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Gravitationskühlung

Gravitationskühlung ist ein dissipationsloser Vorgang, der zur Verdichtung einer Konfiguration durch Aussendung von Konstituenten führt. Das wird anschaulich unter dem Begriff Bosonenstern erklärt (Abschnitt 'Entstehung').

Gravitationslinse

Als Gravitationslinsen bezeichnen Astrophysiker generell Objekte, die allein aufgrund ihrer hohen Masse, Strahlung signifikant abzulenken vermögen. Gemäß der Allgemeinen Relativitätstheorie (ART) kann das jede Masse, weil sie die Raumzeit lokal krümmt und damit die Bahnen anderer Teilchen und von Strahlung, die Geodäten, beeinflusst. In der Praxis wichtig ist der Effekt nur bei hohen, kompakten Massen, weil sie eine größere Ablenkung der Bahnen bewirken.

Massen als Linsen

Strahlung folgt gemäß der Allgemeinen Relativitätstheorie den Nullgeodäten einer Metrik. Im uns vertrauten Fall einer flachen Metrik, der Minkowski-Geometrie, bewegt sich das Licht auf Geraden. Dies ist der Grenzfall der geometrischen Optik. Im allgemeinen Fall jedoch ist die Metrik gekrümmt durch die Anwesenheit von Materie und Energie. Die Nullgeodäten sind dann ebenfalls gekrümmt und können über das Lösen der Geodätengleichung ermittelt werden.
In Analogie zu einer Linse, die parallel zur optischen Achse einfallende Lichtstrahlen in ihrem Brennpunkt vereint, lenkt Masse über die Raumkrümmung Strahlung ab.

Linsen der Kosmologie

Bedeutsame Gravitationslinsen in der Astronomie sind massereiche Galaxienhaufen (engl. galaxy cluster) oder Ansammlungen von Dunkler Materie. Die Dunkle Materie ist anteilig neben der 'normalen' baryonischen Materie in jeder Galaxie enthalten und beherrscht deren Dynamik und Entwicklung. In Galaxienhaufen macht der Massenanteil an Dunkler Materie sogar 90% aus, nur 1% ist sichtbar in Form von Sternen, der Rest ist intergalaktisches Gas! Der gesamte Materieinhalt bestimmt die Dynamik des Haufens und führt zu heftigen Gezeitenwechselwirkungen zwischen den einzelnen Clustergalaxien. Dies kann zu kannibalistischen Szenarien führen, wo Galaxien miteinander verschmelzen (engl. merging) oder sich große Galaxien kleinere einverleiben. Dies resultiert häufig in irregulären Galaxien (siehe Hubble-Klassifikation), wie den prominenten Antennengalaxien (siehe Bild und Beschreibung unter dem Eintrag Gezeitenkräfte). Galaxienkollision Ein anderes schönes Beispiel eines 'Unfalls der Materiegiganten' zeigt die Abbildung rechts. Dieses Foto des Weltraumteleskops Hubble zeigt rechts NGC 2207 und links IC 2163 im Sternbild Großer Hund (Canis Major). Die Spiralgalaxien kommen sich etwas zu nahe. Somit treten sie in Interaktion durch Gezeitenkräfte: Sterne werden hinausgeschleudert, das interstellare Gas beider Spiralen vermischt sich und regt die Sternentstehung an, eventuell verschmelzen auch früher oder später die Kerne der Galaxien - sprich die supermassereichen Schwarzen Löcher - weil ihr 'Tanz' durch die Abstrahlung von Gravitationswellen immer enger wird. Aus der Durchmischung der Welten entstehen neue Welten und vielleicht sogar neues Leben (Credit: Merritt et al. 2004, NASA/ESA).

Doppelbild eines Quasars durch Galaxiencluster als Gravitationslinse

kosmischer Schwips: Doppel- und Mehrfachbilder

Wenn Galaxienhaufen als Gravitationslinsen wirken, fokussieren sie die Strahlung derjenigen kosmischen Objekte, die hinter ihnen und nahe entlang der Sichtlinie liegen. Dabei können auch Mehrfachbilder ein und desselben Objekts auftreten, weil die Strahlung auf verschiedenen Lichtwegen zum Beobachter gelangt. Es handelt sich gewissermaßen um eine 'kosmische optische Täuschung' (siehe Abbildung oben). Häufig beobachten Astronomen bei Galaxienhaufen verzerrte Bilder einzelner Galaxien, die dann als fadenförmige Gebilde auf Aufnahmen in Erscheinung treten (siehe Objekte im Abell-Katalog). Manchmal entsteht auch ein charakteristisches rundes Gebilde, der so genannte Einstein-Ring. Hier sind die Verhältnisse zwischen Linse und gelinstem Objekt besonders symmetrisch.

klein, aber Linse

Außerdem gibt es kleine Ansammlungen von Materie, die als Mikrolinsen fungieren. Ihre Masse ist so gering, dass man kein aufgelöstes verzerrtes Abbild, aber einen charakteristischen, symmetrischen Helligkeitsanstieg eines Sterns oder eines anderen strahlenden Objekts erhält, wenn eine solche Mikrolinse genau zwischen Beobachter und gelinstem Objekt vorüberzieht. Auch das wurde bereits beobachtet und hat eine Relevanz bei den MACHOs, den Massive Compact Halo Objects. Diese leuchtschwachen Objekte befinden sich im Halo der Milchstraße und können so indirekt über Mikrolinsen-Ereignisse (engl. microlensing events) in Anzahl und Masse abgeschätzt werden. Vermutlich handelt es sich bei den MACHOs um Braune Zwerge oder M-Zwerge (massearme Sterne vom Spektraltyp M), die sich im Halo der Milchstraße bewegen (z.B. Gaudi & Han 2004, astro-ph/0402417).
Die Mikrolinse kann allerdings auch ein Stern sein, der mindestens einen Planet hat. So eignet sich der Gravitationslinseneffekt zur Suche und Identifikation von Planeten. Der erste Kandidat für dieses Planetarische Mikrolinsen-Ereignis (engl. planetary microlensing event) ist das Objekt OGLE 2003-BLG-235/MOA 2003-BLG-53 (katalogisiert nach den MOA und OGLE Beobachtungen). Diese Linse hat eine Entfernung von 5.2 kpc und ist Sternen im Galaktischen Zentrum in etwa 8 kpc Distanz vorgelagert. Zufällig liegen Hintergrundstern und Mikrolinse ziemlich exakt auf einer Linie. So erscheint das Licht des Hintergrundsterns für kurze Zeit in der Form eines winzigen Einstein-Rings an der Himmelssphäre. Astronomen beobachteten für die Dauer von etwa einer Woche eine schwache Abweichung (Spikes) in der Lichtkurve des Hintergrundsterns. Herkömmliche Modelle für das davor liegende Linsensystem mit einzelnen, linsenden Objekten versagen, um diese besondere Lichtkurve anzupassen. Spikes sind ein Charakteristikum von Linsen, die aus einem Binärsystem bestehen. Es stellte sich heraus, dass die Massen der beiden Linsenkomponenten sehr verschiedenen voneinander sind. Die Astronomen um Ian Bond schlagen deshalb ein Linsensystem aus Stern mit Planeten vor, um den Anstieg der Lichtkurve zu erklären. Setzt man für den Stern an, dass es sich um einen Hauptreihenstern (speziell ein M-Zwerg mit 0.4 Sonnenmassen) handelt, so hätte der Planet etwa 1.5 Jupitermassen und umkreiste den Stern in einem Abstand von etwa drei Astronomischen Einheiten (Abkürzung AU). Die exotischere Alternative für das Binärsystem wäre ein Weißer Zwerg mit nur 0.6 Sonnenmassen, der dann in 2.8 AU einen Planet mit 2.5 Jupitermassen umkreiste (Bond et al. 2004, astro-ph/0404309).

Die Mutter aller Gravitationslinsen

Gelinste Umlaufbahnen um ein Schwarzes Loch unter verschiedenen Blickwinkeln Neben den Galaxienhaufen und Mikrolinsen sind die Schwarzen Löcher ein weiterer Kandidat für Gravitationslinsen. Auch hier kann man die verzerrten Bilder nicht direkt aufgelöst beobachten, sondern muss die Verzerrung spektroskopisch ableiten. Das numerische Verfahren Ray Tracing bietet eine Möglichkeit im Computerlabor die gelinsten, verzerrten Objekte zu studieren. So kann man die scheinbare Deformation von Akkretionsscheiben beobachten, wenn man sie unter hohen Neigungen beobachten würde. Gleiches gilt für enge Umlaufbahnen um Schwarze Löcher. Die Abbildung links zeigt simulierte Kreisbahnen um ein Schwarzes Loch, die einen Abstand von 5 bis 10 Gravitationsradien zum zentralen, maximal rotierenden Schwarzen Loch (nicht dargestellt) haben (A. Müller, Dissertation 2004). Es handelt sich bei allen vier Fällen um Primärbilder, also nur um Strahlung, die direkt zum Beobachter propagiert. Wichtig ist nun, dass man die klassische elliptische Bahnform nur bei kleinen Neigungen (Inklinationen) der Bahnebene hat, wie die beiden oberen Darstellungen belegen. Bei höheren Inklinationen hingegen, etwa ab 60 Grad, machen sich deutlich die relativistischen Linseneffekte bemerkbar: Der Beobachter blickt zwar eher auf die Kante der Bahnebene, aber die Strahlung wird um die kompakte Masse herumgelenkt. So kann man auch Bereiche direkt hinter dem Loch beobachten, die sich im geometrischen Schatten befinden und Newtonsch unbeobachtbar wären. Bei der hier höchsten Inklination von 88 Grad, was sehr nahe am Maximum von 90 Grad liegt, erhält man ein stark verzerrtes Abbild des Orbits: Obwohl der Beobachter fast exakt auf die Kante der Bahnebene schaut, wo die klassische Ellipse wie eine Linie erscheinen und der Orbiter auf ihr hin- und her oszillieren würde, sieht man in diesem gelinsten Beispiel den hinteren Teil des Bahnorbits! Leider reichen die aktuellen Auflösungen der Teleskope nicht aus, um solch befremdliche Bahnbewegungen am Himmel zu beobachten. Wenn dies gelänge könnte man den Umlaufsinn der Lochrotation direkt sehen! Denn die Links-Rechts-Asymmetrie ist auf den Frame-Dragging-Effekt zurückzuführen: Das rotierende Loch zieht den Orbiter mit sich mit. Im hier gerechneten Beispiel rotiert das Loch maximal (Kerr-Parameter a = M in geometrisierten Einheiten) im Gegenuhrzeigersinn. Deshalb befindet sich bei der Bahnform unter 88 Grad die kleine Ausstülpung der beobachteten Bahn links unten. Auf der gleichen Seite zeigen leuchtende Standardakkretionsscheiben das charakteristische Vorwärts-Beaming, ein Gebiet hoher Blauverschiebung.
Neben der starken Abhängigkeit von der Inklination, spielt natürlich der Abstand des Orbits zum Loch eine gewichtige Rolle. Bei großen Abständen verschwinden die relativistischen Linseneffekte, weil man in den asymptotisch flachen Bereich der Raumzeit Schwarzer Löcher kommt. Dieser Fall ist aktuell bei demjenigen Stern mit der Bezeichnung S2 beobachtbar, der als Stern mit engster Bahn das supermassereiche Schwarze Loch im Galaktischen Zentrum (etwa 3 Millionen Sonnenmassen) umkreist. S2 ist zwar mit einer Periastronentfernung von 17 Lichtstunden sehr nahe am Loch, doch entspricht diese Entfernung im relativistischen Einheitensystem gewaltigen 4142 Gravitationsradien. Diese Distanz ist zu groß (vergleiche 5 bis 10 Gravitationsradien in Abbildung), als dass relativistische Effekte, wie Linsenbeugung eine Rolle spielen würden: die Bahnform von S2 ist eine exakte Kepler-Ellipse (siehe Kepler-Gesetze).
Die Verhältnisse sind bei linsenden Schwarzen Löchern tatsächlich noch komplizierter: Neben den dargestellten Primärbildern entstehen Bilder höherer Ordnung dadurch, dass eng am Loch vorbeilaufende Strahlung das Loch mehrfach umrunden kann (unter gewissen Umständen kann es sogar auf dem Photonenorbit eingefangen werden). So gibt es im Allgemeinen noch Sekundär- und Tertiärbilder, die es bei flachen Standardakkretionsscheiben ermöglichen, die Newtonsch unbeobachtbare Unterseite der Scheibe zu beobachten!
Was rechtfertigt den Titel dieses Eintrags 'Mutter aller Gravitationslinsen'? Nun, Schwarze Löcher sind die extremste Form einer Gravitationslinse, weil die Linse sogar das Licht ab einer kritischen Grenze namens Ereignishorizont einzufangen vermag. Aus diesem Grund sind Schwarze Löcher schwarz.

Werkzeuge der modernen, experimentellen Kosmologie

Gravitationslinsen erweisen sich als äußerst nützlich für die Kosmologie: leuchtschwache Objekte werden durch den Einfluss einer Linse verstärkt, so dass ein größerer Strahlungsfluss gemessen werden kann, als ohne Linse. Dies ermöglicht es den Astronomen noch tiefer in den Kosmos zu schauen. Der aktuelle Entfernungsrekordhalter Abell 1835 IR 1916 ist eine Galaxie mit einer Rotverschiebung von z = 10! Astronomen aus der Schweiz, Frankreich und Kalifornien beobachteten mit der Infrarot-Kamera ISAAC (Infrared Spectrometer And Array Camera) des Very Large Telescope (VLT) in Chile diese schwache Infrarotquelle im Galaxienhaufen Abell 1835. Ihre Strahlung wird durch eine Gravitationslinse im Vordergrund um einen Faktor 25 bis 100 verstärkt. Die Gesamtmasse dieser sehr jungen Galaxie wurde zu nur 500 Mio. Sonnenmassen (inklusive Dunkle Materie im Halo) abgeschätzt (Pello et al. 2004, astro-ph/0403025).
Diese Entdeckung übertrumpfte den nur zwei Wochen vorher aufgestellten Rekord einer Galaxie bei z ~ 7 (Kneib et al. 2004). Auch hier fokussiert der vorgelagerte Galaxienhaufen Abell 2218 die auf der Erde als Infrarotstrahlung detektierte Strahlung und verstärkt sie um einen Faktor 25. Ohne den linsenden Galaxienhaufen hätte man dieses Objekt, das bereits 750 Millionen Jahre nach dem Urknall sein Licht aussandte, nicht entdeckt.

Einstein, der Visonär

Albert Einstein spekulierte schon 1936 auf der Basis seiner Theorie über die Existenz von Gravitationslinsen. Er selbst hatte es nicht für möglich gehalten, dass man dies je beobachten würde (siehe Einstein-Ring für Einzelheiten). Heute ist eine Vielzahl von gelinsten Objekten bekannt (Abell-Katalog). Viele Quasare sind darunter, die Doppelbilder, Einsteinkreuze und Einstein-Ringe zeigen. Ein prominentes Beispiel ist das scheinbare Quasarpaar Q2345+007 in einer Entfernung von z = 2.15 (siehe Rotverschiebung). Eine Linse konnte für dieses Doppelbild nicht beobachtet werden. Aus diesem Grund vermutet man eine Ansammlung von Dunkler Materie als Gravitationslinse (Green et al. 2002, astro-ph/0202081).
Einen ähnlichen Effekt wie bei den Gravitationslinsen erwartet man beim 'topologischen Linsen'. Diese 'Geisterbilder' sind dann auf eine komplexe Topologie des Universums zurückzuführen. Bisher hat man das noch nicht bewusst beobachtet. Die Erscheinung wäre derjenigen, die von Gravitationslinsen resultiert vergleichbar, kann aber auch bis zur Unkenntlichkeit, bis zur perfekten optischen Täuschung, verzerrt sein. Vielleicht spielt uns der Kosmos so manchen Streich - und wir merken es nicht einmal.

Linsen verzerren den Hintergrund

Der Gravitationslinseneffekt ist auch deshalb bedeutsam in der Kosmologie, weil die überall verteilte Materie in Form von Galaxien, Galaxienhaufen und intergalaktischer Materie die kosmische Hintergrundstrahlung beeinflusst. Dieser Vorgang muss berücksichtigt werden, wenn die Kosmologen aus der Hintergrundstrahlung Eigenschaften des Universums herauslesen möchten. Es konnte gezeigt werden, dass enge Strukturen im CMB-Spektrum ausgeschmiert und geglättet werden (Zaldarriaga & Seljak, PRD 1998). Der Effekt kann bis zu 10% betragen.

Gravitationsradius

Die Gravitationsradius ist die übliche Längeneinheit in der Gravitationsforschung und insbesondere in der Allgemeinen Relativitätstheorie (ART). So verwendet man diesen Radius in der Theorie Schwarzer Löcher.

Definition

Der Gravitationsradius ist definiert zu rg = GM/c2, wobei G die Gravitationskonstante, c die Vakuumlichtgeschwindigkeit und M die Masse des Schwarzen Loches ist. Die Zahlenwerte in SI-Einheiten sind: G = 6.672 × 10-11 m3 kg-1 s-2 sowie c = 299 792.458 km/s.

G = c = 1

Die theoretischen Astrophysiker und Relativisten machen sich das Leben noch einfacher und setzen in Gestalt der geometrisierten Einheiten G = c = 1, so dass der Gravitationsradius auch M wird. Manchmal gehen sie noch einen Schritt weiter und setzen sogar auch M = 1. Das Vorgehen mag befremdlich anmuten, ist aber weit verbreitet in der theoretischen Physik. Denn es erleichtert theoretische Rechnungen enorm. Beim Vergleich mit experimentellen Daten skaliert man die Ergebnisse wieder entsprechend um.
In alternativem Gebrauch ist die Skala des Schwarzschild-Radius RS, der gerade doppelt so groß ist, als der Gravitationsradius: RS = 2GM/c2.

Gravitationsrotverschiebung

Gravitationsrotverschiebung bezeichnet einen Rotverschiebungseffekt, der durch die Gravitation hervorgerufen wird: Die Lichtteilchen (Photonen) erleiden einen Verlust von Strahlungsenergie dadurch, dass sie einem anziehenden Gravitationsfeld zu entkommen versuchen.

Analogie

Wenn wir einen Ball in die Luft werfen, so erreicht er einen höchsten Punkt und die Schwerkraft zwingt ihn wieder zur Umkehr. Der Grund: die kinetische Energie des Balles bzw. seine Geschwindigkeit war zu gering, als dass er gegen die Schwerkraft ankommen würde, um das irdische Schwerkraftfeld zu verlassen. Diese Bewegung ist sehr gut mit der Newtonschen Gravitation zu beschreiben, um z.B. den höchsten Punkt auf der Bahn, die Auftreffgeschwindigkeit oder den Auftreffpunkt des Balles zu berechnen. Falls der geworfene Körper die Fluchtgeschwindigkeit der Erde überschreitet, so kann er tatsächlich die Erde verlassen. Diese Grenzgeschwindigkeit beträgt allerdings bei der Erde satte 11.2 km/s oder 40000 km/h so dass im Prinzip nur Raketen das Verlassen der Erde gelingt.
Bei Licht verhält es sich erstaunlicherweise genauso, denn auch Licht verliert Energie, wenn es den Bereich eines Schwerefeldes verlässt. Dies ist jedoch nur korrekt mit der Allgemeinen Relativitätstheorie zu verstehen und zu beschreiben. Das Schwerfeld wird dann ersetzt durch eine gekrümmte Raumzeit. Die Lichtteilchen bewegen sich auf Nullgeodäten. Es gibt eine Analogie zwischen Licht und geworfenem Ball: der Ball verliert kinetische Energie, während die Lichtteilchen Strahlungsenergie verlieren. Da ein Verlust an Strahlungsenergie eine Verschiebung zum roten Ende des Spektrums hin bedeutet, ist dies ein Rotverschiebungseffekt - weil weiterhin die Ursache die Gravitation ist, heißt dieses Phänomen Gravitationsrotverschiebung.

Extremfall Schwarzes Loch

Prinzipiell darf man sagen, dass jeder Emitter gravitationsrotverschiebend auf die Strahlung wirkt, die er ausstrahlt, weil er eine Masse hat. Bei den üblichen kleinen Massen ist der Effekt jedoch verschwindend gering. Aber der Effekt tritt besonders drastisch bei kompakten Massen wie Schwarzen Löchern in Erscheinung: Am Ereignishorizont schlucken sie jede Strahlung, weil die Gravitationsrotverschiebung unendlich groß ist: das verleiht Schwarzen Löchern gerade die charakteristische Schwärze.

gravitationsrotverschobene Linien in AGN

Der Effekt, wie sehr die gekrümmte Raumzeit eines Loches an der Umgebungsstrahlung zieht, kann mit hochpräzisen, astronomischen Messmethoden sogar noch in einiger Entfernung zum Loch nachgewiesen werden. So zeigen Spektrallinien, die in der Nähe des supermassereichen Schwarzen Loches des Aktiven Galaktischen Kerns Mrk 110 ausgesandt werden, messbar die Gravitationsrotverschiebung an: Das wurde mittels optischer Spektrallinien von Wasserstoff und Helium (Kollatschny 2003) und mittels Sauerstoff- Stickstoff- und Kohlenstofflinien im Bereich weicher Röntgenstrahlung nachgewiesen (Boller et al. 2006). Die Entstehungsregion der optischen Linien (die so genannte broad line region, BLR) ist einige wenige bis etwa hundert Lichttage vom Loch entfernt (entsprechend hundert bis einige tausend Gravitationsradien). Die Röntgenstrahlung entsteht deutlich näher am Loch, bei etwa ein Zehntel bis einem Lichttag (einige zehn bis hundert Gravitationsradien). Diese Beobachtungen sind konsistent mit Simulationsmodellen, bei denen die Linien von Keplersch rotierenden Ringen in der Äquatorebene des Loches abgegeben werden (Müller & Wold 2006). Diese Modelle legen nahe, dass mit modernen, hochauflösenden Teleskopen die Gravitationsrotverschiebung bis zu einer Entfernung von etwa 75000 Gravitationsradien nachweisbar sein könnte! Sie zeigen auch, dass die Lochrotation nur mit Spektrallinien getestet werden kann, die sehr nahe am Loch entstehen, z.B. relativistisch verbreiterte Eisenlinien (Fe Kα).
Die folgende Abbildung zeigt die Rotverschiebung als Funktion des Abstandes vom Schwarzen Loch. Es wurde dabei nicht nur die Gravitationsrotverschiebung berücksichtigt, sondern auch der (longitudinale und transversale) Doppler-Effekt. Im Modell kommt die Strahlung von einer Keplerscheibe aus der Äquatorebene. Wie man sieht nimmt die Rotverschiebung z (nicht zu verwechseln mit der kosmologischen Rotverschiebung!) beständig zu, wenn man dem Loch näher kommt. Abweichungen zwischen einem nicht-rotierenden Schwarzschild-Loch (rote Kurve) und einem schnell rotierenden Kerr-Loch (blaue Kurve) sind erst bei Radien kleiner als 4 Gravitationsradien erkennbar. Mit anderen Worten: so nahe muss der Emitter mindestens an das Loch kommen, um Lochrotation zu testen!

Gravitationsrotverschiebung um ein Schwarzes Loch

Von rot nach blau

Weitere Einzelheiten sind beim gegensätzlichen Effekt, der Blauverschiebung, nachzulesen.

Gravitationswellen

Ansatz für den metrischen Tensor in einer linearisierten Theorie der Gravitationswellen im Vakuum Gravitationswellen sind Wellen, die von beschleunigten Massen erzeugt werden. Man stellt sich darunter eine 'Delle' in der gekrümmten Raumzeit vor, die sich mit Lichtgeschwindigkeit fortpflanzt. Wie alle Wellen transportieren auch Gravitationswellen Energie und Informationen, insbesondere Informationen über sich ändernde Krümmungseigenschaften der Raumzeit. Informationen tragen alle Wellen in Form von Richtung, Polarisation, Frequenz (alternativ als Wellenlänge oder Energie) und Intensität (Wellenamplitude) mit sich. Gravitationswellen stehen in wunderbarer Analogie zu den elektromagnetischen Wellen der klassischen Elektrodynamik, die von beschleunigten, elektrischen Ladungen ausgesandt werden.

Hier lauert ein Nobelpreis

Energie wird gerade umgesetzt, wenn Gravitationswellen auf Materie treffen. Sie dehnen und stauchen diese Materiekonfiguration. Diese Deformation geschieht nicht nur in der Raumdimension, sondern auch in der Zeit. Denn die Welle ist dynamische Raumzeit, ein vierdimensionales Kontinuum, das sich fortpflanzt. Die deformierende Auswirkung auf Testkonfigurationen möchten Physiker gerade ausnutzen, um Gravitationswellen zu messen. Bislang ist dies nicht auf direktem Wege gelungen, aber indirekt!

Auf Einsteins Pfaden

Verjüngung der metrischen Korrektur Die Existenz von Gravitationswellen oder auch Gravitationsstrahlung genannt geht auf die Pionierarbeit von Albert Einstein (1916) zurück. Er hat die nicht-linearen Feldgleichungen seiner Allgemeinen Relativitätstheorie (ART) linearisiert und auf Wellengleichungen reduziert. Es folgt nun eine Skizzierung der mathematischen Prozedur im Tensorformalismus der ART (in voller Schönheit, siehe z.B. MTW, Gravitation):

  • Wir starten mit einem Ansatz für die Metrik, deren raumzeitliche Schwingung gerade der Gravitationswelle entspricht. Sie soll nicht wesentlich von einer flachen Raumzeit (mit Krümmung null) abweichen. Demnach setzt man den metrischen Tensor mit der Minkowski-Metrik an, die ja eine flache Metrik beschreibt; wir ergänzen sie jedoch mit einem Zusatzterm, einer linearen Korrektur ('Störung'). Dieser lineare Ansatz für die Metrik ist eine Näherung schwacher Gravitationsfelder.
  • Diesen Ansatz für den metrischen Tensor stecken wir in die Einsteinschen Feldgleichungen. Warum? Weil sie die Dynamik der Gravitationswelle beschreibt. Damit wir die Metrik einsetzen können, müssen sämtliche darin enthaltene Größen ausgerechnet werden: die Christoffel-Symbole, der Riemannsche Krümmungstensor und der daraus resultierende Einstein-Tensor.
  • Außerdem verschwindet die rechte Seite der Feldgleichungen (Energie-Impuls-Tensor ist null), weil sich zunächst die Gravitationswellen nur im Vakuum ausbreiten mögen.
  • Jetzt wird es kompliziert: Die resultierende Metrik, die die Minkowski-Metrik korrigiert, ist nicht eindeutig festgelegt. Wie in der Elektrodynamik gibt es eine Eichfreiheit, die man ausnutzen kann, um die Einsteinschen Feldgleichungen zu typischen Wellengleichungen zu reduzieren. 'Typisch' heißt hier, dass der d'Alembert- oder 'Quabla-Operator' - natürlich in seiner relativistischen Form - als Differentialoperator auftritt. Wie üblich symbolisieren wir ihn durch ein Quadrat. Sowohl der Krümmungstensor, als auch der Einstein-Tensor erweisen sich als eichinvariante Größen. Die Eichungen in der Theorie der Gravitationswellen nennt man Einstein-, Lorentz-, Hilbert-, Fock- oder de-Donder-Eichung. Die hier gemeinte Lorentz-Eichung ist das gravitative Analog zur Lorentz-Eichung der Elektrodynamik in flacher Raumzeit.

Was tun mit der Wellengleichung?

Einführung einer neuen Variablen: symmetrisches Tensorfeld der Wellengleichung Der Formalismus offenbart, dass (analog zur Elektrodynamik) viele Tensorfelder eine Wellengleichung erfüllen: Nicht nur die neu eingeführte Variable in der Gleichung links, auch die Störung der Metrik selbst und vor allem der Riemannsche Krümmungstensor in linearisierter Form genügen einer homogenen Wellengleichung mit d'Alembert-Operator! Die Wellengleichung ist rechts dargestellt. Die Tatsache, dass der Krümmungstensor, der die Existenz Wellengleichung der linearisierten Theorie der Gravitationswellen im Vakuum und Krümmung des Gravitationsfeldes beschreibt, selbst eine Wellengleichung erfüllt, beweist, dass sich Gravitationseffekte in Form einer Gravitationswelle mit der Lichtgeschwindigkeit c ausbreiten.
Es sei betont, dass diese lineare, relativistische Gravitationstheorie nur einen Ausschnitt der wesentlich komplizierteren, nicht-linearen Gravitationswellenphysik bietet. Die Fortpflanzung der Gravitationswellen in der Nähe starker Gravitationsquellen bzw. in medium ist ein übergeordnetes, komplexeres Regime!
In dieser linearisierten Theorie kann man ebene Wellenlösungen finden, indem man für die zeitlich und räumlich variierenden Tensorfelder die üblichen Wellenlösungen analog zur Elektrodynamik oder klassischen Mechanik ansetzt: eine ebene Welle, geschrieben als Amplitude multipliziert mit einem Exponential mit imaginärem Argument und dem Produkt aus 4er-Wellenvektor und 4er-Ortsvektor.

Lieber TT eichen, als TT fahren

Dieser Ansatz macht eine weitere Eichung nötig, die man transversale, spurfreie Eichung (engl. transverse traceless gauge, TT gauge) nennt. Dabei werden dem Tensorfeld der Wellengleichung weitere Bedingungen auferlegt, wobei nur seine räumlichen Komponenten ungleich null, divergenzfrei und spurfrei sind. In der TT-Eichung gibt es keinen Unterschied mehr zwischen dem Tensorfeld h und der neu eingeführten Variable (vergleiche 3. Abb.)! ebene Gravitationswellen in der TT-Eichung Alle Tensoren, die den Bedingungen der TT-Eichung genügen, nennt man TT-Tensoren. Die Transversalität ist auf die Tatsache, dass die Gravitationswelle senkrecht zur eigenen Ausbreitungsrichtung räumlich oszilliert zurückzuführen (Nachweis durch Bildung des Produkts aus Tensorfeld h und 4er-Wellenvektor).

Auch aus einfachen Ansätzen ohne TT-Eichung (eindimensionale, zeitlich variable Wellen) resultieren ebene Gravitationswellen, die sich in eine bestimmte Richtung fortpflanzen. Zu diesen Tensorfeldern lassen sich Linienelemente zuordnen, die gerade als raumzeitlich variierende Gravitationswellen interpretiert werden können.

Gravitationswellen haben zwei Polarisationen

Man kann nun die Linienelemente ausnutzen, um zu beschreiben, was geschieht, wenn Gravitationswellen auf eine Konfiguration von Testteilchen treffen. Dann zeigt sich in verschiedenen Fallstudien, dass Gravitationswellen transversale Wellen sind und zwei Polarisationszustände besitzen, die sich um 45 unterscheiden. Anders gesagt, hat das Gravitationsfeld zwei Strahlungsfreiheitsgrade, ist also eine Tensorwelle mit Spin 2. Die Gezeitenkräfte wirken senkrecht zur Ausbreitungsrichtung der Welle. Treffen linearisierte, ebenfrontige Gravitationswellen auf einen Ring aus Testteilchen, so geschieht eine Quadrupoldeformation: der Ring wird zunächst in einer Ebene in eine Ellipse, dann wieder in einen Ring und wiederum in eine Ellipse deformiert (illustriert in Animation).
Als Maß für die Stärke einer Gravitationswelle, die Amplitude, kann die Deformation des Rings mit Radius R zu einer Ellipse entlang der kürzeren Halbachse um dR dienen. Ein größerer Wert dR/R spricht demnach für eine stärkere, intensivere Welle. Eine typische Größenordnung der absoluten Längenänderung dR ist 10-21 Meter! Diese winzige Längenskala stellt die Messtechnik vor enorme Anforderungen. Im Wesentlichen ist dies die Ursache dafür, dass Gravitationswellen bisher nicht direkt mit einem Detektor gemessen werden konnten.

Woher kommen Gravitationswellen?

Als kosmische Quellen für Gravitationswellen kommen im Prinzip alle beschleunigten Massen in Frage. Die uns umgebende Raumzeit ist also nur in erster Näherung flach: vielmehr handelt es sich um ein ständig schwingendes, raumzeitliches Gebilde, in dem Gravitationswellen verschiedener Intensität und Frequenz interferieren. Zur Messung dieser Ereignisse gibt es nur eine Komplikation: die Raumzeit ist ein sehr starres Gebilde, und es sind enorme Massenbeschleunigungen nötig, um sie signifikant zum Schwingen zu bringen und so einen Detektornachweis zu erbringen. Aus diesem Grund kommen nur extreme Ereignisse im Kosmos in Betracht. Diese Quellen werden nochmals nach dem Zeitverhalten des Signals unterschieden: Einmalige Ereignisse nennt man Burst-Quellen. Daneben gibt es regelmäßig zeitlich wiederkehrende Ereignisse von periodischen Quellen.

starke kosmische Gravitationswellen-Emitter

  • Supernova-Explosionen (Typ II),
  • kompakte Objekte in einem Mehrfachsystem, z.B. ein Doppelsternsystem aus zwei Neutronensternen (NS) oder stellaren Schwarzen Löchern (SL), also kompakten Binären (engl. compact binaries),
  • entstehende kompakte Objekte im Gravitationskollaps,
  • verschmelzende kompakte Objekte, insbesondere NS-NS-, NS-SL-, SL-SL-Verschmelzung,
  • supermassereiche Schwarze Löcher in den Kernen von Galaxien (siehe auch Aktive Galaktische Kerne), die Masse durch Akkretion aufnehmen
  • verschmelzende supermassereiche Schwarze Löcher in den Kernen von Galaxien
  • oder die Entstehung des Universums im Urknall. Die Astronomen gehen davon aus, dass man mit Gravitationswellen noch tiefer in die Frühphasen des Universums schauen kann, als mit elektromagnetischen Wellen. Die natürliche, elektromagnetische Barriere der Rekombinationsära bei einer Rotverschiebung von z ~ 1100 bzw. etwa 400000 Jahre nach dem Big Bang ist 'transparent' für Gravitationswellen. Die Kosmologen hoffen, dass die Gravitationswellen aus dem frühen Kosmos das dichte, frühe Universum mehr oder weniger unbeeinflusst passiert haben und so wertvolle Informationen über die Entstehung unserer Universums bis zur Erde tragen können. Die Astronomen erwarten die Existenz eines Gravitationswellenhintergrunds, der als gravitatives Analogon zur kosmischen Hintergrundstrahlung zu betrachten ist.

Wie schnell zappelt eine Gravitationswelle?

Die Frequenzen der Gravitationswellen dieser Quellen sind sehr unterschiedlich und streuen nach aktuellen Berechnungen im Bereich von acht Größenordnungen, von 10-4 bis 104 Hz. Die niedrigsten Frequenzen im mHz-Bereich werden von umeinander kreisenden kompakten Binären erwartet. Doppelsternsysteme aus Weißen Zwergen tragen so zu einem kontinuierlichen Brummen im All bei. In der Gravitationswellenastronomie nennt man das Untergrundrauschen. Die Frequenz von verschmelzenden stellaren Schwarzen Löchern liegt bei ziemlich genau einem Millihertz, die Entstehung eines stellaren Schwarzen Lochs bei etwas höheren Frequenzen (engl. chirp: 'Zirpen', 'Zwitschern'). Bei 10-2 Hz liegt die Frequenz von Gravitationswellen aus einem Doppelsystem mit zwei massereichen Schwarzen Löchern von 100 000 Sonnenmassen. Eine solche Konfiguration ist vorstellbar, wenn ganze Galaxien miteinander verschmelzen und sich deren Kerne annähern. Die ULIRG NGC 6240 ist ein favorisierter Kandidat für ein solches doppeltes, massereiches Schwarzes Loch (Arbeiten von Stefanie Komossa, MPE).
Die Frequenz erhöht sich im entwickelnden Binärsystem aus kompakten Objekten infolge der Abstrahlung von Energie und wird schließlich besonders groß, etwa 10 bis 100 Hz, im 'Showdown', wenn sie verschmelzen. Die höchsten Frequenzen erwartet man bei der klassischen Kernkollaps-Supernova (engl. core collapse SN), also SN Typ II: Bei dieser Burst-Quelle liegen die erwarteten Frequenzen bei einem bis 10 kHz (Quelle: Website des deutschen Gravitationswellendetektors GEO 600).
Der mHz-Frequenbereich ist prinzipiell terrestrisch nicht beobachtbar. Erst weltraum-gestützte Laser-Interferometrie wird dieses Beobachtungsfenster öffnen. Dies ist die Motivation für das multinationale Projekt LISA (engl. Akronym für Laser Interferometer Space Antenna), einer Anordnung aus Laserinterferometern, die im Weltraum Gravitationswellen messen soll!
Das Beobachtungsfenster auf der Erde öffnet sich erst ab einer Frequenz von etwa 10 Hz. Die Komponenten eines Doppelsternsystems nähern sich mit der Zeit immer mehr an, was die Frequenz der Gravitationswellen nach und nach erhöht. Kurz vor dem Kollaps des Binärs, d.h. dessen Verschmelzung, beträgt die Frequenz etwa 40 Hz und ist damit irdisch beobachtbar.

Zentrum deutscher Gravitationsforschung

In Deutschland sitzen die Experten für Gravitationswellen in Theorie und Experiment am MPI für Gravitationsphysik, das auch Albert-Einstein-Institut (AEI) genannt wird. Die Abteilung für Theorie befindet sich in Golm bei Potsdam, während die Experimentatoren und der L-förmige Gravitationswellendetektor in der Nähe von Hannover untergebracht sind. Das AEI entwickelt Datenanalyse-Verfahren für GEO 600 und LIGO. Außerdem berechnen die Gravitationsforscher am AEI theoretische Simulationen von umkreisenden und verschmelzenden kompakten Binären auf Supercomputern exzessiv behandelt. Am AEI beschäftigt man sich auch mit anderen Forschungsgebieten der Gravitation, neben Gravitationswellen. Wie an den meisten Forschungsinstituten wird eine enge, internationale Zusammenarbeit gepflegt.

Es geht komplizierter...

Die allgemeine Behandlung und Wechselwirkung von Gravitationswellen ist sehr kompliziert, wie der obige, mathematische Abriss sicherlich andeutet (obwohl dieser vereinfachend war: im Limes schwacher Gravitationsfelder und im Vakuum). Natürlich sollte die Energie, die die Gravitationswellen mit sich tragen, die Raumzeit selbst krümmen, ein Effekt, der in der linearisierten Theorie vernachlässigt wird. Außerdem verändern Gravitationswellen ihre Gestalt, wenn sie durch ein mit Materie gefülltes Medium propagieren, was man in Analogie zu elektromagnetischen Wellen als 'Brechung' bezeichnen könnte.
Auch in Abwesenheit von Materie und einer Region, die nur von Gravitationswellen durchsetzt ist, können seltsame Dinge geschehen: Bei bestimmten Wellenlängen und Amplituden kann ein Gravitationswellenpuls kollabieren und eine Singularität hinterlassen: solche Brill-Wellen können aus reiner Gravitationsenergie, ein Schwarzes Loch erzeugen!
All diese Effekte verdeutlichen, dass eine tief gehende theoretische Behandlung nur mithilfe von Methoden der Numerischen ART möglich ist. Dann gelingt auch eine approximative Beschreibung von Quellen der Gravitationswellen. Ein mathematischer Zugang besteht z.B. darin, dass jede beliebige Massenverteilung durch elementare Quellen, den Multipolen, darstellbar ist. Eine Multipolentwicklung in einer geeigneten Basis ist mit den Kugelflächenfunktionen (engl. spherical harmonics) sehr elegant möglich. Die Kugelflächenfunktionen bilden eine orthonormierte Basis auf der Einheitskugel. Damit eignen sie sich hervorragend, um beliebige Verteilungen auf Kugelschalen mathematisch darzustellen. In der Kosmologie nutzt man das aus, um die Verteilung der kosmischen Hintergrundstrahlung auf der Himmelskugel zu beschreiben. Dieses Verfahren ist auch aus der klassischen Elektrodynamik bekannt, um beliebige Ladungsverteilungen und deren Feldverteilungen im Umgebungsraum zu beschreiben. Außerdem erweist sich diese Methode sehr brauchbar bei der Behandlung des quantenmechanischen Wasserstoffsproblems (siehe Quantentheorie) und in der Kern- und Solarphysik. Es ist eine fundamentale Methode, die in sehr vielen Bereichen der Physik Anwendung findet.
Im Prinzip gibt es beliebig viele Multipole, die in der Reihenentwicklung durchnummeriert und bezeichnet werden (Monopol, Dipol, Quadrupol, Oktupol, Hexadekapol etc.). Numerisch interessant wird es dann, wenn aufgrund der Symmetrie der Massenverteilung bestimmte Terme herausfallen oder nach Erreichen einer bestimmten Genauigkeit die Reihenentwicklung abgebrochen werden darf.

Anwendung in der Pulsarphysik

Auf diese Weise ist es möglich einen Binärpulsar relativ einfach durch Multipole zu beschreiben. Dabei unterliegt das Quadrupolmoment einer sehr starken zeitlichen Änderung, weshalb die Abstrahlung von Gravitationswellen hier äußerst effektiv ist. Die so genannte Quadrupolformel ist eine der wenigen Formeln der Physik mit dritter Zeitableitung. Indirekt (!) wurden auf diese Weise Gravitationswellen bereits nachgewiesen: Die Emission von Gravitationswellen reduziert in einem Doppelsternsystem die Rotationsenergie des Systems. Infolge dieses Energieverlusts müssen sich die Sterne sukzessiv annähern. Im Prinzip geschieht diese Abstrahlung bei allen Doppel- und Mehrfachsternsystemen. Besonders effizient ist sie jedoch nur bei engen, kompakten Binären. Der Binärpulsar PSR1913+16 ist 25 000 Lj entfernt und erzeugt eine sehr hohe Abstrahlungsleistung bei Gravitationswellen, nämlich fast 1045 Watt! Diese hohe Leistung beruht auf der Kompaktheit der Neutronensterne (etwa 1.4 Sonnenmassen mit je nur ca. 20 km Durchmesser) und der des Systems (Umlaufzeit von nur acht Stunden). Nur eine Komponente pulsiert nachweislich. Die Verkürzung der Umlaufzeit durch Abstrahlung von Gravitationswellen und damit die Reduktion der Pulsperiode kann hervorragend durch die Allgemeinen Relativitätstheorie beschrieben werden. Die Astronomen Russel A. Hulse und Joseph H. Taylor Jr. bekamen für ihre Langzeitbeobachtung und deren Interpretation 1993 den Nobelpreis für Physik. Ihr beobachteter Binärpulsar wird auch häufig als Hulse-Taylor-Pulsar bezeichnet. Die Beobachtung war nicht nur ein weiterer Erfolg für die ART, sondern auch für die Gravitationswellenastronomie. Der indirekte Nachweis spornt seither viele Kollaborationen an, die Gravitationswellen auch auf direktem Wege zu entdecken (siehe unten).

Pionier des Gravitationswellenexperiments

Experimentell wurde erstmals 1969 von J. Weber der Versuch unternommen, Gravitationswellen direkt nachzuweisen. Das Messprinzip beruhte darauf, dass die Wellen die Anordnung von Testteilchen deformieren und die Teilchen dadurch relative Beschleunigungen erfahren. Weber benutzte einen anderthalb Tonnen schweren Zylinder aus Aluminium, der mit Piezosensoren bestückt war und beim Durchgang von Gravitationswellen in Schwingungen versetzt werden sollte. Dieses Phänomen ist vergleichbar mit einer Glocke, die man anschlägt und die dann in Schwingungen gerät. Um lokale Störeffekte ausschließen zu können, wurden zwei dieser Detektoren in 1000 km Abstand aufgestellt. Tatsächlich soll Weber Signale aus dem Galaktischen Zentrum detektiert haben, was aber nicht reproduziert werden konnte. Die Empfindlichkeit dieser Zylinder-Detektoren ist außerordentlich gering; außerdem reagieren sie nur auf eine bestimmte Frequenz von Gravitationswellen.

Laser-Interferometrie

Viel günstiger ist dagegen eine optische Anordnung aus Laser-Interferometern. Solche Messapparaturen beruhen auf dem klassischen Michelson-Interferometer (Abbildung). Es ist bizarr, dass diese Messapparatur, die 1881/87 Einstein zur Entwicklung der Speziellen Relativitätstheorie bestärkte nun dazu benutzt werden soll, um die letzten Geheimnisse der Allgemeinen Relativitätstheorie nachzuweisen.
Im experimentellen Aufbau von Laser-Interferometern wird ein sehr stabil laufender Festkörper-Laser dazu verwendet, um das infrarote Laserlicht mithilfe eines halbdurchlässigen Spiegels auf zwei optische Laufstrecken (so genannte Arme) aufzuteilen. Diese Arme bilden üblicherweise ein großes L. Am Ende dieser Strecken wird der Teilstrahl jeweils an einem weiteren Spiegel total reflektiert und wieder zu dem Ort geleitet, wo sich die beiden Teilstrahlen bildeten. Dort werden die Teilstrahlen überlagert. In der Physik nennt man die Überlagerung von Lichtwellen Interferenz. Interferierende Wellen bilden eine charakteristisches Interferenzmuster und können sich (bei gleicher Wellenlänge) auslöschen, wenn 'Wellenberg auf Wellental' trifft (destruktive Interferenz) oder verstärken, wenn 'Wellenberg auf Wellenberg' trifft (konstruktive Interferenz). Im Gravitationswellendetektor stellen die Forscher das optische System im normalen Modus so ein, dass durch destruktive Interferenz kein Licht sichtbar ist. Dort, wo die interferierenden Strahlen ausgekoppelt werden, ist es dunkel. Trifft nun eine Gravitationswelle senkrecht auf die Ebene, in der die Arme des Interferometers liegen ein, so wird ein Arm (oder beide, je nach Einfallsrichtung) periodisch verkürzt und verlängert. Dies ändert die Bedingung für destruktive Interferenz, so dass plötzlich ein Signal am vormals dunklen Auskopplungsort erzeugt werden muss: die Gravitationswelle würde gemessen!
Das hört sich alles ganz toll an. Aber die messtechnische Herausforderung lässt sich pointiert wie folgt darstellen: die Interferometrie dient der Messung eines Gangunterschieds, also einer sehr kleinen relativen Längenänderung. Diese wurde mit einer Obergrenze zu 10-18 abgeschätzt. Bezogen auf die mittlere Armlänge von 3 km (wie bei LIGO, siehe unten) bedeutet dies, eine Länge unterhalb der Ausdehnung der Nukleonen im Atomkern messen zu wollen! Oder genauso unglaublich veranschaulicht: Auf der Länge eines Lichtjahres entspricht die Längenänderung aufgrund einer durchlaufenden Gravitationswelle dem Durchmesser eines menschlichen Haares! Daher ist klar, dass der Trend zu größeren Armlängen geht. Dies kann künstlich durch Mehrfachreflexionen des Laserstrahls innerhalb der optischen Kavität erreicht werden. Das Großprojekt LISA geht sogar in den Weltraum und kann die Armlänge eklatant steigern.

Lokalisierung der Quelle

Weltweit existieren eine ganze Reihe von Projekten, die auf dem Interferometrie-Prinzip beruhen und sich im Wesentlichen nur durch die Armlängen unterscheiden. Eine Zahl von mindestens zwei Apparaturen ermöglicht die Lokalisierung des Entstehungsortes der Gravitationswelle an der Himmelssphäre. Außerdem verbessert es die Messstatistik und reduziert den Einfluss von (lokalen) Störsignalen. Das 'Rauschen' durch störende, lokale Einflüsse wie Straßenverkehr, Flugzeuge, Erdbeben etc. kann durch globale Messungen an verschiedenen Orten der Erde minimiert werden. Die Planung sieht vor, die internationalen Projekte zu koppeln, den Datenaustausch zu bewerkstelligen und so Gravitationswellenastronomie im großen Stil zu betreiben. Das Konzept und auch dessen hohe, organisatorische Anforderungen ist damit der Very Long Baseline Interferometry (VLBI) der Radioastronomie ähnlich.

Geplante und im Bau befindliche Laser-Interferometer

  • GEO 600 mit 600 m Armlänge bei Hannover, BRD. Die deutsch-britische Kollaboration nimmt bereits Messungen auf.
  • VIRGO mit 3 km Armlänge, die künstlich durch Mehrfachreflexionen auf 120 km gesteigert werden kann. Die französisch-italienische Kollaboration mit Standort nahe Cascina bei Pisa erreicht eine gute Empfindlichkeit im Bereich zwischen 10 und 1000 Hz der Gravitationswellen.
  • TAMA 300 mit 300 m Armlänge in Japan. Das Projekt existiert seit 1995 und nutzt Fabry-Perot Michelson Interferometer zur Messung von Gravitationswellen.
  • Australian International Gravitational Observatory, AIGO hat 80 m Armlänge und befindet sich in Australien.
  • Laser Interferometer Gravitational Wave Observaotory, LIGO. LIGO ist ein Laserinterferometer mit 4 km Armlänge der USA. Die erste Anordnung wird mittlerweile verbessert: LIGO-II ist um einen Faktor 10 empfindlicher als LIGO-I.
  • Laser Interferometer gravitational-wave Small Observaotory in a Mine, LISM, ist unterirdischer Detektor (1000 m Tiefe) in der Kamioka-Mine (wo sich auch der berühmte Neutrinodetektor Super-Kamiokande befindet) in Japan. LISM ist mit 20 m Armlänge zwar deutlich kleiner als konkurrierende Gravitationswellendetektoren, aber aufgrund seiner Abschottung durch das Gestein und seiner relativ erdbebensicheren Lage sehr empfindlich. Bislang wurde die Empfindlichkeit für Gravitationswellen mit einem Faktor 100 über derjenigen von LIGO beziffert (April 2004). Das thermische Rauschen wird mit kryogenisch gekühlten Instrumenten unterdrückt. So soll die Empfindlichkeit weiter gesteigert werden, um mit LIGO-II mithalten zu können.
  • Laser Interferometer Space Antenna, LISA, ein weltraum-gestütztes Projekt mit 5 Millionen km Armlänge; das entspricht der 13fachen mittleren Entfernung der Erde zum Mond oder fast 17 Lichtsekunden! Dieses europäisch-amerikanische Projekt wird von der ESA und der NASA geplant und gefördert und soll aus drei baugleichen Satelliten bestehen, die ein riesiges, gleichseitiges Dreieck im All bilden und um 20 der Erde hinterher fliegen sollen. Mit diesem Laser-Interferometer der Superlative können sämtliche Gravitationswellen nachgewiesen werden, fast unabhängig von Frequenz und Richtung, weil die Armlänge so unglaublich groß ist und das Dreieck frei im Weltraum drehbar ist. Es ist geplant LISA 2015 zu starten und dann für fünf Jahre Messungen durchzuführen.

Gravitationswellensalat

Es sei auf eine weitere Komplikation bei der Detektion von Gravitationswellenemittern hingewiesen: Es gibt es viele Quellen, deren Signale (mit unterschiedlichen Amplituden und unterschiedlichen Frequenzen) überlappen. Selbst wenn also der Nachweis von Gravitationswellen gelingt, muss aus diesem 'Signalgemisch' die jeweilige Quelle extrahiert werden. Diese Problematik läuft unter dem Begriff 'Quellenverwechslung' (engl. source confusion) und ist ein generelles Problem der beobachtenden Astronomie. Hohe räumliche Auflösung und Frequenzfilter sind dabei die Methoden im elektromagnetischen Sektor, die auf analoge Weise für die Detektion von Gravitationswellen entwickelt werden müssen. Wie aus der bisherigen Betrachtung ersichtlich ist, kann die Armlänge des Interferometers als Frequenzfilter aufgefasst werden.
Trotz einiger aktiver Experimente wurden Gravitationswellen bislang nicht gesichert direkt nachgewiesen. Mit dem Betrieb der neuen Laser-Interferometer sollte dies möglich werden und der Astronomie ein neues Fenster ins All eröffnen: die Gravitationswellenastronomie.

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Andreas Müller © Andreas Müller, August 2007

Index

A
Abbremsparameter
ADAF
ADD-Szenario
ADM-Formalismus
AdS/CFT-Korrespondenz
AGB-Stern
Äquivalenzprinzip
Akkretion
Aktiver Galaktischer Kern
Alfvén-Geschwindigkeit
Alfvén-Zahl
Allgemeine Relativitätstheorie
Alpha-Zerfall
AMR
anthropisches Prinzip
Antigravitation
Antimaterie
Apastron
Apertursynthese
Aphel
Apogäum
Astronomie
Astronomische Einheit
asymptotisch flach
Auflösungsvermögen
Axion
AXP
B
Balbus-Hawley- Instabilität
Bardeen-Beobachter
Baryogenese
Baryonen
baryonische Materie
Bekenstein-Hawking- Entropie
Beobachter
Beta-Zerfall
Bezugssystem
Bianchi-Identitäten
Big Bang
Big Bounce
Big Crunch
Big Rip
Big Whimper
Birkhoff-Theorem
Blandford-Payne- Szenario
Blandford-Znajek- Mechanismus
Blauverschiebung
Blazar
BL Lac Objekt
Bogenminute
Bogensekunde
Bosonen
Bosonenstern
Boyer-Lindquist- Koordinaten
Bran
Brans-Dicke- Theorie
Brauner Zwerg
Brill-Wellen
Bulk
C
Carter-Konstante
Casimir-Effekt
Cauchy-Fläche
Cepheiden
Cerenkov-Strahlung
Chandrasekhar-Grenze
Chaplygin-Gas
Chiralität
Christoffel-Symbol
CMB
CNO-Zyklus
Comptonisierung
Cosmon
C-Prozess
D
Deep Fields
Derricks Theorem
de-Sitter- Kosmos
DGP-Szenario
Diffeomorphismus
differenzielle Rotation
Distanzmodul
Dodekaeder-Universum
Doppler-Effekt
Drei-Kelvin-Strahlung
Dunkle Energie
Dunkle Materie
E
Eddington-Finkelstein- Koordinaten
Eddington-Leuchtkraft
Effektivtemperatur
Eichtheorie
Einstein-Ring
Einstein-Rosen- Brücke
Einstein-Tensor
Eisenlinie
Eklipse
Ekliptik
Ekpyrotisches Modell
Elektromagnetismus
Elektronenvolt
elektroschwache Theorie
Elementarladung
Energie
Energiebedingungen
Energie-Impuls-Tensor
Entfernungsmodul
eos
eos-Parameter
Epizykel
Ereignishorizont
erg
Ergosphäre
eV
Extinktion
Extradimension
extragalaktisch
extrasolar
extraterrestrisch
Exzentrizität
F
Falschfarbenbild
Fanaroff-Riley- Klassifikation
Faraday-Rotation
Farbindex
Farbladung
Farbsupraleitung
Feldgleichungen
Fermi-Beschleunigung
Fermionen
Fermionenstern
Fernparallelismus
Feynman-Diagramm
FFO
FIDO
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FLRW-Kosmologie
Fluchtgeschwindigkeit
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f(R)-Gravitation
Friedmann-Weltmodell
G
Galaktischer Schwarz-Loch-Kandidat
Galaxie
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Gamma-Zerfall
Geodäte
Geometrisierte Einheiten
Geometrodynamik
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Grad
Granulation
Gravastern
Gravitation
Gravitationskollaps
Gravitationskühlung
Gravitationslinse
Gravitationsradius
Gravitations- rotverschiebung
Gravitationswellen
Gravitomagnetismus
Graviton
GRBR
Große Vereinheitlichte Theorien
Gruppe
GUT
GZK-cutoff
H
Hadronen
Hadronen-Ära
Hamilton-Jacobi- Formalismus
Harvard-Klassifikation
Hauptreihe
Hawking-Strahlung
Hawking-Temperatur
Helizität
Helligkeit
Herbig-Haro- Objekt
Hertzsprung-Russell- Diagramm
Hierarchieproblem
Higgs-Teilchen
Hilbert-Raum
Hintergrundmetrik
Hintergrundstrahlung
HLX
HMXB
Holostern
Homogenitätsproblem
Horizont
Horizontproblem
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Hubble-Gesetz
Hubble-Klassifikation
Hubble-Konstante
Hydrodynamik
hydrostatisches Gleichgewicht
Hyperladung
Hypernova
Hyperonen
I
IC
Inertialsystem
Inflation
Inflaton
intergalaktisch
intermediate-mass black hole
interplanetar
interstellar
Isometrien
Isospin
Isotop
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J
Jahreszeiten
Jansky
Jeans-Masse
Jet
K
Kaluza-Klein-Theorie
Kaup-Grenzmasse
Kaonen
Kataklysmische Veränderliche
Keine-Haare- Theorem
Kepler-Gesetze
Kerr-de-Sitter- Lösung
Kerr-Lösung
Kerr-Newman- de-Sitter- Lösung
Kerr-Newman- Lösung
Kerr-Schild- Koordinaten
Killing-Felder
Killing-Tensor
K-Korrektur
Koinzidenzproblem
Kollapsar
Kompaktes Objekt
Kompaktheit
Kompaktifizierung
Kompaneets-Gleichung
konforme Transformation
Kongruenz
Koordinatensingularität
Kopenhagener Deutung
Korona
Korrespondenzprinzip
Kosmische Strahlung
Kosmische Strings
Kosmographie
Kosmologie
Kosmologische Konstante
Kosmologisches Prinzip
kovariante Ableitung
Kovarianzprinzip
Kreisbeschleuniger
Kretschmann-Skalar
Krümmungstensor
Kruskal-Lösung
Kugelsternhaufen
L
Laborsystem
Ladung
Lagrange-Punkte
Lambda-Universum
Lapse-Funktion
Laserleitstern
Lense-Thirring- Effekt
Leptonen
Leptonen-Ära
Leptoquarks
Leuchtkraft
Leuchtkraftdistanz
Levi-Civita- Zusammenhang
Licht
Lichtjahr
Lichtkurve
Lie-Ableitung
Linearbeschleuniger
LINER
Linienelement
LIRG
LMXB
LNRF
Lokale Gruppe
Loop-Quantengravitation
Lorentz-Faktor
Lorentzgruppe
Lorentzinvarianz
Lorentz-Kontraktion
Lorentz-Transformation
Lundquist-Zahl
Luxon
M
Machscher Kegel
Machsches Prinzip
Machzahl
Magnetar
magnetische Rotationsinstabilität
Magnetohydrodynamik
Magnitude
marginal gebundene Bahn
marginal stabile Bahn
Markariangalaxie
Maxwell-Tensor
Membran-Paradigma
Mesonen
Metall
Metrik
Mikroblazar
Mikrolinse
Mikroquasar
Milchstraße
Minkowski-Metrik
Missing-Mass- Problem
mittelschwere Schwarze Löcher
MOND
Monopolproblem
Morphismus
M-Theorie
Myonen
N
Neutrino
Neutronenreaktionen
Neutronenstern
Newtonsche Gravitation
No-Hair-Theorem
Nova
Nukleon
Nukleosynthese
Nullgeodäte
O
Öffnung
Olbers-Paradoxon
O-Prozess
Oppenheimer-Volkoff- Grenze
optische Tiefe
Orthogonalität
P
Paradoxon
Paralleluniversum
Parsec
partielle Ableitung
Pauli-Prinzip
Penrose-Diagramm
Penrose-Prozess
Pentaquark
Periastron
Perigäum
Perihel
periodisch
persistent
Petrov-Klassifikation
PG1159-Sterne
Phantom-Energie
Photon
Photonenorbit
Photosphäre
Pion
Pioneer-Anomalie
Planck-Ära
Planckscher Strahler
Planck-Skala
Planet
Planetarische Nebel
Poincarégruppe
Poincaré- Transformation
Polytrop
Population
Post-Newtonsche Approximation
Poynting-Fluss
pp-Kette
p-Prozess
Prandtl-Zahl
primordiale Schwarze Löcher
Prinzip minimaler gravitativer Kopplung
Protostern
Pseudo-Newtonsche Gravitation
Pulsar
Pulsierendes Universum
Pyknonukleare Reaktionen
Q
QPO
Quant
Quantenchromodynamik
Quantenelektrodynamik
Quantenfeldtheorie
Quantengravitation
Quantenkosmologie
Quantenschaum
Quantensprung
Quantentheorie
Quantenvakuum
Quantenzahlen
Quark-Ära
Quark-Gluonen- Plasma
Quarks
Quarkstern
Quasar
quasi-periodisch
Quasi-periodische Oszillationen
Quelle
Quintessenz
R
Radioaktivität
Radiogalaxie
Radion
Randall-Sundrum- Modelle
Randverdunklung
Raumzeit
Rayleigh-Jeans- Strahlungsformel
Ray Tracing
Reichweite
Reionisation
Reissner-Nordstrøm- de-Sitter- Lösung
Reissner-Nordstrøm- Lösung
Rekombination
relativistisch
Relativitätsprinzip
Relativitätstheorie
Renormierung
Reverberation Mapping
Reynolds-Zahl
RGB-Bild
Ricci-Tensor
Riemann-Tensor
Ringsingularität
Robertson-Walker- Metrik
Robinson-Theorem
Roche-Volumen
Röntgendoppelstern
Roter Riese
Roter Zwerg
Rotverschiebung
Rotverschiebungsfaktor
r-Prozess
RRAT
RR Lyrae-Sterne
Ruhesystem
S
Schallgeschwindigkeit
scheinbare Größe
Schleifen- Quantengravitation
Schwache Wechselwirkung
Schwarzer Körper
Schwarzer Zwerg
Schwarzes Loch
Schwarzschild-de-Sitter- Lösung
Schwarzschild-Lösung
Schwarzschild-Radius
Schwerkraft
Seltsamer Stern
Seltsamkeit
Seyfert-Galaxie
Singularität
skalares Boson
SNR
Soft Gamma-Ray Repeater
Sonne
Spektraltyp
Spezialität
Spezielle Relativitätstheorie
Spin
Spin-Netzwerk
Spinschaum
Spin-Statistik-Theorem
Spintessenz
s-Prozess
Standardkerzen
Standardmodell
Standardscheibe
Starke Wechselwirkung
Statisches Universum
Staubtorus
Stefan-Boltzmann- Gesetz
stellare Schwarze Löcher
Stern
Sternentstehung
Strange Star
Stringtheorien
Subraum
Supergravitation
supermassereiche Schwarze Löcher
Supernova
Supernovaremnant
Superstringtheorie
Supersymmetrie
Symbiotische Sterne
Symmetrie
Symmetriebrechung
Symmetriegruppe
Synchrotron
Synchrotronstrahlung
Synchrozyklotron
T
Tachyon
Tagbogen
Tardyon
Teilchen
Teilchenbeschleuniger
Tensorboson
Tensoren
Tetraden
Tetraquark
TeVeS
Thermodynamik
thermonukleare Fusion
Tiefenfeldbeobachtung
Tierkreis
TNO
Topologie
topologische Defekte
Torsionstensor
Trägheit
transient
Transit
Triple-Alpha-Prozess
T Tauri Stern
Tunneleffekt
U
ULIRG
ULX
Unifikation
Unitarität
Universum
Unruh-Effekt
Urknall
V
Vakuum
Vakuumstern
Vektorboson
Velapulsar
Veränderliche
Vereinheitlichung
Viele-Welten- Theorie
VLA
VLBI
VLT
VLTI
Voids
VSOP
W
Walker-Penrose- Theorem
Weakonen
Weinberg-Winkel
Weiße Löcher
Weißer Zwerg
Wellenfunktion
Weylsches Postulat
Weyl-Tensor
Wheeler-DeWitt- Gleichung
Wiensche Strahlungsformel
Wilson-Loop
WIMP
Wolf-Rayet-Stern
w-Parameter
Wurmlöcher
X
X-Bosonen
X-Kraft
X-ray burster
Y
Y-Bosonen
Yerkes- Leuchtkraftklassen
YSO
Yukawa-Potential
Z
ZAMO
Zeit
Zeitdilatation
Zodiakallicht
Zustandsgleichung
Zustandsgröße
Zwerge
Zwergplanet
Zwillingsparadoxon
Zyklisches Universum
Zyklotron