부착 디스크

강착 원반은 거대한 중심체 주위를 공전하는 확산 물질에 의해 형성되는 구조(종종종 별 주위 원반입니다.중심체는 전형적으로 별이다.마찰, 불균일한 조사 강도, 자기유체역학 효과 및 기타 힘에 의해 디스크 내의 궤도를 도는 물질이 중심체를 향해 안쪽으로 소용돌이치게 됩니다.중력과 마찰력은 물질의 온도를 압축하고 상승시켜 전자파 방사를 일으킨다.그 방사선의 주파수 범위는 중심 물체의 질량에 따라 달라집니다.젊은 별과 원시성의 부착 원반은 적외선을 방출한다. 중성자 별과 스펙트럼의 X선 부분에 있는 블랙홀 주변 원반은 적외선을 방출한다.강착 디스크의 진동 모드에 대한 연구를 디스크 ^[1]^[2]지진학이라고 합니다.

매니페이션

물리학의 미해결 문제:

부착 디스크 제트:왜 활동 은하의 핵과 같은 특정 물체를 둘러싼 원반은 극축을 따라 제트를 방출할까요?이 제트는 천문학자들이 형성되는 별의 각운동량을 제거하는 것에서부터 우주를 재이온화하는 것까지 모든 것을 하기 위해 호출되지만, 그 기원은 여전히 잘 알려져 있지 않다.

(물리학의 풀리지 않은 문제가 더 많다)

강착 원반은 천체물리학에서 흔한 현상이다. 활동 은하핵, 원시 행성계 원반, 감마선 폭발은 모두 강착 원반을 포함한다.이 원반들은 매우 자주 중심 물체 근처에서 오는 천체물리학적 제트를 일으킨다.제트는 별-원반 시스템이 질량을 너무 많이 잃지 않고 각운동량을 감소시키는 효율적인 방법입니다.

자연에서 발견된 가장 화려한 부착 원반은 활동적인 은하핵과 은하 중심에 있는 거대한 블랙홀로 생각되는 퀘이사입니다.물질이 강착 디스크에 들어갈 때, 그것은 안쪽으로 나선형을 묘사하는 텐덱스 선이라고 불리는 궤적을 따라갑니다.이는 입자가 난류에서 서로 마찰하고 튕겨나가면서 에너지를 방출하는 마찰열을 일으켜 입자의 각운동량을 감소시키고 입자가 안쪽으로 표류하여 소용돌이를 일으키기 때문이다.각운동량의 손실은 속도의 감소로 나타난다. 느린 속도에서는 입자가 더 낮은 궤도를 채택해야 한다.입자가 이 낮은 궤도로 떨어지면 중력 위치 에너지의 일부가 증가된 속도로 변환되고 입자는 속도를 증가시킵니다.따라서, 입자는 이전보다 더 빠르게 이동하지만, 각운동량을 잃었습니다.입자가 점점 더 가까이 궤도를 돌면서 속도가 빨라집니다. 입자의 잠재적 에너지(블랙홀에 상대적으로)가 점점 더 많이 방출됨에 따라 마찰 가열이 증가하기 때문입니다. 블랙홀의 부착 원반은 이벤트 지평선 바로 밖에서 X선을 방출할 수 있을 만큼 충분히 뜨겁습니다.퀘이사의 큰 광도는 초대질량 블랙홀에 ^[3]의해 가스가 축적된 결과로 여겨진다.별들의 조석 교란으로 형성된 타원형 강착 원반은 은하핵과 ^[4]퀘이사에서 전형적일 수 있다.부착 과정은 ^[5]핵융합 과정의 0.7%에 비해 물체의 질량의 약 10~40% 이상을 에너지로 바꿀 수 있다.근접 쌍성계에서 질량이 더 큰 주성분은 더 빨리 진화하며, 질량이 더 작은 동반성이 거성 상태에 도달하여 로체엽을 초과할 때 이미 백색왜성, 중성자별 또는 블랙홀이 됩니다.그러면 가스 흐름이 동반성에서 주성으로 발전합니다.각운동량 보존은 한 별에서 다른 별로의 직선 흐름을 막고 대신 강착원반을 형성합니다.

황소자리 T형 별이나 허빅별을 둘러싼 강착 원반을 원시 행성계 원반이라고 부르는데, 이것이 행성계의 시조로 여겨지기 때문입니다.이 경우 축적된 가스는 동반성이 아닌 별이 형성된 분자 구름에서 나옵니다.

부착 원반이 있는 별에 대한 아티스트의 시각

블랙홀 부착 애니메이션

슈퍼컴퓨터 데이터의 이 애니메이션은 시청자를 항성질량 블랙홀의 강착 원반 안쪽 영역으로 안내합니다.

이 동영상은 은하 NGC 3783의 중심에 있는 블랙홀에서 나오는 먼지 바람의 한 예술가의 인상을 보여준다.

부가 디스크 물리학

근처 별에서 블랙홀을 그리는 것에 대한 예술가의 개념은 강착 원반을 형성합니다.

1940년대에 모델은 기본적인 물리적 ^[6]원리에서 처음 파생되었다.관측에 동의하기 위해, 그러한 모델들은 각운동량 재배포를 위해 아직 알려지지 않은 메커니즘을 호출해야 했다.물질이 안쪽으로 떨어지기 위해서는 중력 에너지뿐만 아니라 각운동량도 상실해야 한다.디스크의 총 각운동량이 보존되기 때문에 중심부로 떨어지는 질량의 각운동량 손실은 중심에서 멀리 떨어진 질량의 각운동량 이득으로 보상되어야 합니다.즉, 각운동량은 물질이 축적될 수 있도록 바깥쪽으로 이동해야 한다.레일리 안정성 기준에 따르면

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

여기서 $\Omega$ { $displaystyle \Omega}$ 는 유체 원소의 각속도를 $R$ R{\ $displaystyle$ R $}$ 은 $R$ 회전 중심까지의 거리를 나타내며, 부착 원반은 층류일 것으로 예상됩니다.이는 각운동량수송을 위한 유체역학 메커니즘의 존재를 방지합니다.

한편으로, 점성 응력이 결국 물질을 중심 쪽으로 가열하여 중력 에너지의 일부를 방출하게 할 것이라는 것은 분명했다.반면, 점성 자체는 디스크의 외부로 각운동량이 전달되는 것을 설명하기에 충분하지 않았다.난류 자체의 기원은 잘 이해되지 않았지만 난류 강화 점도는 그러한 각운동 재분배에 책임이 있다고 생각되는 메커니즘이었다. $\alpha$ α $(아래$ 설명) 모델에서는 $\alpha$ 디스크 ^[7]^[8]내의 난류 에디에 의한 점도의 효과적인 증가를 나타내는 $\alpha$ 조정 가능한 $\alpha$ α $({displaystyle$ \ $alpha})$ 가 도입되었습니다.1991년 자기 방향 불안정(MRI)의 재발견으로 S. A. Balbus와 J. F.Hawley는 무겁고 콤팩트한 중심 물체 주위에 약하게 자화된 원반이 축적되면 각운동의 ^[9]재분배를 위한 직접적인 메커니즘을 제공하면서 매우 불안정할 것이라는 것을 알아냈다.

α-디스크 모델

샤쿠라와 수냐예프(1973)^[7]는 점도를 높이는 원인으로 기체의 난류를 제안했다.아음속 난류 및 디스크 높이를 에디 크기의 상한으로 가정하면 디스크 $\nu =\alpha c_{\rm {s}}H$ 는 $=$ $\nu =\alpha c_{\rm {s}}H$ c H $({displaystyle$ \nu =\ $alpha$ c_ ${\rm$ {s})로 추정할 수 있습니다. $H$ $（$ c \ $displaystyle$ c _ { \ $rm$ { $s$ } ）、 H （ \ $\alpha$ $displaystyle$ H $H$ ）、 α （ \ $displaystyle$ \ $alpha ）$ 는 $c_{\rm s}$ $\alpha$ 0(무첨가) ~ 약 1 사이의 자유 파라미터입니다.난류 $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ t $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ l $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ $b$ {turb} l_ ${\rm$ {turb $} l_$ ${\rm$ {turb $\nu \approx v_{\rm {turb}}l_{\rm {turb}}$ 에서 $v_{\rm {turb}}$ $v_{\rm {turb}}$ r $v_{\rm {turb}}$ {\rm ${turb}$ 는 $v_{\rm turb}$ 평균 가스운동에 대한 난류 셀의 속도, $l_{\rm {turb}}$ $turb$ {t}는 $l_{\rm {turb}}$ { $rb}$ 이다.셀( $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ $u$ r $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ H $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ s / $ω$ {\ $rm {s}}$ \ $approx$ H $\Omega =(GM)^{1/2}r^{-3/2}$ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ ${\rm$ { $s}}$ / \ $Omega$ } ) 및 $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ r $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ c $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ {\ $displaystyle v_{\rm$ { $s}$ \ $v_{\rm {turb}}\approx c_{\rm {s}}$ \ ） $\Omega =(GM)^{1/2}r^{-3/2}$ 서 $\Omega =(GM)^{1/2}r^{-3/2}$ 는 다음과 $l_{\rm {turb}}\approx H=c_{\rm {s}}/\Omega$ .질량 M{M\displaystyle}.[10]과 디스크에 얇은라고 가정할 때 정력 학적 평형의 방정식, 각운동량 보존과 결합을 사용함으로써 중앙 개체에서Gular 속도, r{r\displaystyle}은 반지름 방향 거리, 디스크 구조의 방정식은 α{\displaystyle의 관점에서 해결될 수 있다. \alp $ha }$ 파라미터 $\alpha$ .관측 가능성의 대부분은 $\alpha$ α(\ $displaystyle \alpha$ 에만 약하게 의존하기 때문에 이 이론은 자유 매개변수를 가지고 있지만 예측 가능하다.

Kramers의 불투명도 법칙을 사용하여 다음과 같이 확인됨

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

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^{-7/10}\alpha ^{-7/10}{\dot {M}_{16}^{11/20}m_{1}{5/8}R_{15/8}f^{11/5}{\rm {g\cm}

$T_{c}$ 서 T c $(\$ c $T_{c}$ }) 및 $\rho$ (\ $displaystyle \rho)$ 는 $\rho$ 각각 미드플레인 온도 및 밀도입니다. ${\dot {M}}_{16}$ 16 $({displaystyle {M}}_{16$ $})$ 은 $\dot{M}_{16}$ 10 16g s - $displaystyle 10^{g\s$ })^{- $1$ 단위, $({$ 은 $m_{1}$ 태양 질량의 $M_{\bigodot }$ 인 M $⨀ {{$ M_ $M_{\bigodot }$ 의 부착률이다. $style$ R_ ${10}$ 은 $R_{10}$ 디스크 내 점의 반지름입니다.단위는 $10^{10}{\rm {cm}}$ {\ $displaystyle$ 10 $^{$ $10$ $}{\$ $rm$ ${cm$ 입니다. $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ [ $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ - $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ ( R $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ R ) $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ / $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ ] $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ 4 { $display$ f $f=\left[1-\left({\frac {R_{\star }}{R}}\right)^{1/2}\right]^{1/4}$ = \ $left$ [ $1$ - \ display \ $fac$ \ star } { $R }$ { R } { R } { R } } { R } { R } { R } } } } { R } } } { R } } } } }각운동량이 안쪽으로 이동하지 않게 됩니다.

더 샤쿠라-Sunyev α-disk 모델은 열적으로나 육안으로나 불안정합니다.두 가지 의미에서 안정적인 $\beta$ \ $displaystyle \beta }$ -disk로 $\beta$ 알려진 다른 모델에서는 점도가 가스 압력 $\nu \propto \alpha p_{\mathrm {gas} }$ p g a $\nu \propto \alpha p_{\mathrm {gas} }$ \ $displaystyle \nu \propto \alpha p_{\mathrm {gas}$ ^[11]^[12] $}$ 에 비례한다고 가정합니다.Sunyaev 모델, 점도는 총 $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ p $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ t $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ p $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ a $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ + $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ s $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ c $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ 2 { $display$ style $p_{\mathrm { tot$ } = $p_{\mathrm {gas}$ } $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ = \ $rho c_{s$ {tot} $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ $\nu =\alpha c_{\rm {s}}H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega =\alpha p_{\mathrm {tot} }/(\rho \Omega )$ $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ ^ $\nu =\alpha c_{\rm {s}}H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega =\alpha p_{\mathrm {tot} }/(\rho \Omega )$ } $\nu =\alpha c_{\rm {s}}H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega =\alpha p_{\mathrm {tot} }/(\rho \Omega )$ }에 $p_{\mathrm {tot} }=p_{\mathrm {rad} }+p_{\mathrm {gas} }=\rho c_{\rm {s}}^{2}$ 비례한다고 가정합니다. $a_{\rm {s}}$ $H=\alpha c_{s}^{2}/\Omega$ =\ $alpha p_{\mathrm {tot}}/(\rho$ \Omega $)}.$

더 샤쿠라-Sunyev 모델은 디스크가 국소 열 평형 상태에 있다고 가정하고 효율적으로 열을 방출할 수 있습니다.이 경우 디스크는 비스코스열을 방사하여 냉각하고 기하학적으로 얇아집니다.그러나 이 가정은 무너질 수 있습니다.방사 효율이 낮은 경우 디스크는 토러스 또는 이류 지배형 강착 흐름(ADAF)과 같은 다른 3차원 용액으로 "팽창"될 수 있습니다.ADAF 솔루션에서는 보통 에딩턴 한계치의 몇 % 미만이 부가율을 필요로 합니다.또 다른 극단적인 경우는 토성 고리의 경우로, 원반은 가스량이 너무 부족해서 각운동량 수송은 고체 물체 충돌과 원반-달 중력 상호작용에 의해 지배된다.이 모델은 중력렌즈를 ^[13]^[14]^[15]^[16]이용한 최근의 천체물리학적 측정과 일치한다.

자기 회전 불안정

HH-30 , 허빅-부착 원반으로 둘러싸인 Haro 물체

Balbus and Hawley(1991)^[9]는 각운동량 수송을 생성하기 위해 자기장을 포함하는 메커니즘을 제안했다.이 메커니즘을 나타내는 간단한 시스템은 약한 축방향 자기장이 존재하는 가스 디스크이다.방사상으로 인접한 두 개의 유체 소자는 질량 없는 스프링으로 연결된 두 개의 질량점으로 작동하며, 스프링 장력은 자기 장력의 역할을 합니다.케플러 원반에서 내부 유체 원소는 외부보다 더 빠르게 궤도를 돌면서 스프링이 늘어나게 됩니다.그런 다음 스프링에 의해 내부 유체 요소가 감속되고, 그에 따라 각 운동량이 감소하여 더 낮은 궤도로 이동합니다.앞으로 당겨지는 외부 유체 요소는 속도를 높여 각 운동량을 증가시키고 더 큰 반경 궤도로 이동합니다.스프링 장력은 두 유체 요소가 더 멀리 떨어져 나가고 프로세스가 ^[17]달아나면 증가합니다.

이러한 스프링과 같은 장력이 존재하는 경우 레일리 안정성 기준은 다음과 같이 대체됨을 보여줄 수 있다.

{d\Omega ^{2}}{d\ln R}}> 0

대부분의 천체물리 원반은 이 기준을 충족하지 못하기 때문에 자기 회전이 불안정해집니다.천체물리학적 물체에 존재하는 자기장(불안정이 발생하는 데 필요한 것)은 발전기의 작용에 ^[18]의해 생성된 것으로 여겨진다.

자기장 및 제트

강착 원반은 보통 성간 매체에 존재하는 외부 자기장에 의해 나사산되는 것으로 가정한다.이 장들은 일반적으로 약하지만(약 몇 마이크로 가우스), 높은 전기 전도율 때문에 원반 안에 있는 물질에 고정될 수 있고 중심별을 향해 안쪽으로 운반될 수 있습니다.이 프로세스는 디스크 중심 주위에 자속을 집중시켜 매우 강한 자기장을 발생시킬 수 있습니다.부착 원반의 회전 축을 따라 강력한 천체물리 제트가 형성되려면 원반 ^[19]내부 영역에 대규모 폴로이드 자기장이 필요합니다.

이러한 자기장은 성간매질로부터 안쪽으로 흡수되거나 원반 내의 자기 발전기에 의해 생성될 수 있다.자기 중심 메커니즘이 강력한 제트를 발사하기 위해서는 적어도 100 가우스 이상의 자기장 강도가 필요한 것으로 보인다.그러나 ^[20]원반의 중심별을 향해 외부 자속을 안쪽으로 운반하는 데는 문제가 있습니다.높은 전기 전도율은 느린 속도로 중앙 물체에 축적되는 물질에 자기장이 동결되는 것을 의미합니다.그러나 플라즈마는 완벽한 전기 도체가 아니기 때문에 항상 어느 정도의 소산이 있습니다.자기장은 물질의 ^[21]부착에 의해 안쪽으로 운반되는 속도보다 더 빨리 확산됩니다.간단한 해결책은 디스크 내의 자기 확산도보다 훨씬 큰 점도를 가정하는 것입니다.그러나 수치 시뮬레이션과 이론 모델은 점도와 자기 확산도가 자기 회전 난류 ^[22]디스크에서 거의 동일한 크기를 갖는다는 것을 보여줍니다.이류/확산 속도에 영향을 줄 수 있는 다른 요인: 표면층에서의 난류 자기 확산 감소; 샤쿠라-자기장에 ^[23]의한 Sunyaev 점도 및 소규모 MHD 난류에 의한 대규모 필드 생성 – 대규모 발전기.실제로, 다른 메커니즘의 조합은 외부 필드를 제트기가 발사되는 디스크의 중앙 부분을 향해 안쪽으로 효율적으로 운반하는 역할을 할 수 있습니다.자기부력, 난류펌핑 및 난류반자성은 그러한 물리적 현상을 예시하여 외부장의 ^[24]효율적인 집중을 설명한다.

서브에딩턴 부가 디스크(씬 디스크, ADAF) 분석 모델

부착률이 Edington 이하이고 불투명도가 매우 높을 경우 표준 박착 원반이 형성된다.수직방향으로 기하학적으로 얇고(원반모양), 비교적 차가운 기체로 만들어지며 복사압은 무시할 수 있습니다.이 가스는 거의 원형, 거의 자유(Keplerian) 궤도와 비슷한 매우 단단한 나선형으로 내려갑니다.얇은 원반은 상대적으로 밝으며 열 전자파 스펙트럼을 가지고 있다. 즉, 흑체의 합과 크게 다르지 않다.복사 냉각은 씬 디스크에서 매우 효율적입니다.샤쿠라와 수냐예프가 1974년에 쓴 얇은 부착 원반에 관한 고전적인 연구는 현대 천체 물리학에서 가장 자주 인용되는 논문 중 하나이다.씬 디스크는 Lynden-Bell, Pringle 및 Rees에 의해 독립적으로 처리되었습니다.프링글은 지난 30년 동안 강착 디스크 이론에 많은 중요한 결과를 기여했으며, 오랜 세월 동안 강착 디스크에 대한 주요 정보원이었으며 오늘날에도 여전히 매우 유용하다는 1981년 리뷰를 썼다.

J.A. 시뮬레이션얇은(케플러리안) 원반을 가진 슈바르츠실트 블랙홀의 광학적 외관 마크.

때문에 상대론적 rotat 완전히 일반 상대론적 치료는 디스크의 중앙 개체가 블랙 홀 안쪽 부분에 필요한 페이지와 Thorne,[25]에 의해 Luminet[26]과 Marck,[27]고 있는데, 비록 그러한 시스템 본질적으로 그 이미지지 않다 대칭에 의해 모의 실험한 광학적 영상을 생산, 제공하였다.이온 속도 ne블랙홀 근처의 매우 강한 중력장에서 원심 평형을 위해 eded는 후퇴하는 쪽에 강한 도플러 적색 편이를 생성한다(여기서 오른쪽이 되도록 찍는다). 반면 다가오는 쪽에 강한 블루시프트가 있을 것이다.가벼운 굽힘으로 인해 디스크가 일그러진 것처럼 보이지만 블랙홀에 의해 가려지지 않습니다.

부착률이 Edington 이하이고 불투명도가 매우 낮으면 ADAF가 형성된다.이 강착 원반은 1977년 이치마루에 의해 예측되었다.이치마루의 논문은 대부분 무시되었지만, ADAF 모델의 일부 요소는 리스, 피니, 베겔만, 블랜드포드의 영향력 있는 1982년 이온토리 논문에 있었다.ADAF는 1990년 중반 나라얀과 이씨에 의해 재발견된 후에야 많은 저자들에 의해 집중적으로 연구되기 시작했고 아브라모비치, 첸, 카토, 라소타(ADAF라는 이름을 만든 사람), 레게브에 의해 독립적으로 연구되기 시작했다.ADAF의 천체물리학적 응용에 대한 대부분의 중요한 공헌은 나라얀과 그의 협력자들에 의해 이루어졌다.ADAF는 방사선이 아닌 이류(물질에서 포착된 열)로 냉각됩니다.그것들은 매우 방사적으로 비효율적이고, 기하학적으로 확장되어 있으며, 원반이 아닌 구체(또는 코로나)와 모양이 비슷하며, 매우 뜨겁습니다(바이럴 온도에 가깝습니다).ADAF는 효율이 낮기 때문에 샤쿠라보다 훨씬 밝지 않습니다.Sunyev 씬 디스크ADAF는 종종 강한 콤프턴 성분을 가진 멱함수의 비열 방사선을 방출한다.

블랙홀 근처의 X선 소스(코로나)가 흐릿해집니다.

X선 소스(아티스트의 컨셉)^[28]인 코로나를 가진 블랙홀.

블랙홀 근처의 X선 흐림(NuSTAR, 2014년 ^[28]8월 12일).

크레딧: NASA/JPL-Caltech

슈퍼에딩턴 강착 디스크(슬림 디스크, 폴란드 도넛) 분석 모델

1980년대 아브라모비치, 야로진스키, 파친스키, 시코라 등에 의해 '폴란드 도넛'이라는 용어로 고도로 슈퍼에딩턴 블랙홀 강착 이론(MmM_Edd)이 개발되었다.광택 도넛은 이류에 의해 냉각되는 저점도, 광학적으로 두꺼운 복사압 지지 부착 디스크입니다.그것들은 방사적으로 매우 비효율적이다.광택 도넛은 회전축을 따라 두 개의 좁은 깔때기가 있는 뚱뚱한 토러스(도넛)를 닮았다.깔때기는 방사선을 에딩턴의 광도가 매우 높은 빔으로 콜리메이트합니다.

슬림 원반(콜라코프스카가 만든 이름)은 중간 정도의 슈퍼에딩턴 강착 속도, MΩM_Edd, 원반 모양, 그리고 거의 열 스펙트럼을 가지고 있다.그들은 이류에 의해 냉각되어 방사적으로 효과가 없다.Abramowicz, Lasota, Czerny 및 Szuszkiewicz에 의해 1988년에 소개되었습니다.

물리학의 미해결 문제:

강착 원반 QPO: 많은 강착 원반에서 준주기적 진동이 발생하며, 주기는 중심 물체의 질량과 반대되는 것으로 보입니다.왜 이런 진동이 존재하는 거죠?왜 때로는 함축적인 음색이 존재하며, 왜 이러한 음색이 다른 물체에서 다른 주파수 비율로 나타나는가?

(물리학의 풀리지 않은 문제가 더 많다)

배설 디스크

부착 디스크의 반대는 배설 디스크로, 디스크에서 중심 물체로 물질이 축적되는 대신 중심에서 디스크로 배출됩니다.배설 ^[29]원반은 별들이 합쳐질 때 형성된다.

「」를 참조해 주세요.

레퍼런스

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