Abbiamo visto:
Esistono oggetti definiti AGN – ne abbiamo dato classificazione
Evidenza che all’interno AGN esista un SMBH
(Eddington)
Metodi per misurare la massa del SMBH
Ora: regioni attorno a SMBH:
Righe Spettrali in ottico (BLR e NLR) e X (riga Fe)
Spettro continuo
ma prima un po’ di ripasso!!!
Tucker: Radiation Processes in Astrophysics ad esempio
EMISSIONE TERMICA
L’emissione termica è una proprietà di tutti i corpi
che irraggiano e per analizzarne le proprietà dobbiamo
fare ricorso ad un’idealizzazione fondamentale in tutta
la fisica: il CORPO NERO.
Un corpo nero è un oggetto in equilibrio termico con
l’ambiente che lo circonda che è in grado di
comportarsi sia come perfetto assorbitore che come
perfetto emettitore.
Costruire un corpo nero ideale (ovvero che si comporti
da tale a tutte le frequenze) non è possibile, ma, ad
esempio, una stella può essere presa come un’ottima
approssimazione di corpo nero e quindi è possibile
calcolarne la temperatura conoscendo la lunghezza
d’onda alla quale emette.
Un corpo nero è univocamente identificato mediante la
TEMPERATURA. Poiché il corpo nero, per definizione,
assorbe tutta la radiazione che incide su di esso,
quella che vediamo emergere è quindi il risultato
della sola emissione.
legge d i Pla nck
Il profilo della
curva è dato dalla
legge di Planck:
2h / c
B (T )  ( h  / kT )
e
1
3
2
2 hc / 
B  (T )  ( h c /  kT )
e
1
2
5
La luminosità irraggiata da un corpo nero sferico è
data da:
corpo n ero –
continu a (1)
L  4 r  T
2
4
 la luminosità dipende dall’area della superficie
che irraggia e da T4.
 i corpi molto luminosi devono essere molto
grandi, avere alte temperature o entrambe le cose.
Nota L e T ho il raggio o anche la distanza a cui
mi trovo
All’aumentare della temperatura del corpo, la
lunghezza d’onda del picco di emissione cambia
secondo la legge (di Wien):
 ma x T  3
( m m d e g)
esempio
tabella comparativa T – lmax - picco
temperatura
T(K)
max
(cm)
lunghezza d’onda
del picco di
emissione
gas coronale
1000000
3·10-8
Soft X-ray
plasma caldo
300000
1·10-7
EUV
30000
1·10-6
UV
stella G (Sole)
6000
5·10-6
visibile
stella M
3000
1·10-5
NIR
polvere calda
1500
2·10-5
NIR
Terra
300
1·10-4
MIR
polvere fredda
100
3·10-4
submillimetrico
CBR
2.7
~1·10-1
millimetrico
stella O
free-free emission
(bremsstrahlung termica)
L’emissione free-free è tipica di un gas caldo ed è
prodotta ovunque ci sia un’adeguata densità di
elettroni liberi, ad esempio:
- atmosfere stellari
- plasmi caldi e densi
- regioni HII
- gas intracluster
La regione HII attorno ad una stella calda è formata
dalla fotoionizzazione dell’idrogeno da parte di
fotoni UV provenienti dalla stella. Il continuo
proveniente da una regione del genere è dovuto
all’emissione free-free prodotta dagli elettroni
liberi del gas. Lo spettro si può estendere dal radio
all’ottico ed è piatto in regime di mezzo otticamente
sottile.
I fotoni possono interagire con gli elettroni
legati di un atomo e dare origine a ionizzazione
(interazione bound-free) oppure l’inverso e dare
origine a ricombinazione (interazione freebound).
Nel caso di elettroni liberi e gas ionizzato
siamo nel caso dell’interazione free-free.
In ciascuno di questi casi lo spettro è continuo.
Qui considererò esclusivamente l’emissione freefree più comune in astrofisica, ovvero quella di
una regione di idrogeno ionizzato riscaldato da
una sorgente calda.
In genere l’emissione free-free è tipica di un
mezzo otticamente sottile, anche se ad alcune
particolari lunghezze d’onda il mezzo si comporta
come otticamente spesso e quindi la radiazione
viene autoassorbita.
free-fr ee em issi on – conti nua ( 1)
Lo spettro si estende dal
radio al visibile e dipende
dalla densità del gas.
Il grafico ha un flesso in
corrispondenza della
lunghezza d’onda a cui il
mezzo inizia a comportarsi
come otticamente spesso: a
lunghezze d’onda maggiori la
radiazione è riassorbita.
Esiste quindi, in dipendenza
dalla densità del gas, una
particolare frequenza, detta
di cut-off, oltre la quale il
mezzo emette come corpo nero.
La parte dello spettro dove il mezzo è otticamente spesso è dato
da:
2
dove I è l’intensità emessa in funzione

2
della frequenza.
f
r
e
e
f
r
e
e
e
m
i
s
s
i
o
n
–
c
o
n
t
i
n
u
a
(
2
)
2k T
I 

c
Nella regione a legge di potenza l’indice spettrale a è pari a
2. Nella parte dello spettro otticamente sottile l’intensità è
debolmente dipendente dalla frequenza, con indice spettrale pari
a –0.1.
EMISSIONE NON TERMICA
L’emissione non termica è dovuta a processi di alta
energia che coinvolgono sia fotoni che particelle e si
dice non termica proprio perché la distribuzione, sia dei
fotoni che delle particelle, non è Maxwelliana.
I processi fisici che danno luogo ad emissione di alta
energia sono:
 RADIAZIONE DI SINCROTRONE
 EFFETTO COMPTON (diretto e inverso)
 PRODUZIONE DI COPPIE
RADIAZIONE DI SINCROTRONE
Alfvén e Herlofson (1950) e Shklovsky (1953)
proposero che per spiegare alcuni spettri di
sorgenti radio a legge di potenza del tipo
T  K
a
con indice spettrale a >> 2 fosse necessario
ricorrere ad emissione di tipo non termico ed
in particolare emissione di sincrotrone.
L’emissione di sincrotrone denota la presenza di un campo
magnetico: gli elettroni relativistici che attraversano una zona
di spazio permeata da questo vengono deflessi e quindi
irraggiano.
A differenza della trattazione classica (per basse energie) dove
gli elettroni irraggiano come un dipolo, nell’emissione di
sincrotrone l’elettrone emette in un cono di luce di apertura
(a) inversamente proporzionale al fattore di Lorentz degli
elettroni (g).
Elettroni di una data energia irraggiano ad una frequenza
specifica, dato il campo magnetico:
sincrot rone – co ntinu a (1)
 s  BE
2
Irraggiando gli elettroni perdono un’ energia pari a:
dE 4
dove Umag è la densità di energia nel
  T c g 2U m a g  B 2 E 2
campo magnetico: B2/(8·10-7)
dt 3
Da cui si può ricavare una vita media per irraggiamento:
( m 0 c 2 ) 2 dove th è il tempo (in secondi) in cui
t h  1 4 2
l’elettrone perde metà della sue energia.
10
B E
La vita media di elettroni relativistici dipende quindi
dall’inverso del quadrato del campo magnetico e dall’energia.
Esiste una semplice relazione
tra l’indice della
distribuzione di energia
degli elettroni (s) e
l’indice spettrale (α) dello
spettro di emissione per
sincrotrone:
sincrot rone –
continu a (2)
1 s
a
2
Questa relazione è
estremamente utile in
quanto da una semplice
misura dell’indice spettrale si possono ricavare informazione
sulla distribuzione di energia degli elettroni emettitori.
Per gli AGN l’emissione di sincrotrone riguarda solamente il
getto relativistico.
Sappiamo che in regioni simili il campo magnetico è di ~10-1 G
 emissione X di 10 KeV da Blazars è dovuta ad elettroni di
~1012 eV
EFFETTO COMPTON (diretto e
inverso)
Quando un fotone di alta energia interagisce con un
elettrone a bassa energia si ha scattering Compton.
L’elettrone acquista energia a spese del fotone.
La relazione tra la lunghezza d’onda
del fotone incidente, λi, e quella
dopo lo scattering, λs è:
h
[1]
 s  i 
m 0c
(1  cos  )
dove m0 è la massa a riposo
dell’elettrone e  l’angolo di
scattering.
Possiamo riscrivere [1] in termini
della lunghezza d’onda Compton λC:

 s   i  2  C sin
2
dove λC è definita come:
h
C 
m0 c
effetto comp ton – con tinua (1)
Un caso particolare è rappresentato dallo scattering di
Thompson, la coda a più bassa energia, il più comune in
astrofisica.
L’effetto Compton è statisticamente rilevante in quelle
regioni in cui vi sono degli elettroni immersi in un campo
di fotoni ad alta energia.
In astrofisica è possibile anche trovare situazioni in cui
avviene il processo inverso (IC), ovvero quando elettroni
di alta energia interagiscono con dei fotoni cedendo parte
della loro energia e accelerandoli.
L’effetto Compton inverso è l’analogo
elettrico del sincrotrone.
La perdita di energia di un elettrone
relativistico che interagisce con il
campo generato da fotoni (con densità
di energia Urad) è dato da:
dove σT è la
sezione d’urto
2
T
rad
Thompson.
dE 4
  cg U
dt 3
N.B.: Il numero di fotoni è conservato e questi
vengono accelerati ad energie superiori di un
fattore γ dato da:
γ
L’effetto Compton è
quindi una sorgente
di fotoni ad alta
energia (X e gamma)
a partire da una
popolazione di
elettroni
relativistici.
Il profilo dello
spettro dipenderà
quindi dalla
distribuzione
energetica degli
elettroni.
ν
ν
p
t
o
n
–
c
o
n
t
i
n
u
a
(
2
)
Emissione in righe da AGN
BLR
NLR
la riga del Fe
Ripassare: produzione righe e caratteristiche fisiche collegate
Broad Line Region
Caratteristica dominante in spettri molti AGN
Bulk motions collegati a BH centrale
Larghezza righe diverse da oggetto ad oggetto
Da 500 a 104 km/sec con valori tipici attorno a 5000 km/sec
Anche in singolo oggetto linee diverse hanno allargamenti diversi
Profili diversi: profili logaritmici:
F λ(Δv) e’ proporzionale a –ln Δv
v = velocita’
ampiezza delle righe  velocità di
dispersione
L’ampiezza delle righe atomiche può dare
informazioni riguardo all’origine delle righe
stesse, almeno in termini di velocità di
dispersione del gas che ha emesso la riga: una
riga atomica risulta allargata quando è prodotta
da atomi che non hanno la stessa velocità lungo
la linea di vista.
Per questo, ad esempio, si può ipotizzare che
- nelle galassie Seyfert II le righe permesse e
proibite sono originate nella stessa regione in
quanto hanno [FWHM] molto simili
mentre
- nelle galassie Seyfert I la regione di origine
delle righe di emissione è differente: le righe
permesse e proibite hanno [FWHM] molto diverse.
Alcune tra le linee piu’ forti sono dei doppietti
S1 simile a BL radio galaxy
S1.5 in regioni blu’ come S2 ma broad Hα
1) La temperatura da intensita’ e tipologia delle linee e’ stimata
essere dell’ordine di 104 K
La dispersione di v per un gas a 104 K e’
v ≈ (kT/mp)1/2 ≈ 10 km s-1
Ma ampiezza tipica BL e’  5000 km/s che se dovuto a T richiede
T> 109 K  altri meccanismi oltre T determinano la larghezza
delle righe: differential Doppler shifts a causa di bulk motions
----------------
2) Da righe gas ionizzato si ricava limite inferiore a densita’ elettroni
in BLR  108 cm-3;
la presenza di CIII] da invece un limite superiore pari a 1011 cm-3
BLR densita’ di elettroni cosi alte che emissivita’
J (erg s-1cm-3ster-1) e’ nel range dove J propto n
Da T e densita’ posso stimare massa gas
Misura della massa delle nubi ricavabile da misura luminosita’ riga
ad esempio:
L(Hα) = j(Hα) M(H)/ Nemp
j(Hα) = L(Hα) Ne mp /M(H) watts
j(Hα) = 3.6 x 10-38 Ne mp /M(H) watts
Conoscendo j(Hα) (1031 – 1039 per S1) e Ne = 1016 m-3 ricavo che
massa di H ionizzato per produrre BLR e’ di solo 103 M● e puo’
essere meno di 1 M● in S1
Assumendo distribuzione uniforme che non e’; con distribuzione
corretta occorrono da 10 a 104 M● Distribuzione gas BLR non puo’
essere uniforme perche’ vedo radiazione diretta da diverse nubi
Volume = 2.8 1044 m3 r = 4 x 1014 m o 10-2 pc
Da Massa Totale gas e densita’ nubi posso stimare filling factor
(il volume delle BLR da raggio della regione delle BLR)
Per 3C273 (AA 351, 31 – 1999) e’ stato stimato un filling factor
pari a 10-6
Il basso valore di filling factor ricavato (% volume occupato)
indica che BLR sono clumpy o filamentose in accordo con
larghezza linee dovute a moti propri
Se il volume di ciascuna nube e’ 4π ℓ3/3 e Nc e’ il numero di nubi
MBLR = 4/3πℓ3 Ncnemp
= 4/3πεr3nemp
ε e’ il filling factor
filling factor dell’ordine di 10-6
Narrow Line Region
NLR segna i confini della regione diretta di influenza dell’AGN
NLR e’ l’unica ‘AGN region’ risolta otticamente; NL emissione
viene da regione estesa
NLR dinamica ci puo’ dare info su fueling dell’AGN
In NLR densita’ elettroni bassa  possibile formazioni righe
proibite (in BLR righe proibite soppresse da collisioni) da cui
emissione isotropica delle NLR, auto assorbimento trascurabile.
Densita’ delle nubi della NLR:
(1012 – 1010 m-3) ma altamente disomogenee anche in stesso
oggetto (possiamo avere anche 1013 m-3)
Alta varieta’ di ionizzazione low and high
Velocita’ nell’ intervallo 200 – 900 km/sec.
Densita’ di elettroni
Si misura dal rapporto di intensita’ di due righe da un singolo ione
La emissivita’ della linea dallo stadio 2 a stadio 1 e’ pari a
n2A21 hν21/4π erg s-1 cm-3 ster-1
n2 densita’ (cm-3) di atomi a livello n=2
Si trovano valori tra 102 e 104 cm-3
Nel caso di bassa densita’ i processi radiativi dominano i processi
collisionali e j e’ proporzionale a n2 .
Nel caso a alta densita’ le eccitazioni collisionali sono piu’ probabili
per cui j e’ proporzionale a n (vedi BLR).
Il rapporto delle intensita’ F(4959+  5007)/F (4363)
e’ molto sensibile alla temperatura.
Il range in NLR e’ 10000 – 25000 K ed un tipico valore e’ sui 16000
Era 10000 nella BLR
Le densita’ possono essere molto varie e righe diverse dello stesso
elemento possono essere dovute a diverse densita’.
Per essere opache alla radiazione ionizzante
le nubi devono essere grandi almeno 1018 cm
NLR risulta essere piu’ massiccia della BLR per diversi ordini
di grandezza anche se intensita’ emission line e’ confrontabile
perche’ emissivita’ dipende da ne2 per cui le piu’ dense BLR
sono piu’ efficienti in emissione
Variabilita’ delle NLR non e’ aspettata a causa del lungo crossing
time e del lungo tempo di ricombinazione
Esistono eccezioni (3C390.3) con densita’ elettronica molto alta e
compatta NLR.
MORFOLOGIA
La immagine si ottiene facendo immagini in lunghezza d’onda di
EL poi altra immagine in vicina lunghezza d’onda ma senza EL
e sottraendo la seconda dalla prima.
NLR e’ axisimmetrica non sfericamente simmetrica
NLR coincide con asse radio in radio loud
Notevoli i coni di ionizzazione presenti in alcuni AGN ben visibili
in mappe di righe di alta eccitazione come [OIII] e 5007.
Visibili in poche S2 radio quiet
In coni ionizzazione low density gas ionizzato dal continuo di
un AGN – indicano presenza AGN anisotropo anche in assenza
di getti
Riga del Ferro
Abbiamo stimato la massa del BH, visto il suo effetto sulla BLR
ma tutti questi effetti non hanno rivelato gli effetti della
strong gravity aspettata da un BH. La materia osservata fino ad
ora si trova in campi gravitazionali tipo quello che troviamo
alla superficie delle stelle.
Per investigare direttamente le regioni influenzate piu’
direttamente dal BH dobbiamo usare osservazioni nella
banda X
S1 e QSS emettono in X con spettro non termico dalla regione
nucleare (spettro non termico + riflessione)
Riflessione aspettata se emissione con legge di potenza (da AGN)
viene riflessa da superficie fredda con abbondanze chimiche
galattiche.
In questa fase complessa di emissione – assorbimento – riflessione
emerge la fluorescent iron line a 6.4 keV.
Sia lo spettro di riflessione che riga del Fe sono chiaramente
visibili in molte S1. Questa riga implica l’arrivo di fotoni con
energia superiore a 7.1 keV che ionizzano il Fe presente e danno
luogo ad una riga in emissione Fe Kα a 6.4 keV.
Questa riga e’ prodotta dal fotone X che porta via dal Fe elettrone
appartenente alla shell K. La successiva ricombinazione degli altri
elettroni dei livelli superiori che cambiando livello causano una
cascata di fotoni implica una emissione per fluorescenza e
transizioni Kα e Kβ, di cui la prima e’ piu’ visibile
La riga e’ molto importante in quanto emessa da una regione
molto vicina al BH centrale e risulta allargata e redshifted
dall’alta velocita’ rotazionale del disco e dall’intenso campo
gravitazionale
La riga del ferro a 6.4 keV
L’energia di legame degli elettroni piu’ interni dell’atomo di ferro e’ pari a 7.1 keV
fotoni X con energie superiori a questa soglia possono essere assorbiti e
produrre effetto fotoelettrico
n=numero quantico principale
(n=3)
(n=2)
(n=1)
(Fe) Fluorescence Line
Photoelectric Absorption
Fluorescence (+ Auger for 60%)
Probabilita’ di fluorescenza (yield): Y ~ Z4/(Z4+304) con Z numero atomico
la probabilita’ di fluorescenza cresce negli elementi pesanti.
Per il ferro (Z=26), Y=0.34
Kα: L  K
Kβ: M  K
Fe neutro:
E(Kα)=6.40 keV
E(Kβ)=7.06 keV
Probabilita’ relativa
di diseccitazione Kβ/Kα ~ 1/9
L’energia della Kα cresce fino a 6.7 keV
per il ferro con due soli elettroni (He-like) e
fino a 6.9 keV per il ferro idrogenoide (Hlike)
Perche’ si osserva la riga del ferro: il ferro ha il piu’ alto
prodotto fra probabilita’ di fluorescenza e abbondanza cosmica
spettro incidente
(legge di
potenza)
Simulazione di uno
spettro di riflessione da
uno strato di materiale
neutro in cui si
assumono abbondanze
degli elementi pari a
quelle solari
spettro riflesso
Definizione di “equivalent width” EW: EW = I(riga)/Ic(E), dove I(riga) e’ l’intensita’
integrata della riga e Ic(E) e’ il flusso monocromatico del continuo alla frequenza
di emissione E (nel caso della riga Kα del ferro E=6.4 keV)
Generalmente l’equivalent width si misura in eV.
Valori tipici: ~150 eV rispetto alla legge di potenza
~1000 eV rispetto al continuo riflesso
X-ray reflection
Effetto Doppler e boosting relativistico
Se una sorgente si muove con v = βc in una direzione che forma
angolo θ con la linea di vista abbiamo
o = e/(g(1-βcosθo)) = e D
Dove g e’ il fattore di Lorentz e
D = 1/(g(1-βcosθo)) e’ il Doppler factor (velocita’ positiva in
avvicinamento D > 1 quando β > 0 e o > e
Se velocita’ bassa g ≈ 1 e D  (1 + β cosθo) Doppler classico
Consideriamo sorgente con Luminosita’ totale Le e luminosita’
monocromatica L(e)
La potenza irradiata in banda e sara’ ricevuta in banda
o = e D
Consideriamo come varia luminosita’ – essendo radiazione per unita’
di tempo teniamo conto
trasformazione energia fotoni
o = e x D
Trasformazione dei tempi
dto = dteg - dte g v cosθ/c = dteg(1 – β cosθ) = dte/D
sorgente si e’ avvicinata tra tempo emissione 2 fotoni
La radiazione ricevuta in superficie unitaria compresa in cono angolo
solido do che sara’ diverso da de
do = de/D2
si ottiene da aberrazione relativistica ricordando che do ≈ π dθo2
In conclusione
Lo = Le x D4
Boosting relativistico o Doppler boosting o relativistic beaming
Doppler boosting
The quantity Iυ/υ3 is a Lorentz invariant
Therefore, the blueshifted radiation is
brighter (Doppler boosting), the
redshifted is fainter
Photon shifts
Photons from the accretion disc are redshifted because
of the Gravitational redshift and the Doppler
transverse effect, and blueshifted /redshifted by the
Doppler effect when the matter is
approaching/receding.
Luminet (1992)
Photons
trajectories are no
longer straight lines
(light bending).
Light Bending
Light Bending
Lines from accretion discs
The combination
of Doppler shifts
and boosting, of
gravitational redshift
and of light bending
produces a characteristic
line profile (Fabian et al.
1989; Laor 1991;
Matt et al. 1993).
(Fabian et al. 2000)
Event Horizon
The radius of the Event Horizon is given by:
R+
(in unita’ di rg)
= 1 + (1 – a2)1/2
(note that this implies 0 < |a| < 1).
If a=0 (static BH) => R+= 2
(i.e. the Schwarzschild radius).
If a=1 (maximally rotating BH) => R+= 1
I. Black Hole spin
a=0
Methods to measure
the Black Hole spin
usually make use,
directly or indirectly,
of the dependence of
the ISCO on the spin.
a=1
Fabian et al. (2000)
Methods based on
the iron line make
no exception.
Evidenze osservative
Profilo relativistico
della riga del ferro
Velocita’ nelle
orbite piu’
interne fino
a 0.4-0.6c
La galassia di Seyfert 1 MCG-6-30-15
Dipendenza del profilo dallo spin del Black Hole
Raggio
dell’ultima
orbita
stabile in
unita’ di rg
Schwarzschild
Kerr
L’ultima orbita stabile del disco di accrescimento dipende dalla
metrica del campo gravitazionale, la quale e’ determinata dal parametro di spin
(0<a/M<1) del black hole. Nel caso di un buco nero non rotante
(caso di Schwarzschild, a/M=0) l’ultima orbita stabile e’ rin = 6 rg e decresce
fino a 1.23 rg nel caso di un buco nero massimamente rotante (caso
di Kerr massimamente rotante, a/M~1)
Effetti dell’inclinazione e del profilo di
emissivita’ del disco sul profilo della riga
Oss.
i
r
Generalmente si assume che
l’emissivita’ scali come r-q :
al crescere di q aumenta il contributo
relativo delle orbite piu’ interne e
dunque cresce l’effetto di redshift
gravitazionale
MCG-6-30-15
XMM-Newton
(Wilms et al.
2001, Fabian et
al. 2002)
Rin = 1-2
Best evidence for a spinning BH in
a radio-quiet AGN !!
Letture consigliate:
Fabian 2012 arXiv:1211.2146
Fabian 1999, Proc. Natl. Acad. Sci. USA
Ballantyne et al. 2001 MNRAS 328, L11
Tesi di Laurea in Fisica di Gabriele Ponti I sessione AA 20012002
Effetti relativistici vicino al BH
Rest-frame energy of a
monochromatic line
(Matt et al. 1992)
Angolo di inclinazione del disco
200
500
870
Black hole spin
a=0
a=1
(Fabian 2000)
(Fabian 2000)
“Core” stretto
MCG-6-30-15
Kerr black hole?
“Ala” rossa
Kerr black hole?
Energy extraction from the BH?
(Comastri et al. 2004)
CXOJ 123716.7+621733
z=1.146
(Willms et al. 2001; Fabian et al. 2002)
MCG-5-23-16
100 AGN nel Lockman Hole
(Streblyanska et al. 2005)
(Dewangan et al. 2003)
Righe relativistiche con
XMM-Newton
Effetti relativistici estremi attorno
a buchi neri di Kerr
(Ghisellini et al. 2004)
A causa del light bending la EW di una riga
relativistica attorno ad un buco nero con
massimo spin – la cui ultima orbita stabile è
più vicina all’orizzone degli eventi – più
grande che nel caso di buco nero non rotante
(Martocchia & Matt 1996)
I risultati mostrano che il modello
semplice disco + riga potrebbe
non essere sufficiente e che
multiple Fe components
potrebbero essere necessari
Un cambio di paradigma
• Tradizionalmente, modelli che calcolano il profilo di una riga
relativistica assumono che i suoi fotoni sono emessi da una
intera regione del disco:
– Rint  {ultima orbita stabile} = 6rg (Schwarzschild), 1.2rg (Kerr)
– Rout 30-500 rg
• Cambiamo paradigma …
– Assumiamo un flare “locale” sulla superficie del disco, che
ruota con esso a distanza r dall’orizzonte degli eventi
– Torb= 310 (r3/2 + a) M7 (s)
– La riga FeKa è prodotta dall’illuminazione del disco da parte
del flare
– La riga diventa più blu e più intensa quando il flare si
avvicina, più rossa e più debole quando si allontana
Calcoli col nuovo paradigma (Dovčiak et al. 2004)
Profilo integrato tradizionale
Profilo integrato nuovo paradigma
Singolo flare
Profili azimutali
I “corni” dei profili di riga nel nuovo paradigma sono
più netti, e più facili da misurare rispetto al continuo
Summary
Relativistic lines are present in
someAGN,
but not in all. Still an open problem
There is evidence for iron lines
from orbiting spots. If confirmed,
they will provide the best method
to measure the Black Hole mass.
See: Relativistic X-Ray Lines from the Inner Accretion Disks Around
Black Holes – Miller J.M.: Ann.Rev.Astron.Astroph. 2007, 45, 441
Pro memoria
Fν dν = F d
e
Fν = 2 F/c
Spectral Energy Distribution
SED
Emissione nel continuo
(vedi Risaliti & Elvis astro-ph/0403618)
Seyfert ed in generale AGN da radio a gamma – spettro del
continuo e del tipo
S(ν) propto ν-α
Con α tra 0 e 1. Questo ha suggerito che la maggior parte
della emissione sia di origine non termica ma spettro e’ molto
complesso.
Dagli anni 70 il miglior modello per la distribuzione di energia
nel continuo e’ il Synchrotron Self-Compton model (SSC)
anche se la complessita’ dello spettro suggerisce un continuo con
molte componenti dominate da diversi processi fisici.
A bassa frequenza elettroni relativistici in un campo magnetico
producono per sincrotrone emissione su un vasto range di frequenze
inoltre con SSC posso produrre emissione ad alte energie fino
alla banda γ
Blue bump
Radio and optical
break
Soft X excess
Reflection bump
Caratteristiche
--
Hard X: power law (+ righe Fe e qualche volta reflection bump)
-- X-ray e’ una power law da 1 keV con cutoff a circa 100 keV
-- soft X-ray eccesso comune S e QSS: inner edge of accretion disk
-- Blue Bump da 4000 a 1000 A (se si estende non si sa, in quanto
nostra galassia opaca da 900 a 100 A per assorbimento H neutro:
outer parts of the accretion disk, not as hot as those producing
X-ray
-- submm break; la locazione varia da AGN ad AGN. In radio loud
e’ solo 2 decadi, in radio quieti puo’ essere 5-6 decadi
-- ottico e radio non termico: in radio quieti caduta rapida da far IR
con pendenza > 2.5
Spettro continuo:
Banda X: emissione non termica da regioni vicine al SMBH
variabilita’ – alta energia; meccanismo SSC; regioni iniziali
dei getti (dobbiamo ancora vederlo in radio loud con
effetti relativistici) – Primary emission da 1 a 100 keV
Legge di Potenza hard X da IC
Termico: Disco - Corpo Nero – il disco e’ otticamente spesso
Hot Corona – autoassorbimento righe
riflessione – continuo caldo
Riga del Ferro
Soft X-Ray excess IC da
alta T – corona trasparente
Alta riflessione aspettata da oggetti che stanno accrescendo
con un alto Eddington rate.
Alta luminosita’ AGN implica che accretion che costruisce SMBH
e’ radiatively efficiente: thin disc
Soft excess
Legge di potenza
Compton Hump
Componenti principali spettro X-ray di un accreting non oscurato BH:
Rosso: soft quasi-thermal da accretion disc; verde: legge di potenza da IC soft
X da corona posta sopra il disco (ci possono essere assorbimenti qui non mostrati);
Blue: reflection e riga Fe (da hard-X e gas denso)
Lo spettro X di un AGN
(Risaliti & Elvis 2004)
Spettro X medio: altre componenti
oltre alla legge di potenza primaria
Picco di riflessione
Riga di emissione
del ferro
Seyfert 1
Seyfert 2
Decrescita (cut off)
esponenziale
alle alte energie
Le regioni piu’ interne dell’AGN:
il modello base e i meccanismi di emissione
Rg=GM/c2=raggio gravitazionale
MBH=106-109 masse solari
Compton
inverso
Continuo di riflessione Compton
Hot electrons T~108-9 K
~102 rg
Black hole
T~108-109 K
~104 rg
Accretion disk
Emissione
termica
T~106 K
Lo spettro in banda X
osservatore
a  0.9
Hot electrons
Black hole
Accretion disk
Legge di potenza primaria
Eccesso soft
Continuo di riflessione
Riga del ferro
F(E) = C E-a e(-E/Ec) [1+ A(E) ] + BB(E) + G(E)
Negli AGN radio loud una ulteriore componente dello spettro proviene dal jet
High Energy Spectra (X and g Ray emission)
X-Ray oltre 10% bolometric emission
Rapida variabilita’ (anche < 1 giorno)  origine vicino a BH
0.1 – 2 Kev soft X-Rays
2 – 100 Kev hard X-Rays
Oltre g-Rays
1 Kev  107 K (T=h/k)
Fotoni per keV = PE(fotoni s-1 keV-1)  E-  -
F  PE x h  -+1  -α
α e l’energy index mentre  = (α+1) e’ il photon index
indice spettrale in fotoni
Per le Seyfert <> = 1.7
Per convenzione indice spettrale ottico-X e’ definito tra
2500 amstrong e 2 keV
αox = -log [F(2keV)/ F(2500A)]/log[(2kev)/(2500A)]
= -0.384log [F(2keV)/ F(2500A)]
Abbiamo visto che il modello per spiegare lo spettro tipico di
una Seyfert, ipotizza due fasi: un disco otticamente spesso
e geometricamente sottile e sopra una corona completamente
ionizzata a una temperatura molto maggiore
Deve esistere inoltre un meccanismo che trasporti da disco a
corona energia generata in campo gravitazionale del BH
(Campo Magnetico)
Disco
Otticamente spesso  CN a 105-6 K
solo nel soft
Raggio interno dipende da BH e suo spin
Raggio esterno si congiunge con toro?
Corona
T = 108-9 K – ionizzata ed otticamente sottile
Elettroni relativistici per cui Compton Inverso  componente
a legge di potenza con  ≈ 1.8 – 2.1 cutoff a 100-300 kev
A energie superiori a 300 keV IC non funziona piu’
avendo fotoni ed elettroni stessa energia
Non puo’ essere origine emissione gamma
Dalla corona fotoni energetici che su disco danno emissione
Riga del Fe
Componente Riflessa
Emissione corona ≈ isotropa per meta’ fotoni emessi verso il
disco dove fotoassorbiti per meta’ e per meta’ riflessi
all’esterno. I riflessi danno continuo riflesso (eccesso a circa 10
keV) + riga del Fe
A Energia > 30-40 keV aumento per effetto Compton
=========
La natura del soft excess in realta’ e’ ancora un problema: non
sempre Corpo Nero funziona: si hanno T costanti e troppo alte
rispetto previsione del CN
Esiste una correlazione tra NLR e regione origine del soft
excess???
Spectral states
• Disc dominated - look like
a disc but small tail to high
energies
• Very high/intermediate
states at least know
something about a disc
• Low/hard state look really
different, not at all like a
disc!
• When not dominated by
disc don’t get consistent
results for radius so can’t
get spin
very high
disk dominated
high/soft
Gierlinski & Done 2003
Componenti principali spettro X-ray di un accreting non oscurato BH:
Rosso: soft quasi-thermal da accretion disc; verde: legge di potenza da IC soft
X da corona posta sopra il disco (ci possono essere assorbimenti qui non mostrati);
Blue: reflection e riga Fe (da hard-X e gas denso)
Ultraviolet-Optical Continuum
Ottico UV abbiamo un bump – emissione di CN a 104 – 106
gradi K prodotta dal disco di accrescimento:
big blue bump in quanto si pensa connesso a soft X eccesso
Puo’ esistere anche un IR bump dovuto a grani di polvere a
2000 K (small bump) - figura
Consideriamo le caratteristiche aspettate dello spettro se
radiazione da disco di accrescimento:
In prima approssimazione accretion disk irraggia localmente
come un CN:
Bν = 2hv3/(c2 ehv/kt(r) – 1)
Considerando come varia T con r ed assumendo Rin ≈ Rs
ed Rout  abbiamo che Lv e’ proporzionale a v1/3
(vedi ad esempio Peterson Cap. 4)
Blue bump
Radio and optical
break
Soft X excess
Reflection bump
regione blue bump
Considerando una M di 108 M● ed un Eddington accretion rate
troviamo che a
r = 50Rs cioe’ 0.6 giorni luce dal BH
abbiamo una emissione con picco a 1500 amstrong
a r = 240 Rs = 2.8 giorni luce abbiamo 5000 Amstrong
Bisogna verificare che emissione UV e ottica (tolto EL, blue bump
e contaminazione da stelle) sia in accordo con modello disco sottile
aspettato 1/3, spesso valori diversi che richiedono modelli +
complessi
Tuttavia con modelli piu’ sofisticati ci potrebbe essere accordo
Alternative: optically thin disk: free free emission + BT invece
di CN