Kohlenstofffusion}$ und die Bildung eines
$\text{Sauerstoff-Neon-Magnesium-Kerns}$ bis zu einer möglichen
$\text{Elektroneneinfang-Supernova}$ führen.
Der entscheidende Unterschied zu einem Stern mit Sonnenmasse besteht darin, dass die höhere Masse zu höheren zentralen Temperaturen, einem konvektiven Wasserstoffbrennkern, stärkerem CNO-Brennen, wesentlich kürzeren Entwicklungszeiten und komplexeren Riesenphasen führt.
Die Sternmasse ist damit der wichtigste Parameter für die Position auf der Hauptreihe, die Lebensdauer, den Verlauf durch das HR-Diagramm und den letztendlichen Endzustand des Sterns.