Wie Staub im Kosmos entsteht...

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 (Infrarot) 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 (beispielsweise 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 (Teff~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 ist. 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 bei diesem Zerfallsprozess 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.