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 , que muestra los efectos relativistas impuestos a la luz cuando se emite en regiones sujetas a 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 suele ser 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 gire en espiral hacia el cuerpo central. Las fuerzas gravitacionales y de fricción comprimen y elevan la temperatura del material, provocando 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 ; aquellos alrededor de estrellas de neutrones y agujeros negros en la parte del espectro de rayos X. El estudio de los modos de oscilación en los discos de acreción se denomina diskoseismología . ^{[1] [2]}

Manifestaciones

Problema no resuelto en física :

Chorros de discos de acreción: ¿Por qué los discos que rodean ciertos objetos, como los núcleos de galaxias activas , emiten chorros a lo largo de sus ejes polares? Los astrónomos invocan estos chorros para hacer de todo, desde deshacerse del momento angular en una estrella en formación hasta reionizar el universo (en 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 involucran discos de acreción. Estos discos dan lugar muy a menudo a chorros astrofísicos procedentes de las proximidades del objeto central. Los chorros son una forma eficaz para que el sistema estrella-disco pierda momento angular sin perder demasiada masa .

Los discos de acreción más espectaculares que se encuentran en la naturaleza son los de núcleos galácticos activos y los de quásares , que se cree que son agujeros negros masivos en el centro de las galaxias. A medida que la materia ingresa al disco de acreción, sigue una trayectoria llamada línea 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, reduciendo 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 inferior, una parte de su energía potencial gravitacional se convierte en mayor velocidad y la partícula gana velocidad. Así, la partícula ha perdido energía aunque 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 más y más energía potencial de la partícula (en relación con el agujero negro); El disco de acreción de un agujero negro está lo suficientemente caliente como para emitir rayos X justo fuera del horizonte de sucesos . Se cree que la gran luminosidad de los quásares es el resultado de la acumulación de gas por parte de agujeros negros supermasivos. ^[3] Los discos de acreción elípticos formados durante la disrupción de las mareas en las estrellas pueden ser típicos de los núcleos galácticos y los 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 rápidamente 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 supera su lóbulo de Roche . Luego se desarrolla un flujo de gas desde la estrella compañera hacia la primaria. La conservación del momento angular impide un flujo directo de una estrella a 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 acumulado en este caso proviene de la nube molecular a partir de la cual se formó la estrella y no 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 extrae materia de una estrella cercana y forma un disco de acreción.

En la década de 1940, los modelos se derivaron por primera vez a partir de principios físicos básicos. ^[6] Para estar de acuerdo con las observaciones, esos modelos tuvieron que invocar un mecanismo aún desconocido para la redistribución del momento angular. Si la materia va a caer hacia adentro, debe perder no sólo energía gravitacional sino también momento angular . Dado que el momento angular total del disco se conserva, la pérdida de momento angular de la masa que cae hacia el centro debe compensarse con una ganancia de momento angular de la masa alejada del centro. En otras palabras, el momento angular debe transportarse hacia afuera para que se acumule materia. Según el criterio de estabilidad de Rayleigh ,

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

donde representa la velocidad angular de un elemento fluido y su distancia al centro de rotación, se espera que un disco de acreción sea un flujo laminar . Esto impide 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 eventualmente harían que la materia hacia el centro se calentara e irradiara parte de su energía gravitacional. Por otra parte, 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 mejorada por la turbulencia era el mecanismo responsable de tal redistribución del momento angular, aunque el origen de la turbulencia en sí no se entendía bien. 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 magnetorotacional (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, proporcionando un mecanismo directo para 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 fuente de un aumento de la viscosidad. Suponiendo la turbulencia subsónica y la altura del disco como límite superior para el tamaño de los remolinos, la viscosidad del disco se puede estimar como donde está 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 células turbulentas en relación con el movimiento medio del gas, y es el tamaño de las células turbulentas más grandes, que se estima como y , donde es la velocidad angular orbital kepleriana, es la distancia radial desde el centro objeto 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 se pueden resolver en términos del parámetro. Muchos de los observables dependen sólo 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 central acrecentador en unidades de masa solar, , es el radio de un punto del disco, en unidades de , y , donde es el radio donde el momento angular deja de ser transportado hacia el interior. ${\displaystyle T_{c}}$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle {\dot {M}}_{16}}$ ${\displaystyle 10^{16}{\rm {g\ s}}^{-1}}$ ${\displaystyle m_{1}}$ ${\displaystyle M_{\bigodot }}$ ${\displaystyle R_{10}}$ ${\displaystyle 10^{10}{\rm {cm}}}$ ${\displaystyle f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}}$ ${\displaystyle R_{\star }}$

El modelo de disco α de Shakura-Sunyaev es térmica y viscosamente inestable. Un modelo alternativo, conocido como disco, 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 desde . ${\displaystyle \beta }$ ${\displaystyle \nu \propto \alpha p_{\mathrm {gas} }}$ ${\displaystyle p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}}$ ${\displaystyle \nu =\alpha c_{\rm {s}}H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega =\alpha p_{\mathrm {tot} }/(\rho \Omega )}$

El modelo Shakura-Sunyaev supone que el disco está en equilibrio térmico local y puede irradiar 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 fracasar. En el caso radiativamente ineficiente, el disco puede "hincharse" hasta formar un toroide o alguna otra solución tridimensional como un flujo de acreción dominado por advección (ADAF). Las soluciones ADAF normalmente 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 disco-luna. El modelo concuerda con mediciones astrofísicas recientes utilizando lentes gravitacionales . ^{[13] [14] [15] [16]}

inestabilidad magnetorotacional

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 sencillo 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, desempeñando la tensión del resorte el papel de la tensión magnética. En un disco kepleriano, el elemento fluido interno estaría orbitando más rápidamente que el externo, lo que provocaría que el resorte se estirara. Luego, el resorte obliga al elemento de fluido interno a disminuir la velocidad, reduciendo correspondientemente su momento angular, lo que hace que se mueva a una órbita más baja. El elemento fluido exterior que es arrastrado hacia adelante se acelerará, aumentando su momento angular y se moverá a una órbita de mayor radio. La tensión del resorte aumentará a medida que los dos elementos fluidos se separen más y el proceso se detenga. ^[17]

Se puede demostrar que en presencia de una tensión similar a 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 magnetorotacional. Se cree que los campos magnéticos presentes en los objetos astrofísicos (necesarios 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 entrelazados por los campos magnéticos externos presentes en el medio interestelar . Estos campos suelen ser débiles (alrededor de unos pocos micro-Gauss), pero pueden anclarse a la materia del 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 a gran escala en las regiones internas del disco. ^[19]

Dichos campos magnéticos pueden ser advertidos hacia adentro desde el medio interestelar o generados por una dinamo magnética dentro del disco. Parecen necesarias intensidades de campos magnéticos de al menos el orden de 100 Gauss para que el mecanismo magnetocentrífugo lance potentes chorros. Sin embargo, existen problemas a la hora de llevar el flujo magnético externo hacia la estrella central del disco. ^[20] La alta conductividad eléctrica dicta que el campo magnético se congela en la materia que se acumula sobre el objeto central a baja velocidad. Sin embargo, el plasma no es un conductor eléctrico perfecto, por lo que siempre existe cierto grado de disipación. El campo magnético se difunde más rápidamente que la velocidad a la que es arrastrado hacia el interior por la acumulación de materia. ^[21] Una solución simple es asumir 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-rotacionalmente turbulentos. ^[22] Algunos otros factores posiblemente puedan afectar la tasa de advección/difusión: reducción de la difusión magnética turbulenta en las capas superficiales; reducción de la viscosidad Shakura – Sunyaev por campos magnéticos; ^[23] y la generación de campos a gran escala mediante turbulencias MHD a pequeña escala: una dinamo a gran escala. De hecho, una combinación de diferentes mecanismos podría ser responsable de llevar eficientemente el campo externo hacia el interior, hacia las partes centrales del disco desde donde se lanza el chorro. La flotabilidad magnética, el bombeo turbulento y el diamagnetismo turbulento ejemplifican los fenómenos físicos invocados para explicar una concentración tan eficiente de campos externos. ^[24]

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

Cuando la tasa de acreción es sub-Eddington y la opacidad es muy alta, se forma el disco de acreción delgado estándar. Es geométricamente delgado en dirección vertical (tiene forma de disco) y está hecho de un gas relativamente frío, con una presión de radiación insignificante. El gas desciende en espirales muy apretadas, 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 discos delgados. El clásico trabajo de 1974 de Shakura y Sunyaev sobre discos de acreción delgados es uno de los artículos más citados en la astrofísica moderna. Lynden-Bell, Pringle y Rees desarrollaron de forma independiente los discos delgados. Pringle aportó en los últimos treinta años muchos resultados clave a la teoría de los 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 realizada por JA Marck de la apariencia óptica del agujero negro de Schwarzschild con un disco delgado (kepleriano)

Page y Thorne ^[25] han proporcionado un tratamiento relativista completamente general, necesario para la parte interna del disco cuando el objeto central es un agujero negro , y Luminet ^[26] y Marck lo han utilizado para producir imágenes ópticas simuladas. ^[27] en el 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 retrocede (tomado aquí como estará a la derecha), mientras que habrá un fuerte desplazamiento hacia el azul en el lado que se aproxima. Debido a la curvatura de la luz, el disco parece distorsionado, pero el agujero negro no lo oculta en ninguna parte.

Cuando la tasa de acreción es sub-Eddington y la opacidad es muy baja, se forma un ADAF (flujo de acreción dominado por advección). Este tipo de disco de acreción fue predicho en 1977 por Ichimaru. Aunque el artículo de Ichimaru fue ignorado en gran medida, algunos elementos del modelo ADAF estaban presentes en el influyente artículo ion-tori de 1982 de Rees, Phinney, Begelman y Blandford. Los ADAF comenzaron a ser estudiados intensamente por muchos autores sólo 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 y Yi, e independientemente Abramowicz, Chen, Kato, Lasota (quien acuñó el nombre ADAF) y Regev encontraron soluciones autosimilares para la acreción dominada por advección. ^{[30] [31]} Narayan y sus colaboradores han realizado las contribuciones más importantes a las aplicaciones astrofísicas de los ADAF. 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, de forma similar 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 delgados discos de Shakura-Sunyaev. Los ADAF emiten una radiación no térmica basada en la ley de potencia, a menudo con un fuerte componente Compton.

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

Crédito: NASA/JPL-Caltech

Modelos analíticos de discos de acreción de Super-Eddington (discos delgados, donas polacas)

Problema no resuelto en física :

QPO de discos de acreción: En muchos discos de acreción se producen oscilaciones cuasi periódicas , y sus períodos parecen escalar como la inversa de la masa del objeto central. ¿Por qué existen estas oscilaciones? ¿Por qué a veces hay matices 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). Los donuts polacos son discos de acreción soportados por presión de radiación, de baja viscosidad y ópticamente gruesos y enfriados por advección . Son radiativamente muy ineficientes. Los donuts polacos tienen la forma de un toro gordo (un donut) 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 sólo tasas de acreción moderadamente super-Eddington, M ≥ M _Edd , formas más bien parecidas a discos y espectros casi térmicos. Se enfrían por advección y son radiativamente ineficaces. Fueron introducidos por Abramowicz, Lasota, Czerny y Szuszkiewicz en 1988.

disco de excreción

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

Ver 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-flip

Notas

1. En astrofísica, el material difuso se refiere a la materia interestelar o intergaláctica que está esparcida y no concentrada en un lugar específico. Este material puede incluir gas, polvo y otras partículas que no están organizadas en estructuras distintas como estrellas o 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 radiativos, 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 la comida de los agujeros negros". Científico nuevo .