Betrachtet wird ein sehr massereicher Einzelstern mit $M>100\,M_\odot$ .
Diese Sterne gehören zu den seltensten Sternen im heutigen Universum, Sie besitzen extrem hohe Leuchtkräfte, sehr hohe zentrale Temperaturen und sehr kurze Lebensdauern.
Ihr Entwicklungsweg unterscheidet sich grundlegend vom Weg sonnenähnlicher Sterne.
Besonders wichtig sind
Die genaue Entwicklung hängt stark von der Metallizität, der Rotation und dem Massenverlust und der anfänglichen chemischen Zusammensetzung ab.
Sehr massereiche Sterne entstehen in besonders dichten und massereichen Molekülwolken.
Die Bildung erfolgt durch gravitativen Kollaps und Akkretion.
Während der Akkretion gilt näherungsweise für die Akkretionsleistung $L_\mathrm{acc}\approx\dfrac{GM\dot M}{R}$ .
Mit wachsender Masse steigt die Strahlungsleistung sehr stark an.
Der Strahlungsdruck kann den weiteren Materiezufluss behindern.
Trotzdem können sehr massereiche Sterne entstehen, insbesondere durch hohe Akkretionsraten, Akkretionsscheiben und die geometrische Verringerung der Strahlungsbarriere.
Der Protostern kontrahiert und erhitzt sich.
Die gravitative Energie kann näherungsweise mit
$E_\mathrm{grav}\approx-\dfrac{3}{5}\dfrac{GM^2}{R}$
beschrieben werden.
Die zentrale Temperatur steigt auf viele Millionen Kelvin.
Bereits während der Entstehung können Kernreaktionen einsetzen.
Bei sehr massereichen Sternen wird die Vorhauptreihenphase sehr kurz.
Der Stern erreicht daher relativ schnell einen Zustand stabiler Wasserstofffusion.
Bei einer Masse von mehr als $100\,M_\odot$ ist der CNO-Zyklus die dominante Wasserstoffbrennstoffquelle.
Die Nettoenergiebilanz lautet
$4\,{}^1\mathrm H\rightarrow{}^4\mathrm{He}+2e^++2\nu_e+26.7\,\mathrm{MeV}$ .
Kohlenstoff, Stickstoff und Sauerstoff wirken dabei als Katalysatoren.
Die Energieerzeugung besitzt eine sehr starke Temperaturabhängigkeit.
Näherungsweise gilt: $\epsilon_\mathrm{CNO}\propto\rho X_\mathrm H X_\mathrm{CNO}T^n$
mit einem temperaturabhängigen Exponenten von ungefähr $n\approx15\ldots20$ im relevanten Temperaturbereich.
Ein Stern mit mehr als $100\,M_\odot$ besitzt einen sehr großen konvektiven Kern.
Der Grund ist die extrem konzentrierte Energieerzeugung im Zentralbereich.
Die Struktur kann vereinfacht dargestellt werden als
$\text{Konvektionskern}\rightarrow\text{Strahlungszone}\rightarrow\text{Photosphäre}$ .
Bei sehr hoher Masse ist die Strahlungszone im Verhältnis zum Kern relativ klein.
Die Konvektion sorgt für eine effiziente Durchmischung des Wasserstoffs.
Damit kann ein großer Anteil des Sternmaterials am Wasserstoffbrennen teilnehmen.
Der Stern befindet sich näherungsweise im hydrostatischen Gleichgewicht.
$\dfrac{dP}{dr}=-\dfrac{Gm(r)\rho(r)}{r^2}$
Der Druck besteht aus Gasdruck und Strahlungsdruck
$P=P_\mathrm{gas}+P_\mathrm{rad}$
Für die Strahlung gilt
$P_\mathrm{rad}=\dfrac{aT^4}{3}$
Bei extrem massereichen Sternen besitzt der Strahlungsdruck einen sehr großen Anteil am Gesamtdruck.
Die hohe Leuchtkraft führt dazu, dass die Strahlung einen erheblichen Druck auf ionisierte Materie ausübt.
Die Eddington-Leuchtkraft ist $L_\mathrm{Edd}=\dfrac{4\pi cGM}{\kappa}$
Für Elektronenstreuung in vollständig ionisiertem Wasserstoff gilt näherungsweise:
$L_\mathrm{Edd}\approx3.2\times10^4\dfrac{M}{M_\odot}L_\odot$
Für $M=100\,M_\odot$ ergibt sich ungefähr: $L_\mathrm{Edd}\approx3.2\times10^6\,L_\odot$
Sehr massereiche Sterne können einen beträchtlichen Anteil dieser Grenze erreichen.
Das Verhältnis $\Gamma=\dfrac{L}{L_\mathrm{Edd}}$ wird als Eddington-Faktor bezeichnet.
Für $\Gamma\rightarrow1$ wird die Atmosphäre zunehmend instabil gegenüber starkem Strahlungsdruck und Massenverlust.
Während der Hauptreihe wird Wasserstoff in Helium umgewandelt.
Im konvektiven Kern wird das Material ständig durchmischt.
Der Wasserstoffanteil nimmt ab.
Der Heliumanteil nimmt zu.
Damit verändert sich die mittlere Molekülmasse.
Der Kern kontrahiert langsam.
Die Temperatur steigt.
Die Leuchtkraft nimmt im Verlauf der Hauptreihe zu.
Gleichzeitig kann der Massenverlust die Gesamtmasse des Sterns erheblich reduzieren.
Der Massenverlust ist einer der wichtigsten Prozesse bei Sternen mit mehr als $100\,M_\odot$.
Starke Strahlungsfelder treiben einen intensiven Sternwind an.
Die Massenverlustrate ist $\dot M=\dfrac{dM}{dt}$ mit $\dot M<0$ für einen Massenverlust.
Die tatsächliche Massenverlustrate hängt unter anderem von
ab.
Bei hoher Metallizität sind Linien der schweren Elemente besonders wichtig für die Impulsübertragung der Strahlung auf das Gas.
Durch den starken Massenverlust kann die Wasserstoffhülle stark ausgedünnt werden.
Schließlich können die wasserstoffarmen inneren Schichten an die Oberfläche gelangen.
Der Stern entwickelt sich in Richtung eines Wolf-Rayet-Sterns.
Je nach Entwicklungszustand können unterschiedliche chemische Signaturen dominieren.
Wasserstoffarme Wolf-Rayet-Sterne zeigen häufig starke Emissionslinien von Helium, Kohlenstoff oder Stickstoff.
Die Sternoberfläche repräsentiert dann Material aus tieferen Schichten.
Ein Stern mit mehr als $100\,M_\odot$ liegt auf der Hauptreihe ganz links und weit oben.
Das bedeutet $T_\mathrm{eff}\gg T_{\mathrm{eff,\odot}}$ und $L\gg L_\odot$ .
Typische effektive Temperaturen können mehrere $10^4\,\mathrm K$ erreichen.
Bei sehr heißen Hauptreihensternen sind Werte von ungefähr $T_\mathrm{eff}\approx40000\ldots60000\,\mathrm K$ möglich.
Die Leuchtkraft kann mehrere Millionen Sonnenleuchtkräfte erreichen.
Der Stern bewegt sich während der Hauptreihenentwicklung nicht einfach senkrecht oder waagerecht.
Die Bahn hängt stark vom Massenverlust ab.
Während die chemische Zusammensetzung des Kerns verändert wird, kann sich die effektive Temperatur verändern.
Durch den Massenverlust kann der Stern zu geringeren Massen und anderen Oberflächeneigenschaften gelangen.
Ein sehr massereicher Stern kann dadurch eine Bahn durchlaufen, die ihn zunächst in Richtung höherer Leuchtkraft und später in Richtung niedrigerer Temperatur führt.
Wenn der Wasserstoff im konvektiven Kern weitgehend verbraucht ist, endet die zentrale Wasserstofffusion.
Es entsteht ein heliumreicher Kern.
Außerhalb dieses Kerns kann Wasserstoff in einer Schale fusionieren.
Bei extrem massereichen Sternen ist die klassische Riesenentwicklung jedoch stark durch den Massenverlust verändert.
Der Stern muss deshalb nicht einfach den klassischen Roten-Riesen-Ast entlanglaufen.
Die Temperatur im heliumreichen Kern steigt.
Bei ungefähr $T_\mathrm c\approx10^8\,\mathrm K$ beginnt die Heliumfusion.
Der wichtigste Prozess ist $3\,{}^4\mathrm{He}\rightarrow{}^{12}\mathrm C+\gamma$ .
Anschließend kann ${}^{12}\mathrm C+{}^4\mathrm{He}\rightarrow{}^{16}\mathrm O+\gamma$ ablaufen.
Es entstehen daher Kohlenstoff und Sauerstoff.
Bei sehr massereichen Sternen findet die Heliumfusion ohne den klassischen Heliumblitz eines sonnenähnlichen Sterns statt.
Nach dem Heliumbrennen entsteht ein Kohlenstoff-Sauerstoff-reicher Kern.
Die Zentraltemperatur steigt weiter.
Nun können bei ausreichend hoher Temperatur weitere Fusionsprozesse beginnen.
Die Entwicklung kann prinzipiell über mehrere Brennphasen laufen:
$\mathrm C\rightarrow\mathrm O\rightarrow\mathrm{Ne}\rightarrow\mathrm{Mg}\rightarrow\mathrm{Si}\rightarrow\mathrm{Fe}$
Die tatsächliche Reihenfolge und Dauer hängt von der verbleibenden Kernmasse und der chemischen Zusammensetzung ab.
Bei Temperaturen von ungefähr $T\sim(5\ldots10)\times10^8\,\mathrm K$ kann Kohlenstofffusion einsetzen.
Ein wichtiger Reaktionskanal ist ${}^{12}\mathrm C+{}^{12}\mathrm C\rightarrow{}^{20}\mathrm{Ne}+\alpha$
Weitere Reaktionskanäle erzeugen unter anderem Natrium und Magnesium.
Die Kohlenstoffbrennphase ist wesentlich kürzer als das Wasserstoffbrennen.
Bei noch höheren Temperaturen kann Neonbrennen einsetzen.
Eine wichtige Reaktion ist die Photodissoziation:
${}^{20}\mathrm{Ne}+\gamma\rightarrow{}^{16}\mathrm O+\alpha$
Die freigesetzten Alpha-Teilchen können weitere Reaktionen auslösen.
Die charakteristische Temperatur liegt ungefähr bei $T\sim10^9\,\mathrm K$ .
Bei ungefähr $T\sim(1.5\ldots2.5)\times10^9\,\mathrm K$ kann Sauerstofffusion stattfinden.
Ein möglicher Reaktionskanal ist ${}^{16}\mathrm O+{}^{16}\mathrm O\rightarrow{}^{28}\mathrm{Si}+\alpha$ .
Daneben entstehen weitere mittelschwere Kerne.
Die Zusammensetzung des Kerns verschiebt sich zunehmend in Richtung der Eisenpeak-Elemente.
Bei Temperaturen von ungefähr $T\sim(2.5\ldots5)\times10^9\,\mathrm K$ setzt Siliziumbrennen ein.
Dabei laufen zahlreiche Photodissoziations- und Einfangreaktionen ab.
Das Endprodukt nähert sich dem statistischen Gleichgewicht der Eisenpeak-Elemente.
Typische Endprodukte sind: ${}^{56}\mathrm{Ni}$ , ${}^{56}\mathrm{Fe}$ und verwandte Eisenpeak-Kerne.
Bis zu Eisen und Nickel kann Kernfusion unter geeigneten Bedingungen Energie freisetzen.
Schwerere Kerne besitzen im Mittel eine geringere Bindungsenergie pro Nukleon.
Eine weitere exotherme Fusionskette bis zu immer schwereren Kernen ist daher nicht möglich.
Der Aufbau eines Eisenkerns markiert deshalb das Ende der normalen exothermen Kernfusion.
Bei den späten Brennphasen werden sehr viele Neutrinos erzeugt.
Neutrinos können den Stern fast ungehindert verlassen.
Dadurch verliert der Kern Energie.
Die Neutrino-Leuchtkraft kann zeitweise viel größer sein als die elektromagnetische Leuchtkraft.
Der Energieverlust beschleunigt die weitere Kontraktion und verkürzt die späten Brennphasen drastisch.
Am Ende der Kernfusion entsteht ein Eisenpeak-reicher Kern.
Der Kern besitzt eine Masse oberhalb der Stabilitätsgrenze für einen gewöhnlichen thermisch gestützten Kern.
Die Elektronen werden zunehmend relativistisch.
Elektroneneinfangreaktionen nehmen zu: $p+e^-\rightarrow n+\nu_e$
Dadurch sinkt die Elektronenanzahl.
Der Elektronenentartungsdruck nimmt ab.
Gleichzeitig entstehen Neutrinos.
Der Kern verliert seine Fähigkeit, die Gravitation durch Druck auszugleichen.
Die Kollapsgeschwindigkeit steigt extrem an.
Die Dichte erreicht Werte nahe der Kernmateriedichte:
$\rho_\mathrm{nuk}\sim10^{14}\,\mathrm{g\,cm^{-3}}$
Bei diesen Dichten wird die starke Kernkraft entscheidend.
Der innere Kern wird sehr steif.
Es entsteht eine nach außen laufende Stoßwelle.
Wenn der kollabierende Kern nicht direkt in ein Schwarzes Loch übergeht, kann eine Kernkollaps-Supernova entstehen.
Die Energie wird zu einem großen Anteil in Form von Neutrinos freigesetzt.
Die Stoßwelle kann die äußeren Schichten durchlaufen.
Dabei werden große Mengen neu gebildeter Elemente in den interstellaren Raum abgegeben.
Die Supernova kann kurzfristig eine Leuchtkraft erreichen, die mit der Leuchtkraft einer ganzen Galaxie vergleichbar ist.
Bei sehr hohen Temperaturen können hochenergetische Photonen Elektron-Positron-Paare erzeugen:
$\gamma+\gamma\rightarrow e^-+e^+$
Dabei wird Strahlungsenergie in Ruhemasse umgewandelt.
Der Strahlungsdruck nimmt dadurch relativ zur thermischen Energie ab.
Dies kann zu einer dynamischen Kontraktion führen.
Die Kontraktion erhöht wiederum die Temperatur.
Dadurch können explosive Sauerstoff- und Siliziumbrennprozesse ausgelöst werden.
Bei bestimmten Kernmassen ist die Paarbildung stark genug, um wiederholte Kontraktionen und Explosionen auszulösen.
Der Stern kann dabei große Mengen Masse verlieren.
Die einzelnen Pulse können große Energiemengen freisetzen.
Die Pulse müssen den gesamten Stern nicht zerstören.
Nach einem Puls kann der Reststern erneut kontrahieren und einen weiteren Puls erzeugen.
Diese Entwicklung wird als Pulsational-Pair-Instability bezeichnet.
Bei noch größerer heliumreicher Kernmasse kann die Paarinstabilität eine vollständige thermonukleare Explosion auslösen.
Die Sauerstofffusion wird dabei explosiv.
Der Kern kann vollständig zerstört werden.
Es bleibt kein kompakter Rest zurück.
Der Stern kann in diesem Fall vollständig auseinandergerissen werden.
Dies wird als Pair-Instability-Supernova bezeichnet.
Ein wesentlicher Unterschied zur gewöhnlichen Kernkollaps-Supernova besteht darin, dass bei einer Pair-Instability-Supernova kein Neutronenstern und kein Schwarzes Loch zurückbleibt.
Die exakten Massenbereiche werden normalerweise über die heliumreiche Kernmasse und nicht einfach über die ursprüngliche Sternmasse angegeben.
Sehr grob kann die Paarinstabilität bei einer Heliumkernmasse von einigen $10\,M_\odot$
bis ungefähr $60\,M_\odot$ relevant werden.
Die Grenzen hängen stark von Rotation, Metallizität, Massenverlust und chemischer Durchmischung ab.
Für einen heutigen Stern mit mehr als $100\,M_\odot$ kann der starke Massenverlust die Kernmasse deutlich reduzieren.
Deshalb folgt nicht jeder solche Stern zwangsläufig einer Pair-Instability-Supernova.
Wenn die Kernmasse sehr groß bleibt und die Paarinstabilität nicht zu einer vollständigen thermonuklearen Explosion führt, kann der Kern direkt kollabieren.
Der Kollaps kann zur Bildung eines Schwarzen Lochs führen.
Ein Teil der äußeren Hülle kann dabei ebenfalls in das Schwarze Loch fallen.
Je nach Rotation und Umgebung kann eine Akkretionsscheibe entstehen.
Bei sehr schneller Rotation sind außerdem gerichtete Ausflüsse und möglicherweise relativistische Jets denkbar.
Die Metallizität beeinflusst den gesamten Entwicklungsweg stark.
Bei hoher Metallizität sind Strahlungsdruck und Linienabsorption im Sternwind besonders wirksam.
Der Massenverlust ist dadurch stärker.
Bei niedriger Metallizität ist der Linienwind schwächer.
Ein Stern kann daher wesentlich mehr seiner ursprünglichen Masse behalten.
Das erhöht die Wahrscheinlichkeit einer sehr massereichen heliumreichen Kernstruktur.
Damit steigt unter geeigneten Bedingungen die Wahrscheinlichkeit von Paarinstabilität oder direktem Kollaps.
Rotation verändert die Sternstruktur.
Die Zentrifugalbeschleunigung reduziert effektiv die Gravitation an der Oberfläche.
Bei schneller Rotation kann Material leichter verloren gehen.
Rotation kann außerdem die chemische Durchmischung verstärken.
Dadurch wird frischer Wasserstoff in tiefere Bereiche transportiert.
Gleichzeitig können heliumreiche Produkte nach außen gelangen.
Sehr schnelle Rotation kann somit die Entwicklung zu einem chemisch homogenisierten Stern fördern.
Bei sehr schneller Rotation kann die Durchmischung so effizient sein, dass der Stern während eines großen Teils seines Lebens annähernd chemisch homogen bleibt.
Wasserstoff und Helium werden dann im gesamten Stern stärker vermischt.
Der Stern kann sich dadurch im HR-Diagramm anders bewegen als ein nichtrotierender Stern mit klassischer Kern-Hülle-Struktur.
Eine solche Entwicklung kann bei niedriger Metallizität besonders wichtig sein.
Die Position eines Sterns mit mehr als $100\,M_\odot$ liegt sehr weit oben links im HR-Diagramm.
Schematisch
Leuchtkraft
↑
│
│ ● sehr massereicher Hauptreihenstern
│ ╱
│ ╱
│ ╱
│ ●
│ ╲
│ ╲ Massenverlust
│ ● Wolf-Rayet-Phase
│ ╲
│ ╲
│ ●
│
│
│ ● möglicher Roter Überriese
│
└────────────────────────────────────────→
heiß kühl
effektive Temperatur
Die tatsächliche Bahn ist wesentlich komplexer und kann Schleifen, Rückwärtsbewegungen und schnelle Übergänge zwischen verschiedenen Oberflächenzuständen enthalten.
Bei einem Stern mit Sonnenmasse ist die Riesenphase sehr ausgeprägt.
Bei einem Stern mit mehr als $100\,M_\odot$ verhindert der starke Massenverlust häufig eine vergleichbare Entwicklung.
Der Stern kann große Mengen seiner Wasserstoffhülle verlieren, bevor er einen klassischen Roten-Riesen-Zustand erreicht.
Deshalb kann seine HR-Diagramm-Bahn eher durch:
$\text{O-Sterne}\rightarrow\text{LBV-Zustände}\rightarrow\text{Wolf-Rayet-Sterne}$
charakterisiert sein.
Ein Teil der extrem massereichen Sterne kann als Leuchtkräftiger Blauer Veränderlicher auftreten.
Diese Sterne besitzen sehr hohe Leuchtkräfte und instabile Atmosphären.
Die Helligkeit und der Massenverlust können stark variieren.
Während großer Ausbrüche können erhebliche Mengen Materie ausgestoßen werden.
Solche Ausbrüche können den weiteren Entwicklungsweg wesentlich verändern.
Durch den Massenverlust werden immer tiefere Schichten freigelegt.
Zunächst kann Stickstoff angereichertes Material sichtbar werden.
Später können heliumreiche und kohlenstoffreiche Schichten an die Oberfläche gelangen.
Die Entwicklung kann daher schematisch als
$\mathrm{WNL}\rightarrow\mathrm{WNE}\rightarrow\mathrm{WC}\rightarrow\mathrm{WO}$
beschrieben werden.
Nicht jeder Stern durchläuft jedoch alle diese Phasen.
Die Lebensdauer eines Sterns mit mehr als $100\,M_\odot$ ist extrem kurz.
Eine Größenordnung für die Hauptreihenlebensdauer ist $t_\mathrm{MS}\sim2\ldots3\times10^6\,\mathrm{Jahre}$ .
Die anschließenden fortgeschrittenen Brennphasen dauern teilweise nur $t\sim10^3\ldots10^5\,\mathrm{Jahre}$ .
Die letzten Brennphasen können sogar nur $t\sim\mathrm{Tage}\ldots\mathrm{Jahre}$ dauern.
Die zeitliche Abfolge wird dabei von den immer stärkeren Neutrinoverlusten bestimmt.
Die Dauer der einzelnen Kernbrennphasen nimmt dramatisch ab.
| Brennphase | typischer Temperaturbereich | relative Dauer |
|---|---|---|
| Wasserstoffbrennen | $T\sim(3\ldots5)\times10^7\,\mathrm K$ | Millionen Jahre |
| Heliumbrennen | $T\sim10^8\,\mathrm K$ | hunderttausende Jahre |
| Kohlenstoffbrennen | $T\sim(5\ldots10)\times10^8\,\mathrm K$ | tausende Jahre |
| Neonbrennen | $T\sim10^9\,\mathrm K$ | Jahre |
| Sauerstoffbrennen | $T\sim2\times10^9\,\mathrm K$ | Monate |
| Siliziumbrennen | $T\sim3\times10^9\,\mathrm K$ | Tage |
Die Werte sind typische Größenordnungen und keine universellen Grenzwerte.
Die dominierende Energiequelle verändert sich mehrfach.
| Phase | dominierende Energiequelle |
|---|---|
| Protostern | gravitative Kontraktion |
| Hauptreihe | CNO-Wasserstoffbrennen |
| Wasserstoffarme Phase | Wasserstoff- und Heliumbrennen |
| Heliumbrennen | Triple-Alpha-Prozess |
| Kohlenstoffbrennen | Kohlenstofffusion |
| Neonbrennen | Photodissoziation und Kernreaktionen |
| Sauerstoffbrennen | Sauerstofffusion |
| Siliziumbrennen | Photodissoziation und Kernreaktionen |
| Kollaps | gravitative Energie und Elektroneneinfang |
| Supernova | Kernkollaps und Neutrinoemission |
| Pair-Instability | thermonukleare Explosion |
Ein Stern mit $M=M_\odot$ verbringt ungefähr $10^{10}\,\mathrm{Jahre}$ auf der Hauptreihe.
Ein Stern mit $M>100\,M_\odot$ verbringt dort nur wenige Millionen Jahre.
Der massereiche Stern besitzt
Der typische qualitative Entwicklungsweg kann folgendermaßen zusammengefasst werden:
$\text{Protostern}$ $\rightarrow$
$\text{extrem massereicher O-Stern}$ $\rightarrow$
$\text{Hauptreihe}$ $\rightarrow$
$\text{starker Massenverlust}$ $\rightarrow$
$\text{Leuchtkräftiger Blauer Veränderlicher}$ $\rightarrow$
$\text{Wolf-Rayet-Stern}$ $\rightarrow$
$\text{Kohlenstoff- und Sauerstoff-reicher Wolf-Rayet-Stern}$ $\rightarrow$
$\text{Kernkollaps oder Paarinstabilität}$ $\rightarrow$
$\text{Supernova oder vollständige Zerstörung oder Schwarzes Loch}$
Diese Kette ist nicht für jeden Stern mit $M>100\,M_\odot$ identisch
Für extrem massereiche Sterne existieren mehrere mögliche Endzustände:
Der Stern verliert einen großen Teil seiner Masse.
Der verbleibende Kern kann einen gewöhnlichen Kernkollaps durchführen.
Möglicher Endzustand: $\text{Neutronenstern oder Schwarzes Loch}$
Der Stern erfährt mehrere Paarinstabilitätsausbrüche.
Dabei verliert er große Mengen Masse.
Danach kann der verbleibende Kern kollabieren.
Möglicher Endzustand: $\text{Schwarzes Loch}$
Die Paarinstabilität löst eine vollständige thermonukleare Explosion aus.
Der gesamte Stern kann zerstört werden.
Endzustand: $\text{kein kompakter Rest}$
Der Kern ist so massiv, dass keine erfolgreiche Supernovaexplosion entsteht.
Der Kern kollabiert direkt zu einem Schwarzen Loch.
Endzustand: $\text{Schwarzes Loch}$
Sehr massereiche Sterne sind wichtige Quellen schwerer Elemente.
Sie produzieren während ihrer Kernfusion Kohlenstoff, Sauerstoff, Neon, Magnesium und weitere Elemente.
Bei Supernovaexplosionen können viele dieser Elemente in das interstellare Medium gelangen.
Bei einer Pair-Instability-Supernova können große Mengen an Eisenpeak-Elementen erzeugt werden.
Das ausgestoßene Material kann später in neue Sterne und Planetensysteme eingebaut werden.
Sehr massereiche Sterne können Vorläufer kompakter Schwarzer Löcher sein.
Der Zusammenhang ist jedoch nicht einfach.
Starker Massenverlust kann die Endmasse stark reduzieren.
Bei niedriger Metallizität kann der Massenverlust wesentlich geringer sein.
Dadurch können größere Kernmassen erhalten bleiben.
Dies macht massereiche Sterne zu wichtigen Kandidaten für die Bildung schwerer Schwarzer Löcher.
Bei extrem niedriger Metallizität sind Strahlungsgetriebene Linienwinde schwächer.
Ein Stern kann deshalb wesentlich mehr Masse behalten.
Bei sehr geringer Metallizität können Sterne mit sehr hoher Anfangsmasse einen großen heliumreichen Kern aufbauen.
Damit können Paarinstabilität und direkter Kollaps besonders wichtig werden.
Solche Bedingungen waren im frühen Universum häufiger als heute.
HR-Diagramm
Leuchtkraft
↑
│
│ ●─────────────────●
│ extrem massereicher O-Stern
│ ╲
│ ╲ starker Massenverlust
│ ● LBV
│ ╲
│ ● Wolf-Rayet
│ ╲
│ ╲
│ ●
│
│
│
└────────────────────────────────────→
heiß kühl
effektive Temperatur
Kernentwicklung
H
↓
He
↓
C
↓
Ne
↓
O
↓
Si
↓
Fe
↓
Kernkollaps oder Paarinstabilität
↓
Supernova oder vollständige Zerstörung
oder
Schwarzes Loch
Die hohe Masse erzeugt eine hohe zentrale Temperatur und eine extrem hohe Leuchtkraft.
Die hohe Leuchtkraft führt zu starkem Strahlungsdruck.
Der starke Strahlungsdruck führt zu starkem Massenverlust.
Die hohe Temperatur ermöglicht eine lange Folge von Kernreaktionen.
Die fortgeschrittenen Brennphasen erzeugen immer stärkere Neutrinoverluste.
Die zunehmende Temperatur kann schließlich Paarbildung ermöglichen.
Die Paarbildung reduziert den wirksamen Strahlungsdruck.
Dadurch kann eine dynamische Instabilität entstehen.
Das endgültige Schicksal wird dadurch von einem Zusammenspiel aus:
$\text{Anfangsmasse}$ , $\text{Metallizität}$ , $\text{Rotation}$ , $\text{Massenverlust}$ , $\text{Kernmasse}$
und $\text{chemischer Durchmischung}$ bestimmt.
Ein Stern mit $M>100\,M_\odot$ entwickelt sich extrem schnell.
Seine Hauptreihenphase dauert nur wenige Millionen Jahre.
Auf der Hauptreihe dominiert der CNO-Zyklus.
Der Stern besitzt einen großen konvektiven Kern.
Der Strahlungsdruck ist sehr wichtig.
Die Leuchtkraft liegt nahe an der Eddington-Grenze.
Dadurch entstehen extrem starke Sternwinde.
Der Stern kann große Teile seiner ursprünglichen Masse verlieren.
Die Oberfläche kann sich über LBV- und Wolf-Rayet-Zustände verändern.
Im Inneren folgen nach dem Wasserstoffbrennen Heliumbrennen und bei ausreichender Kernmasse Kohlenstoff-, Neon-, Sauerstoff- und Siliziumbrennen.
Am Ende entsteht ein Eisenpeak-reicher Kern.
Bei ausreichender Kernmasse kollabiert dieser Kern
Je nach Kernmasse und Entwicklung kann daraus entstehen:
$\boxed{\text{Kernkollaps-Supernova}}$
oder $\boxed{\text{Pulsational-Pair-Instability}}$
oder $\boxed{\text{Pair-Instability-Supernova}}$
oder $\boxed{\text{direkter Kollaps zu einem Schwarzen Loch}}$ .
Der entscheidende Punkt ist, dass die ursprüngliche Masse von mehr als $100\,M_\odot$
nicht automatisch bedeutet, dass am Ende ein Schwarzes Loch mit mehr als $100\,M_\odot$
entsteht.
Der extreme Massenverlust kann die Sternmasse vor dem Kollaps erheblich reduzieren.
Bei niedriger Metallizität und geringerem Massenverlust kann dagegen ein sehr massereicher Kern erhalten bleiben.
Damit gehören Sterne mit mehr als $100\,M_\odot$ zu den wichtigsten astrophysikalischen Objekten für das Verständnis von Sternwinden, Supernovae, chemischer Elemententstehung, Paarinstabilität und der Bildung massereicher Schwarzer Löcher.