Abbiamo visto: Esistono oggetti definiti AGN – ne abbiamo dato classificazione Evidenza che all’interno AGN esista un SMBH (Eddington) Metodi per misurare.

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1 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

2 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.

3 Un corpo nero è univocamente identificato mediante la TEMPERATURA
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. Il profilo della curva è dato dalla legge di Planck: legge di Planck

4 corpo nero – continua (1)
La luminosità irraggiata da un corpo nero sferico è data da: 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): corpo nero – continua (1)

5 tabella comparativa T – lmax - picco
esempio temperatura T(K) lmax (cm) lunghezza d’onda del picco di emissione gas coronale 3·10-8 Soft X-ray plasma caldo 300000 1·10-7 EUV stella O 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 Terra 300 1·10-4 MIR polvere fredda 100 3·10-4 submillimetrico CBR 2.7 ~1·10-1 millimetrico tabella comparativa T – lmax - picco

6 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.

7 free-free emission – continua (1)
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 free-bound). 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 free-free 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-free emission – continua (1)

8 free-free emission – continua (2)
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: dove In è l’intensità emessa in funzione della frequenza. 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. free-free emission – continua (2)

9 EMISSIONE NON TERMICA RADIAZIONE DI SINCROTRONE
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

10 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 con indice spettrale a >> 2 fosse necessario ricorrere ad emissione di tipo non termico ed in particolare emissione di sincrotrone.

11 sincrotrone – continua (1)
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: Irraggiando gli elettroni perdono un’ energia pari a: dove Umag è la densità di energia nel campo magnetico: B2/(8p·10-7) Da cui si può ricavare una vita media per irraggiamento: dove th è il tempo (in secondi) in cui l’elettrone perde metà della sue energia. La vita media di elettroni relativistici dipende quindi dall’inverso del quadrato del campo magnetico e dall’energia. sincrotrone – continua (1)

12 sincrotrone – continua (2)
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: 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 sincrotrone – continua (2)

13 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: [1] 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: dove λC è definita come:

14 effetto compton – continua (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 Thompson. effetto compton – continua (1)

15 effetto compton – continua (2)
N.B.: Il numero di fotoni è conservato e questi vengono accelerati ad energie superiori di un fattore γ dato da: 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.

16 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’

17 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.

18 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

19 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

20 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 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 = m3 r = 4 x 1014 m o 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

21 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

22 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.

23 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).

24 Il rapporto delle intensita’ F(4959+  5007)/F (4363)
e’ molto sensibile alla temperatura. Il range in NLR e’ – K ed un tipico valore e’ sui 16000 Era 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

25 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

26 In coni ionizzazione low density gas ionizzato dal continuo di
un AGN – indicano presenza AGN anisotropo anche in assenza di getti

27 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.

28 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

29 La riga del ferro a 6.4 keV n=numero quantico principale (n=3) (n=2)
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)

30 (Fe) Fluorescence Line
Photoelectric Absorption Fluorescence (+ Auger for 60%)

31 Probabilita’ relativa di diseccitazione Kβ/Kα ~ 1/9
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 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 (H-like) Kα: L  K Kβ: M  K

32 Perche’ si osserva la riga del ferro: il ferro ha il piu’ alto prodotto fra probabilita’ di fluorescenza e abbondanza cosmica

33 spettro riflesso 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 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

34 X-ray reflection

35 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/((1-βcosθo)) = e D Dove  e’ il fattore di Lorentz e D = 1/((1-βcosθo)) e’ il Doppler factor (velocita’ positiva in avvicinamento D > 1 quando β > 0 e o > e Se velocita’ bassa  ≈ 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

36 Consideriamo come varia luminosita’ – essendo radiazione per unita’
di tempo teniamo conto trasformazione energia fotoni o = e x D Trasformazione dei tempi dto = dte - dte  v cosθ/c = dte(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

37 In conclusione Lo = Le x D4 Boosting relativistico o Doppler boosting o relativistic beaming

38 Doppler boosting The quantity Iυ/υ3 is a Lorentz invariant
Therefore, the blueshifted radiation is brighter (Doppler boosting), the redshifted is fainter

39 longer straight lines (light bending).
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).

40 Light Bending

41 Light Bending

42

43 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)

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45 Event Horizon The radius of the Event Horizon is given by:
(in unita’ di rg) R+= 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 Togliere o spostare in riga ferro

46 I. Black Hole spin Methods to measure the Black Hole spin usually make use, directly or indirectly, of the dependence of the ISCO on the spin. Methods based on the iron line make no exception. a=0 a=1 Fabian et al. (2000)

47 Evidenze osservative Profilo relativistico della riga del ferro
Velocita’ nelle orbite piu’ interne fino a c La galassia di Seyfert 1 MCG

48 Dipendenza del profilo dallo spin del Black Hole
Schwarzschild Raggio dell’ultima orbita stabile in unita’ di rg 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)

49 Effetti dell’inclinazione e del profilo di emissivita’ del disco sul profilo della riga
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 Oss. i r

50 MCG-6-30-15 Best evidence for a spinning BH in a radio-quiet AGN !!
XMM-Newton (Wilms et al. 2001, Fabian et al. 2002) Rin = 1-2 Best evidence for a spinning BH in a radio-quiet AGN !!

51 Letture consigliate: Fabian arXiv: Fabian 1999, Proc. Natl. Acad. Sci. USA Ballantyne et al MNRAS 328, L11 Tesi di Laurea in Fisica di Gabriele Ponti I sessione AA

52 Effetti relativistici vicino al BH
(Matt et al. 1992) Rest-frame energy of a monochromatic line Angolo di inclinazione del disco 200 500 870 Black hole spin a=0 a=1 (Fabian 2000) (Fabian 2000)

53 Righe relativistiche con XMM-Newton
“Core” stretto MCG MCG Kerr black hole? (Dewangan et al. 2003) “Ala” rossa (Willms et al. 2001; Fabian et al. 2002) Kerr black hole? Energy extraction from the BH? 100 AGN nel Lockman Hole CXOJ (Streblyanska et al. 2005) (Comastri et al. 2004) z=1.146

54 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)

55 I risultati mostrano che il modello semplice disco + riga potrebbe
non essere sufficiente e che multiple Fe components potrebbero essere necessari Qui dopo 7 ore

56 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 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 FeK 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

57 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

58 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

59 Pro memoria Fν dν = F d e Fν = 2 F/c Spectral Energy Distribution SED

60 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

61 Blue bump Radio and optical Soft X excess break Reflection bump

62 -- Hard X: power law (+ righe Fe e qualche volta 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

63 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

64 Soft excess Compton Hump Legge di potenza

65 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)

66 Lo spettro X di un AGN (Risaliti & Elvis 2004)

67 Spettro X medio: altre componenti oltre alla legge di potenza primaria
Picco di riflessione Decrescita (cut off) esponenziale alle alte energie Riga di emissione del ferro Seyfert 1 Seyfert 2

68 Le regioni piu’ interne dell’AGN: il modello base e i meccanismi di emissione
Rg=GM/c2=raggio gravitazionale MBH= masse solari Compton inverso Continuo di riflessione Compton Emissione termica Hot electrons T~108-9 K ~102 rg Accretion disk T~106 K Black hole T~ K ~104 rg

69 Lo spettro in banda X F(E) = C E-a e(-E/Ec) [1+ A(E) ] + BB(E) + G(E)
osservatore Black hole Accretion disk Hot electrons a ~ 0.9 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

70 High Energy Spectra (X and  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 -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

71 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)] = log [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)

72 Disco Corona 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 = K – ionizzata ed otticamente sottile Elettroni relativistici per cui Compton Inverso  componente a legge di potenza con  ≈ 1.8 – 2.1 cutoff a 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

73 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 > 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???

74 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

75 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)

76 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)

77 Blue bump Radio and optical Soft X excess break Reflection bump

78 regione blue bump

79 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