Disco de acreción

Estructura formada por material difuso en movimiento orbital alrededor de un cuerpo central masivo

El disco de acreción caliente de un agujero negro muestra los efectos relativistas que se imponen a la luz cuando se emite en regiones sujetas a una gravitación extrema . Esta imagen es el resultado de simulaciones de la NASA y muestra una vista desde fuera del horizonte de un agujero negro de Schwarzschild .

Un disco de acreción es una estructura (a menudo un disco circunestelar ) formada por material difuso ^[a] en movimiento orbital alrededor de un cuerpo central masivo . El cuerpo central es con mayor frecuencia una estrella . La fricción , la irradiancia desigual, los efectos magnetohidrodinámicos y otras fuerzas inducen inestabilidades que hacen que el material en órbita en el disco se desplace en espiral hacia el cuerpo central. Las fuerzas gravitacionales y de fricción comprimen y elevan la temperatura del material, lo que provoca la emisión de radiación electromagnética . El rango de frecuencia de esa radiación depende de la masa del objeto central. Los discos de acreción de estrellas jóvenes y protoestrellas irradian en el infrarrojo ; los que rodean a las estrellas de neutrones y los agujeros negros en la parte de rayos X del espectro . El estudio de los modos de oscilación en los discos de acreción se conoce como discoseismología . ^{[1] [2]}

Manifestaciones

Problema sin resolver en física :

Chorros de discos de acreción: ¿Por qué los discos que rodean ciertos objetos, como los núcleos de las galaxias activas , emiten chorros a lo largo de sus ejes polares? Los astrónomos invocan estos chorros para todo, desde eliminar el momento angular en una estrella en formación hasta reionizar el universo (en los núcleos galácticos activos), pero su origen aún no se comprende bien.

(más problemas sin resolver en física)

Los discos de acreción son un fenómeno omnipresente en astrofísica; los núcleos galácticos activos , los discos protoplanetarios y los estallidos de rayos gamma implican discos de acreción. Estos discos muy a menudo dan lugar a chorros astrofísicos que provienen de las proximidades del objeto central. Los chorros son una forma eficiente para que el sistema estrella-disco pierda momento angular sin perder demasiada masa .

Los discos de acreción más prominentes son los de los núcleos galácticos activos y de los cuásares , que se cree que son agujeros negros masivos en el centro de las galaxias. A medida que la materia entra en el disco de acreción, sigue una trayectoria llamada línea de tendex , que describe una espiral hacia adentro. Esto se debe a que las partículas se frotan y rebotan entre sí en un flujo turbulento, lo que provoca un calentamiento por fricción que irradia energía, lo que reduce el momento angular de las partículas, lo que permite que la partícula se desplace hacia adentro, impulsando la espiral hacia adentro. La pérdida de momento angular se manifiesta como una reducción de la velocidad; a una velocidad más lenta, la partícula debe adoptar una órbita más baja. A medida que la partícula cae a esta órbita más baja, una parte de su energía potencial gravitatoria se convierte en mayor velocidad y la partícula gana velocidad. Por lo tanto, la partícula ha perdido energía a pesar de que ahora viaja más rápido que antes; sin embargo, ha perdido momento angular. A medida que una partícula orbita cada vez más cerca, su velocidad aumenta; a medida que aumenta la velocidad, el calentamiento por fricción aumenta a medida que se irradia cada vez más energía potencial de la partícula (en relación con el agujero negro); el disco de acreción de un agujero negro es lo suficientemente caliente como para emitir rayos X justo fuera del horizonte de sucesos . Se cree que la gran luminosidad de los cuásares es el resultado de la acreción de gas por parte de los agujeros negros supermasivos. ^[3] Los discos de acreción elípticos formados en la disrupción de marea de estrellas pueden ser típicos en núcleos galácticos y cuásares. ^[4] El proceso de acreción puede convertir alrededor del 10 por ciento a más del 40 por ciento de la masa de un objeto en energía, en comparación con alrededor del 0,7 por ciento de los procesos de fusión nuclear . ^{[5] En} sistemas binarios cercanos, el componente primario más masivo evoluciona más rápido y ya se ha convertido en una enana blanca , una estrella de neutrones o un agujero negro, cuando el compañero menos masivo alcanza el estado gigante y excede su lóbulo de Roche . Luego se desarrolla un flujo de gas desde la estrella compañera hasta el primario. La conservación del momento angular impide un flujo directo de una estrella a la otra y en su lugar se forma un disco de acreción.

Los discos de acreción que rodean a las estrellas T Tauri o Herbig se denominan discos protoplanetarios porque se cree que son los progenitores de los sistemas planetarios . El gas acrecentado en este caso proviene de la nube molecular a partir de la cual se ha formado la estrella, en lugar de una estrella compañera.

Vista artística de una estrella con disco de acreción.

Animaciones de la acreción de agujeros negros

Física del disco de acreción

Concepción artística de un agujero negro que absorbe materia de una estrella cercana y forma un disco de acreción.

En la década de 1940, los modelos se derivaron por primera vez de principios físicos básicos. ^[6] Para que coincidieran con las observaciones, esos modelos tenían que invocar un mecanismo aún desconocido para la redistribución del momento angular. Si la materia debe caer hacia adentro, debe perder no solo energía gravitacional sino también perder momento angular . Dado que el momento angular total del disco se conserva, la pérdida de momento angular de la masa que cae en el centro tiene que ser compensada por una ganancia de momento angular de la masa alejada del centro. En otras palabras, el momento angular debe ser transportado hacia afuera para que la materia se acreciente. Según el criterio de estabilidad de Rayleigh ,

${\displaystyle {\frac {\partial (R^{2}\Omega )}{\partial R}}>0,}$

donde representa la velocidad angular de un elemento de fluido y su distancia al centro de rotación, se espera que un disco de acreción sea un flujo laminar . Esto evita la existencia de un mecanismo hidrodinámico para el transporte del momento angular. ${\displaystyle \Omega }$ ${\displaystyle R}$

Por un lado, estaba claro que las tensiones viscosas acabarían provocando que la materia situada en el centro se calentara y emitiera parte de su energía gravitatoria. Por otro lado, la viscosidad en sí misma no era suficiente para explicar el transporte del momento angular a las partes exteriores del disco. Se pensaba que la viscosidad potenciada por la turbulencia era el mecanismo responsable de dicha redistribución del momento angular, aunque no se comprendía bien el origen de la turbulencia en sí. El modelo convencional (que se analiza a continuación) introduce un parámetro ajustable que describe el aumento efectivo de la viscosidad debido a los remolinos turbulentos dentro del disco. ^{[7] [8]} En 1991, con el redescubrimiento de la inestabilidad magnetorrotacional (MRI), SA Balbus y JF Hawley establecieron que un disco débilmente magnetizado que se acumulara alrededor de un objeto central compacto y pesado sería altamente inestable, lo que proporcionaría un mecanismo directo para la redistribución del momento angular. ^[9] ${\displaystyle \alpha }$ ${\displaystyle \alpha }$

Modelo de disco α

Shakura y Sunyaev (1973) ^[7] propusieron la turbulencia en el gas como la fuente de una mayor viscosidad. Suponiendo turbulencia subsónica y la altura del disco como un límite superior para el tamaño de los remolinos, la viscosidad del disco puede estimarse como donde es la velocidad del sonido , es la altura de escala del disco y es un parámetro libre entre cero (sin acreción) y aproximadamente uno. En un medio turbulento , donde es la velocidad de las celdas turbulentas en relación con el movimiento medio del gas, y es el tamaño de las celdas turbulentas más grandes, que se estima como y , donde es la velocidad angular orbital kepleriana, es la distancia radial desde el objeto central de masa . ^[10] Al utilizar la ecuación de equilibrio hidrostático , combinada con la conservación del momento angular y suponiendo que el disco es delgado, las ecuaciones de la estructura del disco pueden resolverse en términos del parámetro. Muchos de los observables dependen solo débilmente de , por lo que esta teoría es predictiva aunque tenga un parámetro libre. ${\displaystyle \nu =\alpha c_{\rm {s}}H}$ ${\displaystyle c_{\rm {s}}}$ ${\displaystyle H}$ ${\displaystyle \alpha }$ ${\displaystyle \nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}}$ ${\displaystyle v_{\rm {turb}}}$ ${\displaystyle l_{\rm {turb}}}$ ${\displaystyle l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega }$ ${\displaystyle v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}}$ ${\displaystyle \Omega =(GM)^{1/2}r^{-3/2}}$ ${\displaystyle r}$ ${\displaystyle M}$ ${\displaystyle \alpha }$ ${\displaystyle \alpha }$

Utilizando la ley de opacidad de Kramers se encuentra que

${\displaystyle H=1.7\times 10^{8}\alpha ^{-1/10}{\dot {M}}_{16}^{3/20}m_{1}^{-3/8}R_{10}^{9/8}f^{3/5}{\rm {cm}}}$

${\displaystyle T_{c}=1.4\times 10^{4}\alpha ^{-1/5}{\dot {M}}_{16}^{3/10}m_{1}^{1/4}R_{10}^{-3/4}f^{6/5}{\rm {K}}}$

${\displaystyle \rho =3.1\times 10^{-8}\alpha ^{-7/10}{\dot {M}}_{16}^{11/20}m_{1}^{5/8}R_{10}^{-15/8}f^{11/5}{\rm {g\ cm}}^{-3}}$

donde y son la temperatura y la densidad del plano medio respectivamente. es la tasa de acreción, en unidades de , es la masa del objeto de acreción central en unidades de masa solar, , es el radio de un punto en el disco, en unidades de , y , donde es el radio donde el momento angular deja de transportarse hacia adentro. ${\displaystyle T_{c}}$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle {\dot {M}}_{16}}$ ${\displaystyle 10^{16}{\rm {g\ s}}^{-1}}$ ${\displaystyle m_{1}}$ ${\displaystyle M_{\bigodot }}$ ${\displaystyle R_{10}}$ ${\displaystyle 10^{10}{\rm {cm}}}$ ${\displaystyle f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}}$ ${\displaystyle R_{\star }}$

El modelo de disco α de Shakura-Sunyaev es inestable tanto térmica como viscosamente. Un modelo alternativo, conocido como disco α, que es estable en ambos sentidos, supone que la viscosidad es proporcional a la presión del gas . ^{[11] [12]} En el modelo estándar de Shakura-Sunyaev, se supone que la viscosidad es proporcional a la presión total ya que . ${\displaystyle \beta }$ ${\displaystyle \nu \propto \alpha p_{\mathrm {gas} }}$ ${\displaystyle p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}}$ ${\displaystyle \nu =\alpha c_{\rm {s}}H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega =\alpha p_{\mathrm {tot} }/(\rho \Omega )}$

El modelo de Shakura-Sunyaev supone que el disco está en equilibrio térmico local y puede radiar su calor de manera eficiente. En este caso, el disco irradia el calor viscoso, se enfría y se vuelve geométricamente delgado. Sin embargo, esta suposición puede fallar. En el caso de ineficiencia radiatoria, el disco puede "inflarse" hasta convertirse en un toro o alguna otra solución tridimensional como un flujo de acreción dominado por advección (ADAF). Las soluciones ADAF generalmente requieren que la tasa de acreción sea menor que un pequeño porcentaje del límite de Eddington . Otro extremo es el caso de los anillos de Saturno , donde el disco es tan pobre en gas que su transporte de momento angular está dominado por colisiones de cuerpos sólidos e interacciones gravitacionales entre el disco y la luna. El modelo concuerda con mediciones astrofísicas recientes que utilizan lentes gravitacionales . ^{[13] [14] [15] [16]}

Inestabilidad magnetorrotacional

HH-30 , un objeto Herbig-Haro rodeado por un disco de acreción

Balbus y Hawley (1991) ^[9] propusieron un mecanismo que involucra campos magnéticos para generar el transporte del momento angular. Un sistema simple que muestra este mecanismo es un disco de gas en presencia de un campo magnético axial débil. Dos elementos fluidos radialmente vecinos se comportarán como dos puntos de masa conectados por un resorte sin masa, y la tensión del resorte desempeñará el papel de la tensión magnética. En un disco kepleriano, el elemento fluido interno orbitaría más rápido que el externo, lo que provocaría que el resorte se estire. El resorte obliga entonces al elemento fluido interno a disminuir su velocidad, lo que reduce correspondientemente su momento angular y hace que se mueva a una órbita más baja. El elemento fluido externo que se empuja hacia adelante aumentará su velocidad, lo que aumentará su momento angular y se moverá a una órbita de radio mayor. La tensión del resorte aumentará a medida que los dos elementos fluidos se alejen más y el proceso se descontrole. ^[17]

Se puede demostrar que en presencia de una tensión similar a la de un resorte, el criterio de estabilidad de Rayleigh se reemplaza por

${\displaystyle {\frac {d\Omega ^{2}}{d\ln R}}>0.}$

La mayoría de los discos astrofísicos no cumplen este criterio y, por lo tanto, son propensos a esta inestabilidad magnetorrotacional. Se cree que los campos magnéticos presentes en los objetos astrofísicos (requeridos para que se produzca la inestabilidad) se generan mediante la acción de una dinamo . ^[18]

Campos magnéticos y chorros

Generalmente se supone que los discos de acreción están atravesados ​​por los campos magnéticos externos presentes en el medio interestelar . Estos campos son típicamente débiles (alrededor de unos pocos micro-Gauss), pero pueden anclarse a la materia en el disco, debido a su alta conductividad eléctrica , y ser transportados hacia el interior, hacia la estrella central . Este proceso puede concentrar el flujo magnético alrededor del centro del disco dando lugar a campos magnéticos muy fuertes. La formación de potentes chorros astrofísicos a lo largo del eje de rotación de los discos de acreción requiere un campo magnético poloidal de gran escala en las regiones internas del disco. ^[19]

Estos campos magnéticos pueden ser transportados hacia el interior desde el medio interestelar o generados por una dinamo magnética dentro del disco. Parece que se necesitan campos magnéticos de intensidades de al menos el orden de 100 Gauss para que el mecanismo magnetocentrífugo lance chorros potentes. Sin embargo, existen problemas para transportar el flujo magnético externo hacia el interior, hacia la estrella central del disco. ^[20] La alta conductividad eléctrica dicta que el campo magnético está congelado en la materia que se está acrecentando sobre el objeto central a una velocidad lenta. Sin embargo, el plasma no es un conductor eléctrico perfecto, por lo que siempre hay cierto grado de disipación. El campo magnético se difunde más rápido que la velocidad a la que se transporta hacia el interior por la acreción de materia. ^[21] Una solución sencilla es suponer una viscosidad mucho mayor que la difusividad magnética en el disco. Sin embargo, las simulaciones numéricas y los modelos teóricos muestran que la viscosidad y la difusividad magnética tienen casi el mismo orden de magnitud en discos magneto-rotacionales turbulentos. ^[22] Otros factores pueden afectar la tasa de advección/difusión: difusión magnética turbulenta reducida en las capas superficiales; reducción de la viscosidad Shakura - Sunyaev por campos magnéticos; ^[23] y la generación de campos a gran escala por turbulencia MHD a pequeña escala –un dinamo a gran escala. De hecho, una combinación de diferentes mecanismos podría ser responsable de transportar eficientemente el campo externo hacia adentro, hacia las partes centrales del disco donde se lanza el chorro. La flotabilidad magnética, el bombeo turbulento y el diamagnetismo turbulento ejemplifican tales fenómenos físicos invocados para explicar tal concentración eficiente de campos externos. ^[24]

Modelos analíticos de discos de acreción sub-Eddington (discos delgados, ADAF)

Cuando la tasa de acreción es inferior a la de Eddington y la opacidad muy alta, se forma el disco de acreción delgado estándar. Es geométricamente delgado en la dirección vertical (tiene forma de disco) y está hecho de un gas relativamente frío, con una presión de radiación despreciable. El gas desciende en espirales muy cerradas, que se asemejan a órbitas casi circulares, casi libres (keplerianas). Los discos delgados son relativamente luminosos y tienen espectros electromagnéticos térmicos, es decir, no muy diferentes del de una suma de cuerpos negros. El enfriamiento radiativo es muy eficiente en los discos delgados. El trabajo clásico de 1974 de Shakura y Sunyaev sobre los discos de acreción delgados es uno de los artículos más citados en la astrofísica moderna. Los discos delgados fueron elaborados independientemente por Lynden-Bell, Pringle y Rees. Pringle contribuyó en los últimos treinta años con muchos resultados clave para la teoría de discos de acreción y escribió la clásica revisión de 1981 que durante muchos años fue la principal fuente de información sobre los discos de acreción y sigue siendo muy útil hoy en día.

Simulación de JA Marck de la apariencia óptica de un agujero negro de Schwarzschild con un disco delgado (kepleriano)

^{Page y Thorne [25]} han proporcionado un tratamiento relativista general completo, como el necesario para la parte interior del disco cuando el objeto central es un agujero negro , y Luminet ^[26] y Marck ^[27] lo han utilizado para producir imágenes ópticas simuladas en las que, aunque dicho sistema es intrínsecamente simétrico, su imagen no lo es, porque la velocidad de rotación relativista necesaria para el equilibrio centrífugo en el campo gravitacional muy fuerte cerca del agujero negro produce un fuerte corrimiento al rojo Doppler en el lado que se aleja (que aquí se toma a la derecha), mientras que habrá un fuerte corrimiento al azul en el lado que se acerca. Debido a la curvatura de la luz, el disco aparece distorsionado, pero el agujero negro no lo oculta en ninguna parte.

Cuando la tasa de acreción es inferior a la de Eddington y la opacidad muy baja, se forma un flujo de acreción dominado por advección (ADAF, por sus siglas en inglés). Este tipo de disco de acreción fue predicho en 1977 por Ichimaru. Aunque el artículo de Ichimaru fue en gran medida ignorado, algunos elementos del modelo ADAF estaban presentes en el influyente artículo de 1982 sobre toros iónicos de Rees, Phinney, Begelman y Blandford. Los ADAF comenzaron a ser estudiados intensamente por muchos autores solo después de su redescubrimiento a principios de la década de 1990 por Popham y Narayan en modelos numéricos de capas límite de discos de acreción. ^{[28] [29]} Narayan e Yi encontraron soluciones autosimilares para la acreción dominada por advección, e independientemente por Abramowicz, Chen, Kato, Lasota (quien acuñó el nombre ADAF) y Regev. ^{[30] [31]} Las contribuciones más importantes a las aplicaciones astrofísicas de los ADAF han sido realizadas por Narayan y sus colaboradores. Los ADAF se enfrían por advección (calor capturado en la materia) en lugar de por radiación. Son muy ineficientes desde el punto de vista radiativo, geométricamente extendidos, similares en forma a una esfera (o una "corona") en lugar de un disco, y muy calientes (cerca de la temperatura virial). Debido a su baja eficiencia, los ADAF son mucho menos luminosos que los discos delgados de Shakura-Sunyaev. Los ADAF emiten una radiación no térmica de ley de potencia, a menudo con un fuerte componente Compton.

Difuminación de una fuente de rayos X (corona) cerca de un agujero negro

Crédito: NASA/JPL-Caltech

Modelos analíticos de discos de acreción super-Eddington (discos delgados, rosquillas polacas)

Problema sin resolver en física :

QPO de discos de acreción: en muchos discos de acreción se producen oscilaciones cuasiperiódicas , cuyos períodos parecen tener una escala inversa a la masa del objeto central. ¿Por qué existen estas oscilaciones? ¿Por qué a veces hay armónicos y por qué aparecen en diferentes proporciones de frecuencia en diferentes objetos?

(más problemas sin resolver en física)

La teoría de la acreción de agujeros negros altamente super-Eddington , M ≫ M _Edd , fue desarrollada en la década de 1980 por Abramowicz, Jaroszynski, Paczyński , Sikora y otros en términos de "rosquillas polacas" (el nombre fue acuñado por Rees). Las rosquillas polacas son discos de acreción de baja viscosidad, ópticamente gruesos, soportados por presión de radiación y enfriados por advección . Son radiativamente muy ineficientes. Las rosquillas polacas se asemejan en forma a un toro grueso (una rosquilla) con dos embudos estrechos a lo largo del eje de rotación. Los embudos coliman la radiación en haces con luminosidades altamente super-Eddington.

Los discos delgados (nombre acuñado por Kolakowska) tienen tasas de acreción de super-Eddington moderadamente altas, M ≥ M _Edd , formas más bien similares a discos y espectros casi térmicos. Se enfrían por convección y son radiativamente ineficaces. Fueron introducidos por Abramowicz, Lasota, Czerny y Szuszkiewicz en 1988.

Disco de excreción

El opuesto de un disco de acreción es un disco de excreción, en el que en lugar de que el material se acreciente desde un disco hacia un objeto central, el material se excreta desde el centro hacia el exterior del disco. Los discos de excreción se forman cuando las estrellas se fusionan. ^[33]

Véase también

• Acreción
• Chorro astrofísico
• Proceso Blandford-Znajek
• Disco circunestelar
• Disco circumplanetario
• Teoría del dinamo
• Exoasteroide
• Singularidad gravitacional
• Cuasi-estrella
• Mapeo de reverberación
• Sistema de anillos
• Nebulosa solar
• Giro y voltereta

Notas

1. En astrofísica, el término material difuso se refiere a materia interestelar o intergaláctica que se encuentra dispersa y no concentrada en un lugar específico. Este material puede incluir gas, polvo y otras partículas que no están organizadas en estructuras diferenciadas, como las estrellas o las galaxias.

Referencias

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Enlaces externos

• Página de inicio del profesor John F. Hawley, Universidad de Virginia (archivada en 2015)
• La estructura dinámica de los flujos de acreción de agujeros negros no radiactivos, John F. Hawley y Steven A. Balbus , 19 de marzo de 2002, The Astrophysical Journal, 573:738-748, 10 de julio de 2002
• Discos de acreción, Scholarpedia
• Merali, Zeeya (21 de junio de 2006). "Los campos magnéticos atrapan el alimento de los agujeros negros". New Scientist .