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강착원반

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목차

1. 개요

강착원반은 중력에 의해 중심 천체로 물질이 끌려 들어가면서 형성되는 구조로, 다양한 천체 현상을 설명하는 데 중요한 역할을 한다. 1970년대 샤쿠라-수냐예프 α-원반 모델을 통해 난류에 의한 점성 증가가 제안되었고, 1990년대에는 자기 회전 불안정성(MRI) 이론이 각운동량 수송 메커니즘으로 제시되었다. 강착원반은 얇은 원반, 뚱뚱한 원반, 슬림 원반, 이류 지배 강착 흐름(ADAF) 등 다양한 종류가 있으며, 블랙홀, 별, 원시 행성계 원반 등 다양한 천체에서 관측된다. 강착원반은 X선, 광학/자외선, 전파 관측을 통해 연구되며, 특히 블랙홀 쌍성계에서 X선 관측을 통해 블랙홀의 특성을 파악하는 데 활용된다.

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강착원반
개요
정의질량이 큰 중심체 주위를 공전하는 확산 물질group=lower-alpha로 이루어진 구조
관련 연구원반진동학(diskoseismology)
관련 천체M87 거대 블랙홀

2. 역사적 배경

근접한 별에서 물질을 끌어당겨 강착 원반을 형성하는 블랙홀의 예술적 개념


강착원반 이론은 1940년대에 기본적인 물리적 원리로부터 최초의 모델이 도출되면서 시작되었다.[6] 그러나 이 초기 모델들은 관측 결과를 설명하기 위해 아직 알려지지 않은 각운동량 재분배 메커니즘을 필요로 했다. 물질이 중심부로 떨어지려면 중력 에너지뿐만 아니라 각운동량도 잃어야 하는데, 원반의 총 각운동량은 보존되므로 중심부로 떨어지는 물질의 각운동량 손실은 중심에서 멀리 떨어진 물질의 각운동량 증가로 상쇄되어야 했다. 즉, 물질이 강착되려면 각운동량이 바깥쪽으로 수송되어야 했다.

1973년 샤쿠라와 수냐예프는 가스 내 난류가 점성을 증가시켜 각운동량 재분배를 가능하게 한다는 α-원반 모델을 제안했다.[7]

1991년에는 자기 회전 불안정성(MRI)이 재발견되면서 강착원반 이론은 새로운 국면을 맞이하게 되었다. S. A. 발버스(S. A. Balbus)와 J. F. 호울리(J. F. Hawley)는 약하게 자기화된 원반이 무겁고 조밀한 중심 물체 주위로 강착될 때 고도로 불안정해져 각운동량 재분배를 위한 직접적인 메커니즘을 제공한다는 것을 밝혀냈다.[9]

2. 1. 초기 모델 (1940년대)

1940년대에 기본적인 물리적 원리로부터 최초의 강착원반 모델들이 도출되었다.[6] 이 모델들은 관측 결과와 일치하기 위해 아직 알려지지 않은 각운동량 재분배 메커니즘을 필요로 했다. 물질이 안쪽으로 떨어지려면 중력 에너지뿐만 아니라 각운동량도 잃어야 한다. 원반의 총 각운동량은 보존되므로, 중심부로 떨어지는 질량의 각운동량 손실은 중심에서 멀리 떨어진 질량의 각운동량 증가로 상쇄되어야 한다. 즉, 물질이 강착되려면 각운동량이 바깥쪽으로 수송되어야 한다. 자기 회전 불안정성에 따르면,

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

여기서 \Omega는 유체 요소의 각속도를 나타내고, R은 회전 중심으로부터의 거리를 나타낸다.

강착 원반은 층류일 것으로 예상되었으나, 이는 각운동량 수송을 위한 유체 역학 메커니즘의 존재를 막는다. 한편, 점성 응력이 중심부의 물질을 가열하여 중력 에너지의 일부를 방출하게 하는 것은 분명했지만, 점성 자체로는 원반 외부로 각운동량을 수송하는 것을 설명하기에 충분하지 않았다. 난류가 강화된 점성이 각운동량 재분배를 담당하는 메커니즘으로 생각되었지만, 난류 자체의 기원은 잘 이해되지 않았다.

1991년, 자기 회전 불안정성(MRI)의 재발견으로, S. A. 발버스(S. A. Balbus)와 J. F. 호울리(J. F. Hawley)는 약하게 자기화된 원반이 무겁고 조밀한 중심 물체 주위로 강착되면 고도로 불안정해져 각운동량 재분배를 위한 직접적인 메커니즘을 제공한다는 것을 밝혔다.[9]

니콜라이 샤크라와 라시드 스니야예프는 1973년 논문에서 기체 내의 난류가 점성을 증가시키는 원인이 된다고 주장했다.[46]

2. 2. α-원반 모델 (1970년대)

샤쿠라와 수냐예프는 1973년에 가스 내 난류가 점성을 증가시키는 원인이라고 제안했다.[7] 아음속 난류와 원반 높이를 에디 크기의 상한으로 가정하면, 원반 점성은 \nu = \alpha c_{\rm s}H로 추정할 수 있다. 여기서 c_{\rm s}는 음속, H는 원반의 스케일 높이, \alpha는 0(무강착)과 대략 1 사이의 자유 매개변수이다. 난류 매질에서 \nu\approx v_{\rm turb} l_{\rm turb}이며, 여기서 v_{\rm turb}는 평균 가스 운동에 대한 난류 셀의 속도이고, l_{\rm turb}는 가장 큰 난류 셀의 크기이며, 이는 l_{\rm turb} \approx H = c_{\rm s}/\Omega 및 v_{\rm turb} \approx c_{\rm s}로 추정된다. 여기서 \Omega = (G M)^{1/2} r^{-3/2}는 질량 M인 중심 천체로부터의 케플러 궤도 각속도이고, r은 반지름 방향의 거리이다.[10]

정역학 평형 방정식을 사용하고, 각운동량 보존을 결합하고, 원반이 얇다고 가정하면, 원반 구조의 방정식을 \alpha 매개변수와 관련하여 풀 수 있다. 많은 관측 가능한 값들이 \alpha에 약하게 의존하기 때문에, 이 이론은 자유 매개변수를 가지고 있음에도 예측력이 있다.

크라머스 불투명도 법칙을 사용하면, 다음과 같은 결과를 얻을 수 있다.

: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}

: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}

:\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}

여기서 T_c와 \rho는 각각 중앙면 온도와 밀도이다. \dot{M}_{16}은 강착률이며, 10^{16}{\rm g\ s}^{-1} 단위, m_1은 태양 질량 단위인 중심 강착 천체의 질량 M_\bigodot, R_{10}은 원반의 한 지점의 반지름이며, 10^{10}{\rm cm} 단위, f = \left[1-\left(\frac{R_\star}{R}\right)^{1/2} \right]^{1/4}이며, 여기서 R_\star는 각운동량이 안쪽으로 수송되는 것을 멈추는 반지름이다.

샤쿠라-수냐예프 α-원반 모델은 열적으로나 점성적으로 불안정하다. \beta-원반으로 알려진 대안 모델은 두 가지 의미 모두에서 안정적이며, 점성이 가스 압력에 비례한다고 가정한다. (\nu \propto \alpha p_{\mathrm{gas}})[11][12] 표준 샤쿠라-수냐예프 모델에서 점성은 전체 압력 (p_{\mathrm{tot}} = p_{\mathrm{rad}} + p_{\mathrm{gas}} = \rho c_{\rm s}^2)에 비례한다고 가정하는데, 이는 \nu = \alpha c_{\rm s} H = \alpha c_s^2/\Omega = \alpha p_{\mathrm{tot}}/(\rho \Omega)이기 때문이다.

샤쿠라-수냐예프 모델은 원반이 국부적 열 평형 상태에 있으며, 열을 효율적으로 복사할 수 있다고 가정한다. 이 경우, 원반은 점성 열을 복사하여 냉각되고 기하학적으로 얇아진다. 그러나 이 가정은 깨질 수 있다. 복사 비효율적인 경우, 원반은 토러스 또는 강착 지배 흐름(ADAF)과 같은 다른 3차원 해로 "부풀어"오를 수 있다. ADAF 해는 일반적으로 강착률이 에딩턴 한계의 몇 퍼센트보다 작을 것을 요구한다. 또 다른 극단적인 경우는 토성의 고리의 경우이며, 원반은 가스가 너무 적어서 각운동량 수송이 고체 충돌과 원반-달 중력 상호 작용에 의해 지배된다. 이 모델은 중력 렌즈를 사용한 최근의 천체 물리학적 측정과 일치한다.[13][14][15][16]

2. 3. 자기 회전 불안정성 (MRI) 이론 (1990년대)

1991년, S. A. 발버스와 J. F. 호울리는 약하게 자기화된 원반이 무겁고 조밀한 중심 물체 주위로 강착될 때 고도로 불안정해져 각운동량 재분배를 위한 직접적인 메커니즘을 제공한다는 자기 회전 불안정성(MRI)을 재발견했다.[9]

발버스와 호울리는 각운동량 수송을 유발하는 자기장 메커니즘을 제안했다.[9] 이 메커니즘을 이해하기 위해 약한 축 자기장이 있는 가스 원반을 고려한다. 반경 방향으로 인접한 두 유체 요소는 질량이 없는 스프링으로 연결된 두 질점처럼 행동하며, 스프링 장력은 자기 장력 역할을 한다. 케플러 원반에서는 내부 유체 요소가 외부보다 빠르게 궤도를 돌아 스프링이 늘어난다. 내부 유체 요소는 스프링에 의해 속도가 줄고 각운동량을 잃어 더 낮은 궤도로 이동한다. 반면 바깥쪽 유체 요소는 앞으로 당겨져 속도와 각운동량이 증가하여 더 큰 반경 궤도로 이동한다. 두 유체 요소가 멀어질수록 스프링 장력이 커져 이 과정이 가속화된다.[17]

이러한 스프링과 같은 장력이 존재하면 레일리 안정성 기준은 다음과 같이 변경된다.

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

대부분의 천체물리학적 원반은 이 기준을 만족하지 않아 자기 회전 불안정성이 발생하기 쉽다. 이 불안정성을 일으키는 천체의 자기장은 다이나모 작용으로 생성되는 것으로 추정된다.[18]

3. 강착원반의 종류

강착원반은 중심 천체의 종류와 강착률에 따라 다양한 형태를 띤다.

주계열성과 블랙홀로 이루어진 쌍성계에서, 주계열성에서 흘러나온 물질이 블랙홀 주위에 강착원반을 형성하는 모습을 상상하여 그린 그림이다. 이러한 쌍성계는 흔하며, 백조자리 X-1은 최초로 발견된 사례이다. 과학자들은 블랙홀에서 에너지 기둥이 상하로 발산될 것으로 예측한다.

강착원반은 활동 은하핵, 원시 행성 원반, 감마선 폭발 등 다양한 천체 현상에서 발견된다. 특히 활동 은하핵과 퀘이사에서 보이는 강착원반은 은하 중심의 거대 블랙홀 주변에서 가장 뚜렷하게 나타난다. 물질이 강착원반으로 유입되면서 텐덱스 선[41]이라 불리는 나선형 궤도를 따라 안쪽으로 이동한다. 이 과정에서 입자들은 마찰과 충돌을 통해 에너지를 방출하고, 각운동량이 감소하여 안쪽으로 나선형을 그리며 떨어진다. 각운동량의 손실은 속도 감소로 이어지고, 입자는 더 낮은 궤도로 떨어진다. 이 과정에서 중력 위치 에너지가 속도 증가로 변환되지만, 입자는 에너지를 잃게 된다. 입자가 블랙홀에 가까워질수록 속도와 마찰열이 증가하며, 더 많은 에너지가 방출된다. 블랙홀 강착원반은 사건의 지평선 바로 바깥에서 X선을 방출할 정도로 뜨거워진다. 퀘이사의 높은 광도는 초거대 블랙홀로 가스가 강착되면서 발생하는 현상으로 여겨진다.[42] 별의 조석 파괴로 형성된 타원형 강착원반은 은하핵이나 퀘이사에서 흔히 발견된다.[43]

핵융합이 질량의 약 0.7%를 에너지로 변환하는 데 비해, 강착 과정은 10%에서 40% 이상을 에너지로 변환할 수 있다.[44] 가까운 쌍성계에서는 질량이 큰 주성이 먼저 진화하여 백색 왜성, 중성자별, 블랙홀이 되고, 질량이 작은 동반성이 거성이 되어 로슈 로브를 넘어서면 가스 흐름이 발생한다. 각운동량 보존 법칙에 따라 가스는 직접 주성으로 흐르지 않고 강착원반을 형성한다.

황소자리 T형 별이나 허빅 Ae/Be형 별 주변의 강착원반은 원시 행성계 원반이라고 불리며, 행성계 형성의 초기 단계로 여겨진다. 이 경우 강착되는 가스는 별이 형성된 분자 구름에서 비롯된다.[79] 별 주위에 존재하는 원반은 별 주위 원반[80], 행성 주위에 형성되는 강착원반은 주행성 원반이라고 불리며, 여기서 대형 위성들이 형성된다고 알려져 있다.[81] 활동 은하핵과 같은 특정 천체를 둘러싼 원반이 극축을 따라 우주 제트를 방출하는 이유는 아직 명확하게 밝혀지지 않았다. 천문학자들은 이러한 제트가 형성 중인 별에서 각운동량을 제거하거나 우주를 재전리하는 데 중요하다고 생각하지만, 그 기원은 아직 잘 이해되지 않고 있다.

3. 1. 얇은 원반 (Thin disk)

표준 얇은 강착 원반은 에딩턴 하한의 강착률과 매우 높은 불투명도를 가질 때 형성된다. 이 원반은 수직 방향으로 기하학적으로 얇고(원반 모양) 비교적 차가운 가스로 구성되어 있으며, 복사압은 무시할 수 있다. 가스는 거의 원형에 가깝고 거의 자유로운(케플러) 궤도와 유사한 매우 좁은 나선으로 떨어진다. 얇은 원반은 비교적 밝고 열적 전자기 스펙트럼을 가지며, 이는 흑체 복사의 합과 크게 다르지 않다. 얇은 원반에서는 방사 냉각이 매우 효율적이다.

J.A. Marck에 의한, 케플러 회전하는 원반을 가진 슈바르츠실트 블랙홀의 가시광선에서의 모습 시뮬레이션 이미지.


1974년 샤쿠라(Shakura)와 수냐예프(Sunyaev)가 발표한 얇은 강착 원반에 대한 고전적인 연구는 현대 천체 물리학에서 가장 많이 인용되는 논문 중 하나이다.[46] 얇은 원반은 도널드 린덴벨(Donald Lynden-Bell), James E. Pringle, 마틴 리스(Martin Rees)에 의해서도 독립적으로 연구되었다. Pringle은 지난 30년 동안 강착 원반 이론의 많은 주요 연구 성과에 기여했으며, 그가 저술한 1981년의 고전적인 리뷰 논문은 수년 동안 강착 원반에 관한 주요 정보원이었고, 오늘날에도 유용하다.[66]

중심 천체가 블랙홀일 때 원반의 내부 영역을 기술하기 위해서는 완전한 일반 상대론적인 처리가 필요하다. 이는 Don Nelson Page와 킵 손(Kip Thorne)에 의해 수행되었으며[25], 가시광선에서의 이미지 재현 시뮬레이션은 Jean-Pierre Luminet[26] 및 J. A. Marck[27]에 의해 독립적으로 수행되었다. 이러한 계는 본질적으로 대칭적인 형상을 하고 있지만, 그 이미지는 대칭적인 모습을 하고 있지 않다. 이는 블랙홀 근방에서의 매우 강한 중력장에 대해 평형을 이루기 위한 원심력을 얻을 수 있는 상대론적 가스의 운동 속도에서는, 원반의 관측자로부터 멀어지는 측 (여기서는 오른쪽)에서의 복사는 강한 적색편이를 나타내는 한편, 다가오는 측에서는 강한 청색편이를 나타내는 것이 원인이다. 빛이 중력에 의해 굴절되기 때문에, 원반은 변형되어 보이지만, 블랙홀에 의해 숨겨지는 영역도 존재하지 않는다.

3. 2. 뚱뚱한 원반 (Thick disk, Polish doughnut)

1980년대에 아브라모비치, 야로신스키, 파친스키, 시코라 등은 초에딩턴 블랙홀 강착(''M''≫''M''Edd) 이론을 개발했는데, 이는 "폴란드 도넛"이라는 용어로 불린다(이 이름은 리스가 만들었다). 폴란드 도넛은 점성이 낮고, 광학적으로 두꺼우며, 복사 압력에 의해 지지되는 강착원반으로, 대류에 의해 냉각된다. 이들은 복사적으로 매우 비효율적이다. 폴란드 도넛은 회전축을 따라 두 개의 좁은 깔때기를 가진 두꺼운 토러스(도넛) 모양과 유사하다. 깔때기는 복사를 초에딩턴 광도로 빔으로 준준한다.[1]

3. 3. 슬림 원반 (Slim disk)

1988년 아브라모비치, 라소타, 체르니, 슈슈키에비츠는 슬림 원반(Slim disk)을 소개했다. 슬림 원반은 에딩턴 한계에 가깝거나 약간 초과하는 강착률(''M''≥''M''Edd)을 갖는다. 슬림 원반은 디스크와 같은 모양을 가지며 거의 열 스펙트럼을 나타낸다. 또한 대류에 의해 냉각되며, 복사 효율은 떨어진다.[1]

3. 4. 이류 지배 강착 흐름 (ADAF)

에딩턴 하한보다 강착률이 낮고 불투명도가 매우 낮은 경우, 이류 지배 강착 흐름(ADAF)이 형성된다. 이러한 유형의 강착 원반은 1977년 Ichimaru에 의해 예측되었다.[28] Ichimaru의 논문은 대부분 무시되었지만, ADAF 모델의 일부 요소는 1982년 Rees, Phinney, Begelman 및 Blandford의 이온-토러스 논문에 포함되었다.

ADAF는 1990년대 초 Popham과 Narayan이 강착 원반 경계층의 수치 모델에서 재발견한 후 많은 저자들에 의해 집중적으로 연구되기 시작했다.[29] 대류 지배 강착에 대한 자기 유사 해는 Narayan과 Yi, 그리고 Abramowicz, Chen, Kato, Lasota(ADAF라는 이름을 처음 사용함) 및 Regev에 의해 독립적으로 발견되었다.[30][31]

ADAF의 천체 물리학적 응용에 가장 중요한 기여는 Narayan과 그의 공동 연구자들이 했다. ADAF는 방사선이 아닌 대류(물질에 포획된 열)에 의해 냉각된다. 이들은 매우 방사선 효율이 낮고 기하학적으로 확장되며, 원반보다는 구(또는 "코로나")와 유사한 모양을 가지며 매우 뜨겁습니다(비리얼 온도에 가깝습니다). 낮은 효율 때문에 ADAF는 Shakura-Sunyaev 얇은 원반보다 훨씬 덜 밝다. ADAF는 종종 강한 콤프턴 성분을 갖는 비열적 복사선을 전력 법칙으로 방출한다.



Credit: NASA/JPL-Caltech


4. 강착원반의 물리

강착원반은 천체물리학에서 매우 흔한 현상이며, 활동 은하핵, 원시 행성 원반, 감마선 폭발 등에서 나타난다. 이 원반은 중심 천체 근처에서 천체물리학적 제트를 발생시키는 경우가 많다. 제트는 별-원반 시스템이 너무 많은 질량을 잃지 않으면서 각운동량을 잃는 효율적인 방법이다.[3]

가장 두드러진 강착원반은 활동 은하핵과 퀘이사 주변에서 발견되는데, 이는 은하 중심에 있는 거대한 블랙홀로 추정된다. 물질이 강착원반으로 들어가면서 텐덱스 선을 따라 안쪽으로 나선형을 그리며 이동한다. 입자들은 난류 흐름에서 서로 마찰하고 충돌하여 마찰열을 발생시키고, 이로 인해 에너지가 방출되어 입자의 각운동량이 감소한다. 각운동량 손실은 속도 감소로 나타나며, 속도가 느려지면 입자는 더 낮은 궤도를 채택한다. 입자가 이 더 낮은 궤도로 떨어지면서 중력 위치 에너지의 일부가 증가된 속도로 변환되고 입자는 속도를 얻는다. 따라서 입자는 에너지를 잃었지만, 각운동량을 잃고 더 빠르게 이동한다. 입자가 점점 더 가까이 공전할수록 속도와 마찰열이 증가하고, 입자의 위치 에너지의 더 많은 부분이 방출된다. 블랙홀의 강착원반은 사건의 지평선 바로 바깥에서 X선을 방출할 정도로 뜨겁다. 퀘이사의 큰 광도는 초거대 블랙홀에 의해 가스가 강착된 결과로 추정된다.[4] 별의 조석 파괴로 형성된 타원형 강착원반은 은하핵 및 퀘이사에 전형적일 수 있다.[5] 강착 과정은 대상 질량의 약 10%에서 40% 이상을 에너지로 변환할 수 있으며, 이는 핵융합 과정의 약 0.7%에 비해 매우 효율적이다.[5]

가까운 쌍성계에서 더 큰 질량을 가진 주성은 더 빨리 진화하여 백색 왜성, 중성자별 또는 블랙홀이 되고, 덜 질량을 가진 동반성은 거성 상태에 도달하여 로슈 로브를 초과한다. 그러면 동반성에서 주성으로 가스 흐름이 발생하고, 각운동량 보존으로 인해 강착원반이 형성된다.

황소자리 T형 별이나 Herbig Ae/Be 별을 둘러싼 강착원반은 원시 행성 원반이라고 불리며, 행성계의 전구체로 생각된다. 이 경우 강착된 가스는 별이 형성된 분자 구름에서 나온다.

1940년대에 기본적인 물리적 원리로부터 강착 원반의 최초 모델이 도출되었다.[6] 이 모델들은 관측 결과와 일치하기 위해 아직 알려지지 않은 각운동량 재분배 메커니즘을 도입해야 했다. 물질이 안쪽으로 떨어지려면 중력 에너지뿐만 아니라 각운동량도 잃어야 한다. 원반의 총 각운동량은 보존되므로, 중심부로 떨어지는 질량의 각운동량 손실은 중심에서 멀리 떨어진 질량의 각운동량 증가로 상쇄되어야 한다. 즉, 물질이 강착하려면 각운동량이 바깥쪽으로 수송되어야 한다.

강착원반을 가진 별의 상상도


4. 1. 각운동량 수송

자기 회전 불안정성에 따르면,

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

여기서 \Omega는 유체 요소의 각속도를 나타내고, R은 회전 중심으로부터의 거리를 나타낸다. 강착 원반은 층류일 것으로 예상되었으나, 이는 각운동량 수송을 위한 유체 역학 메커니즘의 존재를 설명할 수 없었다.

한편, 점성 응력이 결국 중심부의 물질을 가열하여 중력 에너지의 일부를 방출하게 된다는 것은 분명했다. 그러나 점성 자체로는 원반의 외부로 각운동량을 수송하는 것을 설명하기에 충분하지 않았다. 난류가 강화된 점성이 각운동량 재분배를 담당하는 메커니즘으로 생각되었지만, 난류 자체의 기원은 잘 이해되지 않았다. 일반적인 \alpha 모델은 원반 내의 난류 와류로 인한 점성의 효과적인 증가를 설명하는 조절 가능한 매개변수 \alpha를 도입한다.[7][8] 1991년, 자기 회전 불안정성(MRI)의 재발견으로, S. A. 발버스(S. A. Balbus)와 J. F. 호울리(J. F. Hawley)는 약하게 자기화된 원반이 무겁고 조밀한 중심 물체 주위로 강착되면 고도로 불안정해져 각운동량 재분배를 위한 직접적인 메커니즘을 제공한다는 것을 밝혔다.[9]

발버스와 호울리는 1991년 논문에서 자기장이 각운동량 수송을 일으키는 메커니즘을 제안했다.[48] 이 메커니즘을 보여주는 간단한 계는 축 방향으로 약한 자기장을 가진 가스 원반이다. 이 상황에서 반지름 방향으로 인접한 두 유체 조각은 질량을 가지지 않는 용수철로 연결된 두 개의 질점처럼 행동한다. 여기서 자기력선은 용수철에 해당하며, 자기 장력은 용수철의 장력 역할을 한다. 케플러 회전하는 원반에서는 안쪽 유체 조각이 바깥쪽보다 빠르게 공전하기 때문에 용수철이 늘어난다. 용수철의 장력에 의해 안쪽 유체 조각은 감속하는 방향으로 힘을 받아 각운동량이 제거되고 더 안쪽 궤도로 이동한다. 반대로 바깥쪽 유체 조각은 용수철의 장력에 의해 앞으로 당겨져 가속되고, 각운동량을 얻어 바깥쪽 궤도로 이동한다. 두 유체 조각이 멀어질수록 용수철의 장력은 커지고, 이 과정은 가속적으로 진행된다.[59]

이러한 용수철과 같은 장력이 존재하는 경우, 레일리의 안정 조건은

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

의 형태로 대체될 수 있음이 제시된다. 대부분의 천체 물리학적 원반은 이 조건을 만족하지 않으며, 따라서 원반은 이 자기 회전 불안정성에 노출된다. 불안정성을 발현시키기 위해 필요한 천체에 존재하는 자기장은 다이나모 작용에 의해 생성된다고 생각된다.[60]

4. 2. 점성 가열

한편, 점성 응력에 의해 최종적으로 물질은 중심부로 수송되고, 온도가 상승하여 방출에 의해 중력 에너지의 일부가 손실되는 것은 명백하다. 그 한편, 원반의 바깥쪽으로의 각운동량 수송을 설명하기 위해서는, 물질 자체의 점성만으로는 불충분하다. 이러한 각운동량의 재분배 메커니즘을 담당하고 있는 것은 난류에 증폭된 점성이라고 생각되었지만, 그 난류 자체의 기원은 아직 이해가 진전되지 않았다. 표준적인 \alpha 점성 모델[49] (후술)에서는, 원반 내의 난류 와류에 의한 실효적인 점성의 증가를 기술하는, 조정 가능한 파라미터인 \alpha가 도입되어 있다.[46][47]

4. 3. 자기장과 제트

강착원반에는 일반적으로 성간 물질에 의해 외부 자기장이 존재한다. 이 자기장은 보통 수 마이크로가우스 정도로 약하지만, 원반 내부 물질의 높은 전기 전도도 때문에 물질과 함께 중심 별 쪽으로 이동하며, 원반 중심 부근에 자기 선속을 집중시켜 매우 강한 자기장을 생성한다.[19]

강착원반의 회전축을 따라 강력한 천체 제트가 형성되려면 원반 내부 영역에 대규모 자극 자기장이 필요하다.[19] 이러한 자기장은 성간 물질로부터 유입되거나, 원반 내에서 자기 다이나모에 의해 생성될 수 있다.[19] 자기-원심 메커니즘으로 강력한 제트를 발생시키려면 최소 100가우스 정도의 자기장 세기가 필요하다.[20]

하지만 외부 자기 선속이 원반 중심 별로 이동하는 데에는 어려움이 있다.[20] 높은 전기 전도도는 자기장이 중심 천체로 천천히 강착되는 물질에 고정됨을 의미하지만, 플라스마는 완벽한 전기 전도체가 아니므로 어느 정도 소산이 발생한다. 자기장은 물질 강착 속도보다 빠르게 확산된다.[21]

이를 피하기 위한 간단한 해결책은 원반의 점성이 자기 확산율보다 훨씬 크다고 가정하는 것이지만, 수치 시뮬레이션과 이론 모델은 자기 회전 난류 원반에서 점성과 자기 확산율이 거의 같음을 보여준다.[22]

표면층에서 난류 자기 확산 감소, 자기장에 의한 샤쿠라–수냐예프 점성 감소,[23] 소규모 MHD 난류에 의한 대규모 자기장 생성(대규모 다이나모) 등 다른 요인들이 대류/확산율에 영향을 줄 수 있다. 자기 부력, 난류 펌핑, 난류 반자성은 외부 자기장의 효율적인 집중을 설명하기 위해 제안된 현상들이다. 실제로, 다양한 메커니즘의 조합이 제트가 발사되는 원반 중심부로 외부 자기장을 효율적으로 운반하는 데 기여할 수 있다.[24]

1991년 Balbus와 Hawley는 논문에서 자기장이 각운동량 수송을 일으키는 메커니즘을 제안했다.[48] 이 메커니즘은 축 방향으로 약한 자기장을 가진 가스 원반에서, 반지름 방향으로 인접한 두 유체 조각이 질량이 없는 용수철로 연결된 두 개의 질점처럼 행동한다고 가정한다. 자기력선은 용수철, 자기 장력은 용수철의 장력 역할을 한다. 케플러 회전하는 원반에서는 안쪽 유체 조각이 바깥쪽보다 빠르게 공전하여 용수철이 늘어난다. 용수철의 장력으로 안쪽 유체 조각은 감속, 각운동량이 제거되어 더 안쪽 궤도로 이동한다. 바깥쪽 유체 조각은 가속, 각운동량을 얻어 바깥쪽 궤도로 이동한다. 두 유체 조각이 멀어질수록 용수철의 장력은 커지고, 이 과정은 가속적으로 진행된다.[59]

5. 강착원반의 관측

강착원반은 활동 은하핵, 원시 행성 원반, 감마선 폭발 등 천체물리학에서 매우 흔하게 나타나는 현상이다. 이 원반들은 중심 천체 근처에서 천체물리학적 제트를 발생시키는 경우가 많다. 제트는 별-원반 시스템이 너무 많은 질량을 잃지 않으면서 각운동량을 잃는 효율적인 방법이다.

가장 눈에 띄는 강착원반은 활동 은하핵과 퀘이사에서 발견되는데, 이들은 은하 중심에 있는 거대한 블랙홀로 추정된다. 물질이 강착원반으로 유입되면 텐덱스 선을 따라 안쪽으로 나선형을 그리며 이동한다. 이 과정에서 입자들은 난류 흐름 속에서 서로 마찰하고 충돌하여 마찰열을 발생시키고, 이로 인해 에너지가 방출된다. 입자의 각운동량이 감소하면서 안쪽으로 이동하게 되고, 이는 다시 안쪽 나선형을 유도한다. 각운동량 손실은 속도 감소로 나타나며, 속도가 느려진 입자는 더 낮은 궤도를 채택한다. 이 과정에서 중력 위치 에너지의 일부가 증가된 속도로 변환되고, 입자는 속도를 얻지만 에너지는 잃게 된다. 입자가 블랙홀에 가까워질수록 속도와 마찰열은 증가하고, 더 많은 위치 에너지가 방출된다. 블랙홀의 강착원반은 사건의 지평선 바로 바깥에서 X선을 방출할 정도로 뜨겁다. 퀘이사의 큰 광도는 초거대 블랙홀에 가스가 강착된 결과로 추정된다.[3] 별의 조석 파괴로 형성된 타원형 강착원반은 은하핵 및 퀘이사에 전형적일 수 있다.[4] 강착 과정은 대상 질량의 약 10%에서 40% 이상을 에너지로 변환할 수 있는데, 이는 핵융합 과정의 약 0.7%에 비해 매우 효율적이다.[5]

가까운 쌍성계에서는 질량이 큰 주성이 먼저 진화하여 백색 왜성, 중성자별, 블랙홀이 되고, 질량이 작은 동반성이 거성 상태에 도달하여 로슈 로브를 초과하면 가스 흐름이 발생한다. 각운동량 보존으로 인해 한 별에서 다른 별로 직접적인 흐름이 발생하지 않고, 대신 강착원반이 형성된다.

T Tauri 별이나 Herbig Ae/Be 별을 둘러싼 강착원반은 원시 행성 원반이라고 불리며, 행성계의 전구체로 생각된다. 이 경우 강착된 가스는 별이 형성된 분자 구름에서 나오며 동반성이 아니다.

강착률이 에딩턴 강착률보다 작은 아(亜) 에딩턴 강착에서는 원반의 불투명도가 매우 높아 얇은 원반이 형성된다. 이 원반은 수직 방향으로 얇고 비교적 차가운 가스로 이루어져 있으며, 복사압은 무시할 수 있다. 가스는 좁은 간격을 그리며 낙하하고, 거의 원 궤도에 가까운 케플러 회전 운동을 한다. 얇은 원반은 비교적 밝고, 열적인 전자기 스펙트럼을 가지며, 흑체 복사의 합과 유사하다. 얇은 원반에서는 복사 냉각이 매우 효율적이다. 샤크라와 스니야예프의 1973년 연구는[46] 천체물리학에서 가장 많이 인용되는 논문 중 하나이며, 도널드 린덴벨, 제임스 E. 프린글, 마틴 리스도 독자적으로 연구하였다. 프린글의 1981년 리뷰 논문은 현재까지도 강착원반에 관한 주요 정보원으로 활용된다.[66]

블랙홀이 원반 중심에 있는 경우, 원반 내부 영역을 기술하기 위해서는 일반 상대성 이론적인 처리가 필요하다. 돈 넬슨 페이지와 킵 손이 이를 수행했으며,[67] 장 피에르 뤼미네 및 J. A. 마르크가 가시광선 이미지 재현 시뮬레이션을 수행했다.[68][69] 이 계는 대칭적인 형상을 가지지만, 이미지는 비대칭적이다. 이는 블랙홀 근방의 강한 중력장에서 평형을 이루기 위한 상대론적 가스 운동 속도에서, 원반의 관측자로부터 멀어지는 쪽(여기서는 오른쪽)은 강한 적색편이를, 다가오는 쪽은 강한 청색편이를 나타내기 때문이다. 빛이 중력에 의해 굴절되어 원반은 변형되어 보이지만, 블랙홀에 의해 숨겨지는 영역은 없다.

강착률이 에딩턴 강착률을 밑돌고 불투명도가 매우 낮은 경우, 이류 우세 흐름이 형성된다. 이 유형의 강착원반은 1977년 이치마루 세츠오에 의해 예측되었다.[70] 이치마루의 논문은 거의 무시되었지만, 이류 우세 흐름 모델의 일부 요소는 리스, M. C. 베글만, R. D. 블랜드포드, E. S. 피니의 1982년 이온 토러스 논문에 존재한다.[71]

이류 우세 흐름은 1990년대 중반 라메쉬 나라얀과 인슈 이, 그리고 마렉 아브라모비치, 신밍 첸, 가토 쇼지, 장 피에르 라소타,[35] 오데드 레게프에 의해 독립적으로 재발견된 후 집중적으로 연구되기 시작했다.[72][73] 나라얀과 그 공동 연구자들은 이류 우세 흐름의 천체물리학적 응용에 중요한 기여를 했다. 이류 우세 흐름은 고온의 물질이 중심으로 이류하면서 냉각된다.[54] 이들은 복사가 비효율적이고, 기하학적으로 퍼진 구조를 가지며, 원반보다는 구나 코로나와 비슷하고, 비리얼 온도에 가까운 매우 높은 온도를 가진다. 복사 효율이 낮기 때문에 이류 우세 흐름을 가진 원반은 샤크라-스니야예프의 얇은 원반보다 훨씬 어둡다. 이류 우세 흐름은 멱법칙에 따르는 비열적 복사를 보이며, 종종 강한 콤프턴 성분을 포함한다.

초 에딩턴 강착률을 갖는 초 에딩턴 강착원반 이론은 1980년대에 M. A. 아브라모비치와 보흐단 파친스키 등에 의해 구축되었다. 이 이론에서 원반은 "폴란드 도넛"(폰치키)이라고 불리며, 마틴 리스가 명명했다.[75] 폴란드 도넛은 점성이 낮고, 광학적으로 두껍고, 복사압에 의해 지지되며, 대류에 의해 냉각되는 강착원반이다. 이 원반은 복사 효율이 매우 나쁘다. 폴란드 도넛은 굵은 토러스(또는 도넛 모양) 형태를 하고 있으며, 회전축을 따라 2개의 좁은 깔때기 모양 구조를 갖는다. 이 깔때기 모양 구조는 복사를 빔 형태로 집약하며, 에딩턴 광도를 크게 초과하는 밝기를 나타낸다.

슬림 원반은 에딩턴 한계를 약간 초과한 강착률만을 갖는 원반으로, 원반 모양이며, 거의 열 스펙트럼의 복사를 나타낸다. 슬림 원반(slim disk)이라는 명칭은 A. 콜라코프스카가 명명했다.[75] 이 원반은 대류에 의해 냉각되며, 복사 효율은 낮다. 슬림 원반의 이론 모델은 1988년 아브라모비치 등에 의해 구축되었다.[76]

5. 1. X선 관측



블랙홀을 갖는 쌍성계는 적지 않은데, 그중 백조자리 X-1은 최초로 발견된 경우이다. 과학자들은 이러한 경우의 블랙홀에서 에너지 기둥이 상하로 발산되는 것으로 계산하고 있다.

6. 특수한 강착원반

강착원반은 활동 은하핵, 원시 행성 원반, 감마선 폭발 등 천체물리학에서 매우 흔하게 나타나는 현상이다. 이러한 원반은 종종 중심 천체 근처에서 천체물리학적 제트를 발생시키는데, 이는 별-원반 시스템이 너무 많은 질량을 잃지 않으면서 각운동량을 잃는 효과적인 방법이다.

가장 눈에 띄는 강착원반은 활동 은하핵과 퀘이사에서 발견되며, 이는 은하 중심에 있는 거대한 블랙홀로 추정된다. 물질이 강착원반으로 유입되면 텐덱스 선을 따라 안쪽으로 나선형을 그리며 이동한다. 이 과정에서 입자들은 난류 흐름 속에서 서로 마찰하고 충돌하여 마찰열을 발생시키고, 이로 인해 에너지가 방출된다. 입자의 각운동량이 감소하면서 안쪽으로 이동하게 되고, 이는 다시 안쪽 나선형을 가속화시킨다. 각운동량 손실은 속도 감소로 나타나며, 속도가 느려진 입자는 더 낮은 궤도를 따라야 한다. 이 낮은 궤도로 떨어지면서 중력 위치 에너지의 일부가 속도 증가로 변환되고, 입자는 다시 속도를 얻는다. 이처럼 입자는 에너지를 잃었음에도 불구하고 더 빠르게 이동하게 되며, 각운동량은 지속적으로 감소한다. 입자가 블랙홀에 가까워질수록 속도는 더욱 증가하고, 마찰열도 증가하여 더 많은 위치 에너지가 방출된다. 블랙홀의 강착원반은 사건의 지평선 바로 바깥에서 X선을 방출할 정도로 뜨겁다. 퀘이사의 큰 광도는 초거대 블랙홀로 가스가 강착되면서 발생하는 현상으로 여겨진다.[3] 별의 조석 파괴로 형성된 타원형 강착원반은 은하핵 및 퀘이사에 전형적일 수 있다.[4] 강착 과정은 대상 질량의 약 10%에서 40% 이상을 에너지로 변환할 수 있으며, 이는 핵융합 과정의 약 0.7%에 비해 매우 효율적이다.[5]

6. 1. 쌍성계 블랙홀



블랙홀을 갖는 쌍성계는 적지 않은데, 그중 백조자리 X-1은 최초로 발견된 경우이다. 이러한 경우의 블랙홀에서 에너지 기둥이 상하로 발산되는 것으로 과학자들은 계산하고 있다.

가까운 쌍성계에서 더 큰 질량을 가진 주요 구성 요소가 더 빨리 진화하여 덜 질량을 가진 동반자가 거성 상태에 도달하여 그 로슈 로브를 초과할 때 이미 백색 왜성, 중성자별 또는 블랙홀이 된다. 그러면 동반성에서 주성으로 가스 흐름이 발생하며, 각운동량 보존은 한 별에서 다른 별로의 직접적인 흐름을 방지하고 대신 강착원반이 형성된다.

6. 2. 원시 행성계 원반

황소자리 T형 별이나 허빅 Ae/Be형 별 주위에 있는 강착원반은 행성계의 전구체로 여겨지며, 이를 원시 행성계 원반이라고 부른다.[79] 이 경우 강착되는 가스는 동반성에서 오는 것이 아니라, 별이 형성될 때 만들어진 분자 구름에서 온 것이다.[79] 별 주위에 존재하는 원반은 일반적으로 별 주위 원반이라고 불린다.[80]

6. 3. 강착원반의 반대: 질량 방출 원반

강착원반과 반대되는 개념은 질량 방출 원반(excretion disk영어)이다. 질량 방출 원반에서는 물질이 원반에서 중심 천체로 강착되는 것이 아니라, 중심 천체에서 원반으로 물질이 방출된다.[33] 이러한 질량 방출 원반은 별이 합쳐질 때 형성되는 것으로 알려져 있다.[33]

7. 한국 천문학계의 강착원반 연구

한국 천문학계의 강착원반 연구는 아직 초기 단계에 머물러 있으며, 연구 인력과 인프라가 부족한 상황이다. 하지만, 최근 젊은 연구자들을 중심으로 강착원반 연구가 활발하게 진행되고 있으며, 국제 협력을 통해 연구 역량을 강화하고 있다.

7. 1. 이론 연구

밸버스(Balbus)와 홀리(Hawley)는 1991년 논문에서 자기장이 각운동량 수송을 일으키는 메커니즘을 제안했다.[48]。이 메커니즘을 보여주는 간단한 계는 축 방향으로 약한 자기장을 가진 가스 원반이다. 이 상황에서 반지름 방향으로 인접한 두 유체 조각은 질량을 가지지 않는 용수철로 연결된 두 개의 질점처럼 행동한다고 생각한다. 여기서 자기력선은 용수철에 해당하며, 자기 장력은 용수철의 장력 역할을 한다. 케플러 회전하는 원반에서는 안쪽 유체 조각이 바깥쪽보다 빠르게 공전하기 때문에 용수철이 늘어난다. 용수철의 장력에 의해 안쪽 유체 조각은 감속하는 방향으로 힘을 받게 되어 각운동량이 제거되고, 더 안쪽 궤도로 이동한다. 반대로 바깥쪽 유체 조각은 용수철의 장력에 의해 앞으로 당겨져 가속되고, 각운동량을 얻어 바깥쪽 궤도로 이동한다. 두 유체 조각이 멀어질수록 용수철의 장력은 커지고, 이 과정은 가속적으로 진행된다.[59]。

이러한 용수철과 같은 장력이 존재하는 경우, 레일리의 안정 조건은 다음과 같이 대체될 수 있음이 제시된다.

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

대부분의 천체 물리학적 원반은 이 조건을 만족하지 않으며, 따라서 원반은 이 자기 회전 불안정성에 노출된다. 불안정성을 발현시키기 위해 필요한 천체에 존재하는 자기장은 다이나모 작용에 의해 생성된다고 생각된다.[60]。

참조

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