Wikipedie

Akreční disk: Porovnání verzí

Interaktivně procházet historii
← Přejít na předchozí porovnáníPřejít na další porovnání →
Smazaný obsah Přidaný obsah
VizuálníWikitext
Fyzika akrečního disku, 1. část
alfa disk model
Řádek 3:
[[Image:Accretion disk.jpg|thumb|Umělecká představa dvojhvězdy s černou dírou a hvězdou hlavní posloupnosti.]]
 
'''Akreční disk''' je [[disk]]ová struktura vytvořená z rozptýleného materiálu obíhajícího okolo centrálního tělesa. Tím je obvykle mladá hvězda, [[protohvězda]], [[bílý trpaslík]], [[neutronová hvězda]] nebo [[černá díra]]. [[Gravitace]] nutí materiál v disku padat po [[spirála|spirále]] ke středu. Gravitační síly materiál stlačují a způsobují tak vyzařování [[elektromagnetické záření|elektromagnetického záření]]. Frekvence tohoto záření závisí na centrálním objektu. Akreční disky mladých hvězd a protohvězd září v [[infračervené záření|infračerveném oboru spektra]]. Akreční disky okolo neutronových hvězd a černých děr září v [[rentgenovo záření|rentgenovém oboru spektra]].
 
Fyzika akrečních disků není stále zcela objasněna. Není jasné, proč u některých akreční disků pozorujeme zářící [[polární jet]]y vyvrhované podél jejich rotačních os.
Řádek 10:
 
Ve čtyřicátých letech 20. století byly ze základních fyzikálních principů připraveny první modely.<ref name="W1948">{{Citation | last=Weizsäcker | first=C. F. | year=1948 | title=Die Rotation Kosmischer Gasmassen | periodical=Z. Naturforsch. | volume=3a | issue= | pages=524–539 | url=
}}</ref> Aby souhlasily s pozorováními musely předpokládat v té době ještě neznámé mechanismy přenosu [[moment hybnosthybnosti|momentu hybnosti]]. Hmota padající ke středu systému musí ztrácet nejen [[potenciální energie|potenciální energii]], ale také moment hybnosti. Protože celkový moment hybnosti disku se zachovává, ztráta momentu hybnosti hmoty padající ke středu musí být kompenzována přírůstkem momentu hybnosti hmoty daleko od středu. Jinými slovy moment hybnosti musí být přenesen směrem ven, aby hmota mohla padat k centrálnímu objektu. Podle Rayleighova kritéria stability
:<math>\frac{\partial(R^2\Omega)}{\partial R}>0,</math>
kde <math>\Omega</math> je [[úhlová rychlost]] elementu tekutiny a <math>R</math> je její vzdálenost ke středu otáčení, proudí hmota v akrečním disku [[laminární proudění|laminárně]]. To vylučuje existenci [[hydrodynamika|hydrodynamického]] mechanismu přenosu momentu hybnosti.
Řádek 16:
Bylo zřejmé, že viskózní napětí může způsobovat zahřívání padající hmoty a vyzařovat tak část její potenciální gravitační energie. Na druhou stranu sama viskozita nemohla vysvětlit přenos momentu hybnosti do vnitřních částí disku. Předpokládalo se, že tento přenos zprostředkovává vizkozita zvýšená [[turbulence]]mi, ačkoli původu turbulencí se také příliš nerozumělo. Běžný fenomenologický přístup zavádí nastavitelný parametr <math>\alpha</math> popisující efektivní zvýšení viskozity, které přinášejí víry uvnitř disku.<ref name="SS1973">{{Citation | last1=Shakura | first1=N. I. | last2=Sunyaev | first2=R. A. | year=1973 | title=Black Holes in Binary Systems. Observational Appearance | periodical=Astronomy and Astrophysics | volume=24 | issue= | pages=337–355 | url=http://adsabs.harvard.edu/abs/1973A&A....24..337S
}}</ref><ref name="LBP1974">{{Citation | last1=Lynden-Bell | first1=D. | last2=Pringle | first2=J. E.| year=1974 | title=The evolution of viscous discs and the origin of the nebular variables | periodical=Mon. Not. R. Astr. Soc. | volume=168 | issue= | pages=603–637 | url=http://adsabs.harvard.edu/abs/1974MNRAS.168..603L
}}</ref> S. A. Balbus and J. F. Hawley vV roce 1991 ukázalise ukázalo, že ve slabě zmagnetovaných akrečních discích okolo masivních kompatních objektů dochází k silným nestabilitám, které mohou přenos moment hybnosti vysvětlit.<ref name="BH1991">{{Citation
| last1=Balbus | first1=Steven A. | last2=Hawley | first2=John F. | year=1991 | title=A powerful local shear instability in weakly magnetized disks. I - Linear analysis | periodical=Astrophysical Journal | volume=376 | issue= | pages=214–233 | url=http://adsabs.harvard.edu/abs/1991ApJ...376..214B
| doi=10.1086/170270
}}</ref>
 
=== <math>\alpha</math>-Discdisk Modelmodel ===
V roce 1973 [[Nikolai Shakura|Shakura]] a [[Rashid Sunyaev|Sunyaev]] navrhli, že by za zvýšenou viskozitou plynu v disku mohly stát turbulence. <ref name="SS1973"/> Za předpokladu, že největší možný vír může mít velikost odpovídající tloušťce disku, dá se viskozita <math>\nu</math> odhadnout jako
:<math>\nu=\alpha c_{\rm s}H</math>,
kde <math>\alpha</math> je volný parametr mezi nulou (neprobíhá akrece) a zhruba jednou, <math>c_{\rm s}</math> je rychlost zvuku v disku a <math>H</math> je tloušťka disku.
 
Pomocí rovnice [[hydrostatická rovnováha|hydrostatické rovnováhy]] a [[zákon zachování momentu hybnosti|zákona zachování momentu hybnosti]] a za předpokladu, že disk je tenký, lze strukturu disku popsat jako závislost na parametru <math>\alpha</math>. Protože podle pozorování mnoho disků na tomto parametru závisí jen velmi slabě, poskytuje teorie předpovědi, i když obsahuje volný parametr.
[[Nikolai Shakura|Shakura]] and [[Rashid Sunyaev|Sunyaev]] (1973)<ref name="SS1973"/> proposed turbulence in the gas as the source of an increased viscosity. Assuming subsonic turbulence and the disc height as an upper limit for the size of the eddies, the disc viscosity can be estimated as <math> \nu=\alpha c_{\rm s}H</math>
where <math>c_{\rm s}</math> is the [[sound speed]], <math>H</math> is the disc height, and <math>\alpha</math> is a free parameter between zero (no accretion) and approximately one.
 
Použitím [[Kramersův zákon opacity|Kramersova zákona opacity]] lze odvodit, že
By using the equation of [[hydrostatic equilibrium]], combined with conservation of [[angular momentum]] and assuming that the disc is thin, the equations of disk structure may be solved in terms of the <math>\alpha</math> parameter. Many of the observables depend only weakly on <math>\alpha</math>, so this theory is predictive even though it has a free parameter.
 
:<math>T_cH=1.47\times 10^4 8\alpha^{-1/510}\dot{M}^{3/1020}_{16} m_1^{1-3/48} R^{-39/48}_{10}f^{63/5} {\rm Kcm}</math>, ▼
Using Kramers' law for the opacity it is found that
:<math>HT_c=1.74\times 10^84 \alpha^{-1/105}\dot{M}^{3/2010}_{16} m_1^{-31/84} R^{9-3/84}_{10}f^{36/5} {\rm cmK}</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>, ▼
<br>
kde <math>T_c</math> a <math>\rho</math> jsou teploat a hustota ve středové rovině disku,
▲:<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>\dot{M}_{16}</math> isje therychlost accretionakrece rate,v in units ofjednotkách <math>10^{16}{\rm g\ s}^{-1}</math>, ▼
<br>
<math>m_1</math> je hmotnost centrálního objektu v jednotkách hmotností Slunce <math> M_\bigodot</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>
<math>R_{10}</math> je vzdálenost bodu disku od středu rotace v jednotkách <math>10^{10}{\rm cm}</math> a
where <math>T_c</math> and <math>\rho</math> are the mid-plane temperature and density respectively.
<math>f=\left[1-\left(\frac{R_\star}{R}\right)^{1/2} \right]^{1/4}</math>, wherekde <math>R_\star</math> isje thevzdálenost radiusod wherestředu angularrotace, momentumkde stopsjiž beingnedochází transportedk inwardspřesunům momentu hybnosti směrem dovnitř.▼
▲<math>\dot{M}_{16}</math> is the accretion rate, in units of <math>10^{16}{\rm g\ s}^{-1}</math>,
<math>m_1</math> is the mass of the central accreting object in units of a solar mass, <math> M_\bigodot</math>, <math>R_{10}</math> is the radius of a point in the disc, in units of <math>10^{10}{\rm cm}</math>, and
▲<math>f=\left[1-\left(\frac{R_\star}{R}\right)^{1/2} \right]^{1/4}</math>, where <math>R_\star</math> is the radius where angular momentum stops being transported inwards.
 
Teorie selhává, jakmile je tlak plynu zanedbatelný. Například když v disku vzroste [[tlak záření]], ten se nafoukne do třídemenzionálního útvaru, v němž rovnice už nelze uplatnit. Jiným extémem je případ [[Saturnovy prstence|prstenců Saturnu]], ve kterých je moment hybnosti přenášen díky kolizím pevných těles a gravitačními interakcemi mezi diskem a [[Měsíc (satelit)|měsíci]]. Model souhlasí s astrofyzikálními pozorováními.<ref>{{Citation | last=Poindexter et al. | year=2008 | title=The Spatial Structure of An Accretion Disk | periodical=The Astrophysical Journal, | volume=673 | issue= | pages=34 | url=http://arxiv.org/abs/0707.0003 }}</ref><ref>{{Citation | last=Eigenbrod et al. | year=2008 | title=Microlensing variability in the gravitationally lensed quasar QSO 2237+0305 = the Einstein Cross. II. Energy profile of the accretion disk | periodical= Astronomy & Astrophysics, | volume=490 | issue= | pages=933 | url=http://arxiv.org/abs/0810.0011 }}</ref><ref>{{Citation | last=Mosquera et al. | year=2009 | title=Detection of chromatic microlensing in Q 2237+0305 A | periodical=The Astrophysical Journal, | volume=691 | issue= | pages=1292 | url=http://arxiv.org/abs/0810.1626 }}</ref><ref>{{Citation | last1=Floyd et al. | year=2009 | title=The accretion disc in the quasar SDSS J0924+0219 | periodical= arXiv:0905.2651v1 [astro-ph.HE] | url=http://arXiv.org/abs/0905.2651}}</ref>
This theory breaks down when gas pressure is not significant. For example, if the accretion rate approaches the [[Eddington limit]], radiation pressure becomes important and the disk will "puff up" into a [[torus]] or some other three dimensional solution like an Advection Dominated Accretion Flow ([[ADAF]]). Another extreme is the case of [[Rings of Saturn|Saturn's rings]], where the disk is so gas poor its angular momentum transport is dominated by solid body collisions and disk-moon gravitational interactions. The model is in agreement with recent astrophysical measurements using [[gravitational lensing]]
<ref>{{Citation | last=Poindexter et al. | year=2008 | title=The Spatial Structure of An Accretion Disk | periodical=The Astrophysical Journal, | volume=673 | issue= | pages=34 | url=http://arxiv.org/abs/0707.0003 }}</ref>
<ref>{{Citation | last=Eigenbrod et al. | year=2008 | title=Microlensing variability in the gravitationally lensed quasar QSO 2237+0305 = the Einstein Cross. II. Energy profile of the accretion disk | periodical= Astronomy & Astrophysics, | volume=490 | issue= | pages=933 | url=http://arxiv.org/abs/0810.0011 }}</ref>
<ref>{{Citation | last=Mosquera et al. | year=2009 | title=Detection of chromatic microlensing in Q 2237+0305 A | periodical=The Astrophysical Journal, | volume=691 | issue= | pages=1292 | url=http://arxiv.org/abs/0810.1626 }}</ref>
<ref>{{Citation | last1=Floyd et al. | year=2009 | title=The accretion disc in the quasar SDSS J0924+0219 | periodical= arXiv:0905.2651v1 [astro-ph.HE] | url=http://arXiv.org/abs/0905.2651}}</ref>.
 
=== Magnetorotational instability ===
Citováno z „https://cs.wikipedia.org/wiki/Akreční_disk“