Насобирачки диск

Насобирачки диск — структура (најчесто околуѕвезден диск) образувана од страна на дифузен материјал во орбитално движење околу големо централно тело. Централното тело е типична ѕвезда. Триењето, нерамномерното зрачење, магнетохидродинамички ефекти и други сили предизвикуваат нестабилност што предизвикува орбиталниот материјал во дискот да се насочи навнатре кон централното тело. Гравитациските сили и силите на триење ја компресираат и ја зголемуваат температурата на материјалот, предизвикувајќи емисија на електромагнетно зрачење. Честотниот опсег на тоа зрачење зависи од масата на централниот објект. Насобирачките дискови на млади ѕвезди и протоѕвезди зрачат во инфрацрвеното светло; оние околу неутронските ѕвезди и црните дупки во рендгенскиот дел од спектарот. Проучувањето на режимите на осцилација во насобирачките дискови се нарекува дискосеизмологија.
1 Претстави
Насобирачките дискови се сеприсутен феномен во астрофизиката; Активните галактички јадра, протопланетарните дискови и експлозиите на гама-зраците, вклучуваат насобирачки дискови. Овие дискови многу често предизвикуваат астрофизички млазови кои доаѓаат од близината на централниот објект. Млазовите се ефикасен начин системот на ѕвездени дискови да го отфрли аголниот импулс без да изгуби премногу маса.
Најспектакуларните насобирачки дискови пронајдени во природата се оние на активните галактички јадра и квазарите, за кои се смета дека се масивни црни дупки во центарот на галаксиите. Како што материјата навлегува во насобирачкиот диск, таа следи траекторија наречена ''тендекс-линија'', која го опишува навлегувањето навнатре. Тоа е затоа што честичките се тријат и отскокнуваат една против друга во турбулентен тек, предизвикувајќи фрикционо загревање кое зрачи енергија далеку, намалувајќи го аголниот импулс на честичките, дозволувајќи им на честичката да се движи навнатре, придвижувајќи ја внатрешната спирала. Губењето на аголниот моментум се манифестира како намалување на брзината; со помала брзина, честичката мора да прифати пониска орбита. Како што честичката паѓа на оваа пониска орбита, дел од нејзината гравитациска потенцијална енергија се претвора во зголемена брзина и честичката добива брзина. Така, честичката изгубила енергија иако тогаш патува побрзо од порано; сепак, изгубила аголен моментум. Како што честичката орбитира сè поблиску и поблиску, нејзината брзина се зголемува, како што се зголемува брзината. насобирачкиот диск на црната дупка е доволно жежок за да емитува рендгенски зраци веднаш надвор од хоризонтот на настани. Се верува дека големата сјајност на квазарите е резултат на акредитираниот гас од супермасивни црни дупки. Елиптични акрециони дискови образувани при плимно нарушување на ѕвездите може да бидат типични за галактичките јадра и квазари. Процесот на насобирање може да претвора околу 10 проценти до над 40 проценти од масата на објектот во енергија во споредба со околу 0,7 проценти за процесите на јадрено соединување. Во блиските бинарни системи, помасивната примарна компонента еволуира побрзо и станува бело џуџе, неутронска ѕвезда или црна дупка, кога помалку масивниот придружник ќе достигне џиновска состојба и ќе ја надмине својата Рошеова шуплина. Потоа се развива проток на гас од придружната ѕвезда до примарната. Зачувувањето на аголниот импулс го спречува прав проток од една до друга ѕвезда и наместо тоа се образува насобирачки диск.
Насобирачките дискови што ги опкружуваат ѕвездите од типот на Т Бик или Хербигови ѕвезди се нарекуваат протопланетарни дискови бидејќи се смета дека тие се предци на планетарните системи Насоберасниот гас во овој случај доаѓа од молекуларниот облак од кој се образувала ѕвездата, а не од придружна ѕвезда.
2 Физика на насобирачки диск
Во 1940-тите, моделите за прв пат биле изведени од основните физички принципи. За да се согласат со набљудувањата, тие модели морале да се повикаат на сè уште непознат механизам за редистрибуција на аголниот момент. Ако материјата сака да падне навнатре, таа мора да ја изгуби не само гравитациската енергија туку и да го изгуби аголниот моментум. Бидејќи вкупниот аголен импулс на дискот е зачуван, губењето на аголниот импулс на масата што паѓа во центарот треба да се компензира со аголно засилување на импулсот на масата далеку од центарот. Со други зборови, аголниот моментум треба да се ''транспортира'' нанадвор за материјата да се насобере. Според критериумот за стабилност на Рејли,
:<math>\frac{\partial(R^2\Omega)}{\partial R}>0,</math>
каде <math>\Omega</math> ја претставува аголната брзина на течниот елемент и <math>R</math> неговото растојание до центарот на ротација, насобирачкиот диск се очекува да биде ламинарен тек. Ова го спречува постоењето на хидродинамички механизам за транспорт на аголен момент.
Од една страна, станало јасно дека вискозните напрегања на крајот ќе предизвикаат материјата кон центарот да се загрее и да зрачи дел од својата гравитациска енергија. Од друга страна, самата вискозност не била доволна за да се објасни транспортот на аголниот моментум до надворешните делови на дискот. Вискозноста зголемена со турбуленција го претставувала механизмот за кој се сметало дека е одговорен за таквата редистрибуција на аголен момент, иако потеклото на самата турбуленција не било добро разбрано. Конвенционалното <math>\alpha</math> -модел (дискутирано подолу) воведува прилагодлив параметар <math>\alpha</math> опишувајќи го делотворно зголемување на вискозноста поради турбулентни витли во рамките на дискот. Во 1991 година, со повторното откривање на магнетовртежната нестабилност (МРИ), СА Балбус и Џ.Ф.
2.1 α-модел на диск
Шакура и Суњаев (1973) предложиле турбуленции во гасот како извор на зголемена вискозност. Претпоставувајќи ја подзвучната турбуленција и висината на дискот како горна граница за големината на витлите, вискозноста на дискот може да се процени како <math> \nu=\alpha c_{\rm s}H</math> каде <math>c_{\rm s}</math> е брзината на звукот, <math>H</math> е висината на скалата на дискот и <math>\alpha</math> е слободен параметар помеѓу нула (без акреција) и приближно еден. Во турбулентен медиум <math> \nu\approx v_{\rm turb} l_{\rm turb} </math>, каде <math> v_{\rm turb} </math> е брзината на турбулентните ќелии во однос на средното движење на гасот и <math> l_{\rm turb} </math> е големината на најголемите турбулентни ќелии, што се проценува како <math>l_{\rm turb} \approx H = c_{\rm s}/\Omega</math> и <math> v_{\rm turb} \approx c_{\rm s} </math>, каде <math>\Omega = (G M)^{1/2} r^{-3/2}</math> е Кеплерова орбитална аголна брзина, <math>r</math> е радијалното растојание од централниот предмет на маса <math>M</math>. Со користење на равенката на хидростатичка рамнотежа, во комбинација со зачувување на аголниот моментум и со претпоставка дека дискот е тенок, равенките на структурата на дискот може да се решат во однос на <math>\alpha</math> параметар. Многу од набљудуваните зависат само слабо <math>\alpha</math>, така што оваа теорија е предвидлива иако има слободен параметар.
Користејќи го Крамерсовиот закон за непроѕирноста, се открива дека
:<math>H=1.7\times 10^8\alpha^{-1/10}\dot{M}^{3/20}_{16} m_1^{-3/8} R^{9/8}_{10}f^{3/5} {\rm cm}</math>:<math>T_c=1.4\times 10^4 \alpha^{-1/5}\dot{M}^{3/10}_{16} m_1^{1/4} R^{-3/4}_{10}f^{6/5}{\rm K}</math>:<math>\rho=3.1\times 10^{-8}\alpha^{-7/10}\dot{M}^{11/20}_{16} m_1^{5/8} R^{-15/8}_{10}f^{11/5}{\rm g\ cm}^{-3}</math>
каде <math>T_c</math> и <math>\rho</math> се температурата и густината на средната рамнина соодветно. <math>\dot{M}_{16}</math> е стапката на акреција, во единици од <math>10^{16}{\rm g\ s}^{-1}</math>, <math>m_1</math> е масата на централниот акретирачки објект во единици на сончева маса, <math> M_\bigodot</math>, <math>R_{10}</math> е полупречникот на точка на дискот, во единици од <math>10^{10}{\rm cm}</math>, и <math>f=\left[1-\left(\frac{R_\star}{R}\right)^{1/2} \right]^{1/4}</math>, каде <math>R_\star</math> е полупречникот каде што аголниот моментум престанува да се транспортира навнатре.
Моделот на α-диск Шакура-Сунјаев е и топлински и вискозно нестабилен. Алтернативен модел, познат како <math>\beta</math> -диск, кој е стабилен во двете сетила, претпоставува дека вискозноста е пропорционална на притисокот на гасот <math>\nu \propto \alpha p_{\mathrm{gas</math>. Во стандардниот модел Шакура-Сунјаев, вискозноста се претпоставува дека е пропорционална на вкупниот притисок <math> p_{\mathrm{tot = p_{\mathrm{rad + p_{\mathrm{gas = \rho c_{\rm s}^2</math> бидејќи <math>\nu = \alpha c_{\rm s} H = \alpha c_s^2/\Omega = \alpha p_{\mathrm{tot/(\rho \Omega)</math>.
Моделот Шакура-Сунјаев претпоставува дека дискот е во локална топлинска рамнотежа и дека може ефикасно да ја зрачи својата топлина. Во овој случај, дискот ја зрачи вискозната топлина, се лади и станува геометриски тенок. Сепак, оваа претпоставка може да се расипе. Во случајот со радијативно неефикасност, дискот може да се „издува“ во торус или некое друго тридимензионално решение како што е протокот на насобирање со доминација на адвекција (ADAF). Решенијата на ADAF обично бараат стапката на насобирање да биде помала од неколку проценти од границата на Едингтон. Друга крајност е случајот со прстените на Сатурн, каде што дискот е толку слаб со гас што неговиот аголен транспорт на моментум е доминиран од судири на цврсти тела и гравитациски интеракции на диск-месечина. Моделот е во согласност со неодамнешните астрофизички мерења со помош на гравитациски леќи.
2.2 Магнетовртежна нестабилност
Балбус и Хејли (1991) предложиле механизам кој вклучува магнетни полиња за генерирање на пренос на аголниот моментум. Едноставен систем што го прикажува овој механизам е гасен диск во присуство на слабо осно магнетно поле. Два радијално соседни флуидни елементи ќе се однесуваат како две точки на маса поврзани со пружина без маса, при што тензијата на пружината ја игра улогата на магнетното затегнување. Во кеплеровиот диск, внатрешниот флуиден елемент би орбитирал побрзо од надворешниот, предизвикувајќи пружината да се протега. Внатрешниот течен елемент потоа е принуден од пружината да забави, соодветно да го намали неговиот аголен момент, предизвикувајќи го да се пресели во пониска орбита. Надворешниот течен елемент што се повлекува напред ќе се забрза, зголемувајќи го неговиот аголен моментум и ќе се премести во орбита со поголем полупречник. Затегнатоста на пружината ќе се зголеми како што двата флуидни елементи се оддалечуваат и процесот бега.
Може да се покаже дека во присуство на таква пружинска напнатост, критериумот за стабилност на Рејли се заменува со
:<math> \frac{d\Omega^2}{d \ln R}>0.</math>
Повеќето астрофизички дискови не го исполнуваат овој критериум и затоа се склони кон оваа магнетовртежна нестабилност. Се верува дека магнетните полиња присутни во астрофизичките објекти (потребни за појава на нестабилност) се генерирани преку дејство на динамо-теорија.
2.3 Магнетни полиња и млазови
Насобирачките дискови обично се претпоставуваат дека се навојни од надворешните магнетни полиња присутни во меѓуѕвездената средина. Овие полиња се типично слаби, но тие можат да се закотват на материјата во дискот поради неговата висока електрична спроводливост и да се носат навнатре кон централната ѕвезда. Овој процес може да го концентрира магнетниот флукс околу центарот на дискот што доведува до многу силни магнетни полиња. Образувањето на моќни астрофизички млазници долж оската на вртење на насобирачките дискови бара полоидално магнетно поле од големи размери во внатрешните делови на дискот.
Ваквите магнетни полиња може да се наведат навнатре од меѓуѕвездената средина или да се генерираат од магнетното динамо во дискот. Јачините на магнетните полиња од најмалку 100 Гаус изгледаат неопходни за магнетоцентрифугалниот механизам да лансира моќни млазници. Меѓутоа, има проблеми во носењето на надворешен магнетен флукс навнатре кон централната ѕвезда на дискот. Високата електрична спроводливост диктира дека магнетното поле е замрзнато во материјата која се акредитира на централниот објект со бавна брзина. Сепак, плазмата не е совршен електричен проводник, така што секогаш постои одреден степен на дисипација. Магнетното поле се дифузира побрзо од брзината со која се носи навнатре со акредитација на материја. Едноставно решение е да се претпостави вискозност многу поголема од магнетната дифузност во дискот. Меѓутоа, нумеричките симулации и теоретските модели покажуваат дека вискозноста и магнетната дифузност имаат речиси ист ред на големина во магнето-вртежна турбулентни дискови. Некои други фактори може да влијаат на брзината на адвекција/дифузија: намалена турбулентна магнетна дифузија на површинските слоеви; намалување на вискозноста на Шакура - Сунјаев со магнетни полиња; и генерирање на полиња од големи размери со мал размер MHD турбуленција - динамо од голем размер. Всушност, комбинација од различни механизми може да биде одговорна за ефикасно пренесување на надворешното поле навнатре кон централните делови на дискот каде што се лансира млазот. Магнетната пловност, турбулентното пумпање и турбулентниот дијамагнетизам се пример за такви физички појави кои се повикуваат да се објасни таквата ефикасна концентрација на надворешни полиња.
3 Аналитички модели на под-Едингтонови насобирачки дискови
Кога стапката на насобирање е под Едингтонова сјајност, а непроѕирноста е многу висока, се образува стандардниот тенок насобирачки диск. Геометриски е тенок во вертикална насока (има форма на диск) и е направен од релативно ладен гас, со незначителен притисок на зрачење. Гасот се спушта по многу тесни спирали, кои наликуваат на речиси кружни, речиси слободни (кеплерови) орбити. Тенките дискови се релативно светли и имаат топлински електромагнетни спектри, т.е. не се разликуваат многу од збирот на црни тела. Радијативното ладење е многу ефикасно кај тенки дискови. Класичниот труд од 1974 година на Шакура и Суњаев на тенки насобирачки дискови е еден од најчесто цитираните трудови во современата астрофизика. Тенките дискови биле независно разработени од Линден-Бел, Прингл и Рис. Прингл во изминатите триесет години придонел за многу клучни резултати во теоријата на насобирачкиот диск и го напишал класичниот преглед од 1981 година кој многу години бил главен извор на информации за насобирачките дискови, а сè уште е многу корисен денес.
Целосно општ релативистички третман, како што е потребно за внатрешниот дел на дискот кога централниот објект е црна дупка, е обезбеден од Пејџ и Торн, и се користи за производство на симулирани оптички слики од Луминет и Марк. во кој, иако таквиот систем е суштински симетричен, неговата слика не е, бидејќи релативистичката брзина на ротација потребна за центрифугална рамнотежа во многу силното гравитациско поле во близина на црната дупка произведува силно доплерово црвено поместување на страната што се повлекува (преземено овде за да биде на десната страна) додека ќе има силно сино поместување на страната што се приближува. Поради лесно свиткување, дискот изгледа искривен, но никаде не е скриен од црната дупка.
Кога стапката на насобирање е под Едингтонската сјајност, а непроѕирноста е многу мала, се образува ADAF. Овој тип на насобирачки диск бил предвиден во 1977 година од Ичимару. Иако трудот на Ичимару бил во голема мера игнориран, некои елементи од моделот ADAF биле присутни во влијателниот труд од 1982 година на Рис, Фини, Бегелман и Бландфорд. ADAF почнале интензивно да се проучува од многу автори дури по нивното повторно откривање во средината на 1990 година од Нарајан и Ји, и независно од Абрамович, Чен, Като, Ласота (кој го измислил името ADAF) и Регев. Најважните придонеси за астрофизичките примени на ADAF се направени од Нарајан и неговите соработници. ADAF се ладат со адвекција (топлина заробена во материјата), наместо со зрачење. Тие се многу радијативно неефикасни, геометриски продолжени, по форма слични на сфера (или „корона“), наместо на диск, и многу топли (блиску до виралната температура). Поради нивната ниска ефикасност, ADAF се многу помалку светлечки од тенките дискови Шакура-Сунјаев. ADAF емитуваат законска моќност, нетермичко зрачење.
4 Аналитички модели на супер-Едингтоновите насобирачки дискови
Теоријата на Едингтон за црната дупка била развиена во 1980 година од страна на Абрамович, Јарожински, Сикора и други. Т.н. полски крофни се со ниска вискозност, оптички дебели, акрециони дискови поддржани од зрачен притисок, ладени со адвекција. Тие се радијативно многу неефикасни. Полските крофни по форма наликуваат на дебел торус (крофна) со две тесни инки долж оската на вртење.
Тенките дискови (име измислено од Колаковска) имаат само умерено супер-Едингтонови стапки на насобирање, ''M'' ≥ ''M''<sub>Edd</sub>, прилично облици на дискови и речиси топлински спектри. Тие се ладат со адвекција и се радијативно неефикасни. Тие биле претставени од Абрамович, Ласота, Черни и Шушкевич во 1988 година.
5 Исфрлачки диск
Спротивно на насобирачкиот диск е исфрлачкиот диск каде што наместо материјалот да се акредитира од диск на централен објект, материјалот се излачува од центарот нанадвор кон дискот. Исфрлачките дискови се образуваат кога ѕвездите се спојуваат.